«ИССЛЕДОВАНИЕ КОСМИЧЕСКИХ ГАММА-ВСПЛЕСКОВ ПО ДАННЫМ ТЕЛЕСКОПА СИГМА ОБСЕРВАТОРИИ ГРАНАТ. ПОИСК ДАЛЕКИХ СКОПЛЕНИЙ ГАЛАКТИК. ...»

Ложные срабатывания возникали из-за погрешностей в работе электроники.

18 НАБЛЮДЕНИЯ ВСПЛЕСКОВ ОСНОВНЫМ ДЕТЕКТОРОМ

Основные сведения о космических гамма-всплесках, зарегистрированных телескопом СИГМА, приведены в табл. 2.1. Названия всплесков, как это принято, составлены из двух последних цифр года, месяца и числа даты наблюдения всплеска. В таблице приведены длительности всплесков на половине максимума временной истории — T1 2. Использование этой характеристики длительности всплесков обусловлено тем, что эта величина почти не подвержена искажениям при измерениях с различной чувствительностью, так как не связана с измерением слабых потоков в «хвостах» временных историй всплесков. Для того, чтобы измерить величину T90, которая представляет из себя промежуток времени между моментами, когда выделилось 5% и 95% полной энергии всплеска, и которая обычно используется для измерения длительностей всплесков (например, Коувелиотоу и др., 1993), необходимо сначала измерить полный поток энергии всплеска (интеграл потока по времени), от которой T90 зависит напрямую. Если же излучение всплеска затухает по степенному закону, с показателем близким к  1, невозможно сделать оценку полного потока энергии, которая не зависела бы от отношения сигнал-шум, так как большая часть энергии может находиться в относительно слабом, но длинном хвосте кривой блеска, разная часть которого может быть выше шума. Ситуация с измерением полного потока энергии усугубляется тем, что фон может быть существенно переменным и его необходимо моделировать. В особенности это касается экспериментов, проводившихся на низких орбитах, таких как БАТСЕ (BATSE) на борту обсерватории им. Комптона (CGRO). На то, что излучение всплесков затухает именно по степенному закону, указывает форма отдельных импульсов излучения всплесков, в которых этот степенной закон имеет показатель  0,4 (Норрис и др., 1996), а также то, что именно такое затухание регистрируется на больших временных масштабах (Буренин и др., 1999; вторая часть диссертации). Так например, как будет показано во второй части диссертации, измеренная телескопом СИГМА величина T для яркого гамма-всплеска 920723 была бы 500  700 с, тогда как «на глаз» (и при измерении с меньшей чувствительностью) его длительность составляет около 6 с (рис. 2.3), что и отражает величина T1 2 5 с. Поэтому, величина T90 являНаблюдения Табл. 2.1. Гамма-всплески зарегистрированные основным детектором

20 НАБЛЮДЕНИЯ ВСПЛЕСКОВ ОСНОВНЫМ ДЕТЕКТОРОМ

В таблице приведены также максимальные скорости счета на временном масштабе 0.1 с в диапазоне 35–300 кэВ. Фоновая скорость счета в этом диапазоне обычно составляет 300 отсч./с. В следующей колонке таблицы приведены значения потока в пике всплесков в диапазоне 100-500 кэВ, измеренные при помощи прибора ФЕБУС (Терехов и др., 1994, 1995; Ткаченко и др., 1998). Ошибки не являются только статистическими — учтена неопределенность эффективной площади прибора ФЕБУС. Из таблицы видно, что телескопом СИГМА регистрируются относительно яркие всплески, с потоками в максимуме от 10 6 до 10 4 эрг с 1 см 2.

Все зарегистрированные всплески прошли через области ослабленной защиты детектора телескопа, о которых говорилось в первой главе. Пять гаммавсплесков удалось локализовать по их изображению на детекторе (Терехов и др., 1993; Кларе и др., 1994б; Голдвурм и др., 1994). Такие всплески отмечены звездочкой в колонке «подтверждения» табл. 2.1. В этой же колонке указаны некоторые другие приборы, наблюдавшие данный всплеск: P — ФЕБУС (Терехов и др., 1994, 1995; Ткаченко и др., 1998), W — ВОТЧ (Сазонов и др., 1998) на борту орбитальной обсерватории «Гранат» и B — БАТСЕ (Миган и др., 1998) на борту обсеватории им. Комптона.

Как уже говорилось, практически любой всплеск, вызвавший срабатывание ячейки и находящийся в основном поле зрения, может быть локализован телескопом СИГМА с точностью порядка нескольких угловых минут (Сюняев и др., 1993). Если бы источники всплесков были распределены однородно в евклидовом пространстве, то за все время наблюдений в основное поле зрения должно было бы попасть около 30 всплесков. Однако, ни один всплеск не попал в основное поле зрения телескопа. Это согласуется с наблюдаемым недостатком слабых всплесков по сравнению с количеством, которое ожидается для однородного распределения источников в евклидовом пространстве.

2.2 Результаты наблюдений На рис. 2.1 представлено распределение гамма-всплесков по длительности T1 2. В этом распределении просматриваются два максимума, разделенные минимумом при T1 2 1 с, как это наблюдалось раньше в других экспериментах (см. ссылки, например, в обзоре Фишмана, Мигана, 1995). Бимодальность распределения гамма-всплесков по длительностям может свидетельствовать о существенном различии природы коротких и длинных всплесков. По данным прибора ФЕБУС обсерватории «Гранат» было обнаружено, что короткие всплески являются в среднем более жесткими, чем длинные (Дезалей и др., 1991, 1996).

Кроме того, имеются указания на то, что распределение источников коротких всплесков в пространстве может быть ближе к однородному, чем распределение источников длинных всплесков (Тавани и др., 1998).

Зависимость log N Pµ–log P для всплесков, зарегистрированных телескопом СИГМА, изображена на рис. 2.2. По оси абсцисс отложено отношение максимальных скоростей счета всплесков к скорости счета в максимуме самого яркого гамма-всплеска 920723. Из рисунка видно, что эта зависимость хорошо приближается законом  3 2. Отклонение в части кривой подсчетов, соответствующей самым слабым всплескам, связано с уменьшением полной площади небесной сферы, доступной наблюдениям при малых потоках всплесков. Хорошее согласие с законом  3 2 в остальном диапазоне потоков свидетельствует о том, что большинство регистрируемых всплесков приходят с расстояний, где еще не проявляется неоднородность их распределения или космологические эффекты, приводящие к завалу кривой подсчетов. При этом тот факт, что в разных направлениях относительно оси телескопа чувствительность разная, не мешает сделать такой вывод для достаточно ярких всплесков. Действительно, если распределение регистрируемых всплесков по чувствительности, с которой измеряются их потоки, не зависит от потоков всплесков, то в случае однородного распределения источников в евклидовом пространстве это распределение может быть проинтегрировано отдельно, подобно функции светимости источников (например, Зельдович, Новиков, 1975), и не может искажать закона  3 2.

Отклонение от этого закона наблюдается для более слабых всплесков, с потоками в максимуме 3 10 6 эрг с 1 см 2 (см., например, обзор Фишмана, Мигана, 1995).

На рис. 2.3 представлены временные истории зарегистрированных гаммавсплесков в энергетическом диапазоне 35–300 кэВ. Временные истории всплесков 900720 и 910122 изображены на разных временных масштабах, так как их длительность больше, чем продолжительность записи данных с хорошим временным разрешением.

22 НАБЛЮДЕНИЯ ВСПЛЕСКОВ ОСНОВНЫМ ДЕТЕКТОРОМ

24 НАБЛЮДЕНИЯ ВСПЛЕСКОВ ОСНОВНЫМ ДЕТЕКТОРОМ

26 НАБЛЮДЕНИЯ ВСПЛЕСКОВ ОСНОВНЫМ ДЕТЕКТОРОМ

28 НАБЛЮДЕНИЯ ВСПЛЕСКОВ ОСНОВНЫМ ДЕТЕКТОРОМ

3.1 Наблюдения Использовался формат данных, в котором в бортовую память последовательно записываются времена прихода каждого 32-го фотона в энергетическом диапазоне 0.25–2 МэВ с точностью 8 мкс. Всего записывается 12288 таких временных меток. Продолжительность записи информации о кривой блеска составляет обычно около 70 с. Эта величина меняется в зависимости от регистрируемой скорости счета. Поскольку этот вид информации присутствует только в блоках телеметрии с подробной информацией о всплеске и в каждом сеансе наблюдений может быть записано только два таких блока (см. главу 1), при использовании только этих данных, наблюдательное время после второго срабатывания всплесковой ячейки в сеансе отбрасывается. Но так как два срабатывания подряд в одном сеансе случаются редко, в результате эффективное наблюдательное время уменьшается не очень сильно и составляет в этом случае 1.36 года.

За все время наблюдений было зарегистрировано 718 срабатываний всплесковой ячейки. Подавляющее большинство этих срабатываний были вызваны разного рода высокоэнергичными частицами. Это объясняется тем, что для работы всплесковой ячейки используется скорость счета без проверки их совпадений между разными блоками защиты. Все срабатывания, связанные с частицами, могут быть легко идентифицированы по особенностям временных историй.

При использовании указанного типа данных было идентифицировано 23 космических гамма-всплеска и одиннадцать солнечных вспышек.

Основные сведения об этих гамма-всплесках сведены в табл. 3.1. В ней приведены названия всплесков, время, когда произошел всплеск, скорость счета в

30 НАБЛЮДЕНИЯ ВСПЛЕСКОВ АКТИВНОЙ ЗАЩИТОЙ

S — основной детектор телескопа СИГМА (Буренин и др., 2000; глава 2).

P — ФЕБУС (Терехов и др., 1994, 1995; Ткаченко и др., 1998).

W — ВОТЧ (Сазонов и др., 1998).

B — БАТСЕ на борту обсеватории им. Комптона (Миган и др., 1998).

его максимуме на временном масштабе 0,1 с, суммированная по двум детекторам, в которых всплеск был наиболее ярким в диапазоне 0,25–2 МэВ. Приведены также длительности всплесков на половине максимума кривой блеска T (см. § 2.1) и подтверждения по данным других приборов: S — основной детектор телескопа СИГМА (Буренин и др., 2000; глава 2), P — ФЕБУС (Терехов и др., 1994, 1995; Ткаченко и др., 1998), W — ВОТЧ (Сазонов и др., 1998) на борту орбитальной обсерватории «Гранат» и B — БАТСЕ на борту обсеватории им. Комптона (Миган и др., 1998). Все представленные всплески были зарегистрированы одним из этих приборов. Это объясняется относительно низкой чувствительностью антисовпадательной защиты телескопа в качестве детектора космических гамма-всплесков.

3.2 Результаты наблюдений На рис. 3.1 представлено распределение гамма-всплесков по длительности T1 2. Это распределение согласуется с бимодальным распределением по длительностям, которое наблюдается в других экспериментах (например, § 2.2).

Для более определенного вывода не хватает статистической значимости из-за малого объема полученной выборки.

Зависимость log N Pµ–log P для всплесков, зарегистрированных телескопом СИГМА, изображена на рис. 2.2. По оси абсцисс отложено отношение максимальных скоростей счета всплесков к скорости счета в максимуме самого яркого гамма-всплеска 920723. Из рисунка видно, что для ярких всплесков эта зависимость хорошо приближается законом  3 2. Как говорилось выше, то, что чувствительность меняется в зависимости от направления на всплеск, не мешает сделать такой вывод для достаточно ярких всплесков (§ 2.2). Отклонение от этой зависимости для слабых всплесков связано скорее всего с уменьшением площади небесной сферы, доступной наблюдениям при таких потоках.

Временные истории некоторых гамма-всплесков, зарегистрированных антисовпадательной защитой представлены на рис. 3.3.

Несмотря на большую геометрическую площадь (площадь каждого из четырех блоков кристаллов составляет 2400 см2, см. главу 1), чувствительность антисовпадательной защиты в качестве детектора космических гамма-всплесков оказывается очень низкой. Это происходит из-за того, что блоки кристаллов окружены пассивной защитой, а также из-за очень высокого фона, который составляет 104 отсч./с. Кроме того, всплески наблюдаются в очень жестком диапазоне энергий, нижняя граница которого составляет 250 кэВ, в котором «типичный» всплеск дает уже очень мало фотонов. Диапазон энергий 0,25–2 МэВ, в котором можно наблюдать гамма-всплески при помощи антисовпадательной защиты, полностью перекрывается прибором ФЕБУС на борту обсерватории «Гранат», который имеет лучшую чувствительность. Данные антисовпадательной защиты телескопа СИГМА будут использованы для проверки данных этого прибора и улучшения его калибровки.

32 НАБЛЮДЕНИЯ ВСПЛЕСКОВ АКТИВНОЙ ЗАЩИТОЙ

Список литературы к первой части Буренин Р. А., Вихлинин А. А., Терехов О. В., Ткаченко А. Ю., Сазонов С. Ю., Гильфанов М. Р., Чуразов Е. М., Сюняев Р. А. и др. // Письма в Астрон. журн., 1999, т. 25, с. 483.

Буренин Р. А., Терехов О. В., Сюняев Р. А., Дьячков А. В., Хавенсон Н. Г., Новиков Б. С., Церенин И. Д., Суханов К. М.,Голдони П., Кларе А., Голдвурм А., Поль Ж., Пелаез Ф., Журден Е., Рок Ж.-П., Ведренн Г. // Письма в Астрон. журн., 2000, т. 26, с. 483.

Голдвурм и др. (Goldwurm A., Gaertner S., Churazov E., Gilfanov M.) // IAU Circ., 1994, Дезалей и др. (Dezalay J.-P., Barat C., Talon R., Sunyaev R., Terekhov O., Kuznetsov A.) // 1th Huntsville Gamma-Ray Bursts Symp. (ed. Paciesas W. S., Fishman G. J.) New York :

AIP Conf. Proc., 1991, p. 265.

Дезалей и др. (Dezalay J.-P., Lestrade, J. P., Barat C., Talon R., Sunyaev R., Terekhov O., Kuznetsov A.) // Astrophys. J.(Letters)., 1996, v. 471, L27.

Зельдович Я. Б., Новиков И. Д. // Строение и эволюция Вселенной, М.: Наука, 1975, с. 87.

Кларе и др. (Claret A., Lebrun F., Laurent P., Leray J. P.) // Astron. Astrophys., 1994а, v. 282, p. 1034.

Кларе и др. (Claret A., Lebrun F., Paul J. et al.) // Astron. Astrophys., 1994б, v. 287, p. 824.

Коувелиотоу и др. (Kouveliotou C., Meegan C. A., Fishman G. J., Bhat N. P., Briggs M. S., Koshut T. M., Paciesas W. S., Pendleton G. N.) // Astrophys. J.(Letters)., 1993, v. 413, L101.

Миган и др. (Meegan C.A., Pendleton G.N., Briggs M. S. et al.) // Astrophys. J. Suppl. Ser., 1996, v. 106, p. 65.

Норрис и др. (Norris J. P., Nemiroff R. J., Bonnell J. T., Scargle J. D., Kouveliotou C., Paciesas W. S., Meegan C. A., Fishman G. J.) // Astrophys. J., v. 459, p. 393.

Сазонов и др. (Sazonov S. Yu., Sunyaev R. A., Terekhov O. V., Lund N., Brandt S., CastroTirado A. J.) // Astron. Astrophys. Suppl. Ser., 1998, v. 129, p. 1.

Сюняев и др. (Sunyaev R. A., Gilfanov M. R., Churazov E. M., Terekhov O. V., Dyachkov A. V., Khavenson N. G. et al.) // Astrophys. J., 1993, v. 402, p. 579.

Терехов и др. (Terekhov O. V., Kuznetsov A. V., Barat K., Vedrenn Z., Niel’ M.) // Scientific instrumentation for space studies (A89-14726 03-19). Moscow: Izdatel’stvo Nauka, 1987, Терехов О. В., Лобачев В. А., Денисенко Д. В. и др. // Письма в Астрон. журн., 1993, т. 19, с. 686.

Терехов О. В., Денисенко Д. В., Лобачев В. А. и др. // Письма в Астрон. журн., 1994, т. 20, с. 323.

Терехов О. В., Денисенко Д. В., Лобачев В. А. и др.) // Письма в Астрон. журн., 1995, т. 21, с. 83.

Терехов О. В., Кузмин А. Г., Сюняев Р. А., Ткаченко А. Ю., Денисенко Д. В. и др. // Письма в Астрон. журн., 1996, т. 22, с. 403.

Ткаченко А. Ю., Терехов О. В., Сюняев Р. А. и др.) // Письма в Астрон. журн., 1998, т. 24, с. 833.

Поль и др. (Paul J., Mandrou P., Ballet J. et al.) // Adv. Space Res., 1991, v. 11, p. 289.

Фишман, Миган (Fishman G. J., Meegan C. A.) // Ann. Rev. Astron. Astrophys., 1995, v. 33, p. 415.

Ранние послесвечения гамма-всплесков Введение Ниже дано краткое описание модели релятивистского огненного шара, которая используется в этой главе для сравнения с экспериментальными данными.

В последнее время опубликованы хорошие обзоры, посвященные этой модели (Пиран, 1999; Постнов, 1999), в которых дано более подробное ее описание и приведена полная библиография. Отметим также интересную лекцию Блинникова (1999), опубликованную в виде препринта.

Важным событием в исследовании космических гамма-всплесков явилось открытие их рентгеновских, оптических и радио- послесвечений, регистрируемых на временных масштабах от дней до месяцев. Такие наблюдения стали возможными благодаря быстрым и точным локализациям гамма-всплесков, выполненных приборами обсерватории BeppoSAX. В настоящее время большая часть таких областей локализации получается методом триангуляции в результате наблюдений Межпланетной сети, состоящей из российского прибора КОНУС, установленного на космическом аппарате WIND, и детекторов на борту космических аппаратов Ulysses и NEAR.

К настоящему времени затухающие оптические источники обнаружены в областях локализации около двадцати гамма-всплесков. Примерно для пятнадцати из них удалось при помощи оптических наблюдений напрямую измерить красные смещения их источников, которые оказались в пределах от z 0,4 до 3,5. Если источники гамма-всплесков излучают изотропно, такие расстояния соответствуют энерговыделению 1052 – 3 1054 эрг. С другой стороны, наблюдаемая переменность излучения гамма-всплесков на малых временных масштабах дает оценку размера излучающей области c t 300 км для покоящегося источника. При такой огромной плотности излучения с большим количеством жестких фотонов h 511 кэВ должны были бы родиться электрон-позитронные пары, которые сделали бы излучающую область оптически толстой. Из-за давления излучения огненный шар должен был бы начать расширяться с релятивистской скоростью и излучение смогло бы полностью выйти из него только после аннигиляции электрон-позитронных пар. При этом, спектр этого излучения должен был бы быть тепловым, что противоречит наблюдениям. В этом состоит «проблема компактности» источников гамма-всплесков.

Проблема компактности может быть решена, если излучающая оболочка разлетается с ультрарелятивистской скоростью. В этом случае наблюдатель может видеть только малую часть оболочки, в пределах конуса с углом раствора 1 ­, где ­ — гамма-фактор движения оболочки, поэтому оценка радиуса оболочки должна быть увеличена на множитель ­ 2 по сравнению с нерелятивистским случаем (Рыбики, Лайтман, 1979, задача 4.1). Кроме того, из-за эффекта Доплера, энергия гамма-квантов в системе покоя источника должна быть меньше наблюдаемой на множитель ­ и в источнике должно быть меньше гамма-квантов с энергией h 511 кэВ. Для того, чтобы разрешить проблему компактности требуется гамма-фактор ­ 100.

Наиболее популярной в настоящее время является модель релятивистского

40 РАННИЕ ПОСЛЕСВЕЧЕНИЯ ГАММА-ВСПЛЕСКОВ

По этой причине для объяснения быстрой переменности излучения всплесков привлекают внутренние ударные волны, которые могут возникать при взаимодействии различных частей толстой оболочки, движущихся с различными скоростями, между собой (толщина оболочки в системе отсчета наблюдателя должна быть больше R ­ 2, где R — ее радиус). Однако, внутренние ударные волны не обеспечивают перевода существенной части энергии релятивистского потока в излучение и большая часть его кинетической энергии должна рассеиваться во внешних ударных волнах. Предполагается, что за послесвечение всплеска ответственна именно внешняя ударная волна, которая распространяется в межзвездной среде перед потоком.

Кинетическая энергия потока расходуется не только на то, чтобы разогнать собранную по пути межзвездную среду, но и на ее нагревание. Из соотношений на поверхности разрыва в ультрарелятивистской ударной волне (Блэндфорд, Макки, 1976) следует, что, проходя через нее, межзвездная среда нагревается так, что гамма-факторы хаотического движения частиц оказываются порядка гамма-фактора движения оболочки ­. Поэтому оболочка начинает тормозиться после того, как соберет на своем пути массу межзвездной среды, равную E ­0, где E — начальная энергия оболочки, а ­0 — начальный гамма-фактор ее движения. Когда собранная масса становится много больше этого значения, в задаче пропадает выделенный масштаб и движение становится автомодельным, причем оно зависит от величины E, а зависимость от ­0 теряется. Так как в этот момент v cи­ 1, знаменитое решение Седова еще неприменимо. Автомодельные решения задачи об ультрарелятивистском взрыве были получены Блэндфордом и Макки (1976). Когда движение оболочки становится лишь умеренно релятивистским, автомодельность пропадает, так как появляется масштаб скорости — скорость света c. При дальнейшем торможении, движение оболочки снова становится автомодельным (при этом v c, ­ 1) и описывается решением Седова. В случае анизотропного разлета оболочки, эта картина остается верной до тех пор, пока угол раствора конуса, в который она движется этого момента оболочка «не знает», что она несферическая.

Синхротронный спектр электронов, ускоренных ударной волной, состоит из степенных зависимостей с изломами на характерных частотах m, которая соответствует максимуму распределения электронов по энергиям, c, соответствующей таким энергиям электронов, выше которых становится существенно их радиационное охлаждение за время расширения. На эти частоты (меньшую из них) приходится максимум спектрального потока излучения F. Частота, ниже которой существенно синхротронное самопоглощение a всегда лежит в радиодиапазоне. В простейшей модели огненного шара предполагается, что в электронах и магнитном поле содержатся постоянные доли энергии вещества за фронтом ударной волны. Поэтому частоты m и c в этой модели зависят только от гамма-фактора движения оболочки. Частота c кроме того еще явно зависит от времени расширения.

Таким образом, поток послесвечения растет во всех диапазонах до тех пор, пока оболочка не начала тормозиться, из-за того, что она собирает на своем пути все больше межзвездного вещества. Когда же оболочка начинает торможение, ее гамма-фактор, вследствие автомодельности движения, уменьшается как степенная функция времени. Вместе с гамма-фактором степенным образом уменьшаются и частоты m и c и максимум спектра движется в низкочастотную область.

Так как синхротронный спектр также степенной, в фиксированной полосе частот будет наблюдаться степенная кривая блеска. При этом, в мягком гамма и в рентгеновском диапазонах степенное уменьшение потока послесвечения должно происходить сразу же после начала торможения оболочки, так как с самого начала частоты m и c находятся в более мягкой области при типичных параметрах.

В рамках этой модели были успешно объяснены степенные кривые блеска послесвечений гамма-всплесков, регистрируемые в рентгеновском и оптическом диапазонах на временном масштабе от дней до месяцев и больше. Спектры послесвечений также хорошо воспроизводятся в рамках модели. Так например, спектр послесвечения гамма-всплеска 970508 хорошо согласуется с расчетным в диапазонах от радио до рентгеновского (Галама и др., 1998). Однако, эти наблюдения наблюдения проводились в основном телескопами с узким полем зрения, которые успевали наводить на источник гамма-всплеска только через несколько часов после его регистрации. В это время гамма-фактор движения потока уже должен упасть до ­ 10. С другой стороны, большой интерес представляют наблюдения послесвечений всплесков на самом раннем этапе их развития когда гамма-фактор движения потока, плотность и температура вещества максимальны. Так как максимум раннего послесвечения в рентгеновском и гамма-диапазонах соответствует началу торможения потока из-за взаимодействия с межзвездной средой, такие наблюдения могли бы позволить определить

42 РАННИЕ ПОСЛЕСВЕЧЕНИЯ ГАММА-ВСПЛЕСКОВ

В этой части диссертационной работы представлены результаты поиска ранних послесвечений космических гамма-всплесков по данным телескопа СИГМА обсерватории «Гранат». Используя одно из основных преимуществ телескопа СИГМА — стабильный фон, удалось провести наблюдение раннего послесвечения яркого всплеска 920723 и исследовать излучение других всплесков на больших временных масштабах. Этому посвящена глава 4. В пятой главе, в рамках модели релятивистского огненного шара исследовано излучение коротких гамма-всплесков (длительностью 1 с) на временном масштабе t 30 с по данным монитора БАТСЕ на борту обсерватории им. Комтона.

Глава Поиск ранних послесвечений гамма-всплесков по данным телескопа СИГМА 4.1 Наблюдение раннего послесвечения всплеска Представлены результаты наблюдения послесвечения яркого космического гамма-всплеска 23 июля 1992 г., оказавшегося в поле зрения вторичной оптики телескопа СИГМА обсерватории «Гранат». После всплеска, длившегося 6 с, на протяжении 1000 с наблюдалось затухающее мягкое гамма-излучение (35– 300 кэВ). За это время высветилось 20% энергии всплеска. Кривая блеска основного события плавно переходит в послесвечение, в котором поток спадает по степенному закону с показателем  0,7. В момент начала падения потока от основного события наблюдается резкое изменение жесткости излучения. Жесткость спектра послесвечения в диапазоне 8–200 кэВ соответствует степенному спектру со спектральным индексом « 1, тогда как во время всплеска « 0,0 – 0,3. Параметры послесвечения обсуждаются в рамках модели релятивистского огненного шара.

4.1.1 Наблюдение Космический гамма-всплеск 23-го июля 1992 г. является самым ярким всплеском, зарегистрированным телескопом СИГМА обсерватории «Гранат», и одним из самых ярких всплесков, наблюдавшихся обсерваторией «Гранат» за все время ее работы. Он был зарегистрирован приборами ФЕБУС, ВОТЧ и СИГМА в диапазоне энергий от 8 кэВ до 24 МэВ (Терехов и др., 1993; 1995б). Срабатывание всплесковых ячеек произошло в 20h 03m 08s,3 всемирного времени; всплеск продолжался 6 с. По данным прибора ВОТЧ, излучение фотонов в диапазоне 8–20 кэВ длилось еще более 40 с после окончания всплеска в жестких рентгеновских лучах (Терехов и др., 1993). Всплеск был локализован этим прибором

44 РАННИЕ ПОСЛЕСВЕЧЕНИЯ ПО ДАННЫМ ТЕЛЕСКОПА СИГМА

Всплеск был также зарегистрирован вторичной оптикой телескопа СИГМА.

Распределение фотонов всплеска на детекторе телескопа соответствовало характерному «отпечатку» от отверстия в защите в виде дуги, что дало возможность измерить положение всплеска с точностью 1 (Кларе и др., 1994б). Изображение на детекторе телескопа во время всплеска 920723 приведено в главе (рис. 1.2). Формат сохранения данных телескопа в бортовой памяти обсерватории позволяет в течение 7,5 с строить кривую блеска с временным разрешением лучше 0,1 с (в зависимости от потока); также в течение всего сеанса записывается скорость счета на детекторе с разрешением 4 с в четырех широких энергетических каналах: 35–70, 70–150, 150–300 и 300–600 кэВ. В последнем канале послесвечение не было зарегистрировано, поэтому далее будут рассматриваться только первые три из них. Пиковая скорость счета всплеска в диапазоне 35–300 кэВ составила 7900 отсч./с, средняя скорость счета фона — 310 отсч./с.

Во время сеанса телескоп СИГМА был наведен на рентгеновский пульсар Геркулес X-1, который во время всплеска находился в затмении и не был обнаружен. Верхний предел на его среднюю за сеанс скорость счета составляет 0,25 отсч./с на уровне значимости 99,7%, в полосе энергий фотонов 35– 70 кэВ. Пульсар имеет очень мягкий спектр (фотонный индекс  4,4 в полосе 20–100 кэВ), поэтому в более жестких каналах поток от него пренебрежимо мал.

В фазу затмения пульсар вошел за 12000 с до всплеска и вышел из нее через 9000 с после всплеска. Таким образом, в интересующий нас промежуток времени он не мог внести заметного вклада в переменность скорости счета на детекторе. Во время наблюдения в поле зрения вторичной оптики также не было ярких источников мягкого гамма-излучения. Космический аппарат «Гранат» находится на высокоапогейной орбите и в течение наблюдения не подвержен влиянию радиационных поясов Земли и других неоднородностей магнитосферы (таких как Южная атлантическая аномалия). Поэтому фон телескопа СИГМА обычно не проявляет заметной переменности на масштабах 103 с, и его можно удовлетворительно моделировать полиномом низкого порядка.

4.1.2 Обработка и результаты наблюдения Обычно источники составляют лишь несколько процентов общей скорости счета на детекторе телескопа СИГМА, поэтому правильное вычитание фона является вопросом первостепенной важности. Для моделирования фона были исключены 4000 с непосредственно следующие за всплеском и 1000 с непосредственно перед всплеском. Продолжительность всего сеанса составляла около 65000 с, таким образом исключалось около 8% общего времени наблюдения. Изменение фона со временем аппроксимировалось полиномами Чебышева порядка 0, 1, 2 и т.д. Процесс останавливался на том порядке, после которого увеличение порядка полинома не вызывало значимого улучшения качества модели (что Скорость счета, 103 отсч./с Рис. 4.1. Кривая блеска основного события с временным разрешением 0,1 с в диапазоне 35–300 кэВ. Начало отсчета времени соответствует моменту срабатывания всплесковой ячейки. Сплошная горизонтальная линия показывает полиномиальную модель фона. Вертикальными пунктирными линиями отмечены моменты времени, в которые выбирается начало отсчета времени для кривых блеска в логарифмических координатах (рис. 4.3 и 4.6).

46 РАННИЕ ПОСЛЕСВЕЧЕНИЯ ПО ДАННЫМ ТЕЛЕСКОПА СИГМА

определялось по критерию Фишера). Окончательно была принята модель фона с полиномами Чебышева 2-го порядка в первом и втором энергетических каналах и 3-го порядка в третьем канале. Следует отметить, что в районе всплеска значение фона очень слабо зависело от порядка полинома. Например, полиномы наивысшего использованного порядка отклоняются от простейшей линейной модели фона на 0.065 отсч/с в полной энергетической полосе.

Качество вычитания фона можно проконтролировать сравнением распределения отклонения измеренной скорости счета от фоновой модели с ожидаемым распределением для чисто статистического разброса. Для этого было построено распределение отклонений усредненной за 300 с скорости счета от модели фона в единицах стандартного отклонения пуассоновского распределения. В случае чисто статистических вариаций фона это распределение должно быть гауссовым с дисперсией равной единице; в случае нестабильного фона распределение должно быть шире. Полученное распределение хорошо приближается гауссовой моделью ( 2 5,1 на 7 степеней свободы) с дисперсией 1,1 ¦0,1. Дисперсия несколько превышает единицу, но это превышение оказывается незначимым. Таким образом, нестабильность фона на временном масштабе 300 с не обнаруживается. Предполагая, что статистические и надстатистические вариации складываются в квадратуре, можно получить, что средняя надстатистическая вариация фона относительно полиномиальной модели не превышает 0.6 отсч/с (на 95% уровне). Это заметно меньше, чем интенсивность зарегистрированного послесвечения в течение первых 1000 с после всплеска.

§4.1 Наблюдение раннего послесвечения всплеска На рис. 4.1 представлена кривая блеска основного события с временным разрешением 0,1 с в диапазоне 35–300 кэВ. Нуль времени соответствует моменту срабатывания всплесковой ячейки. На рис. 4.2 изображена скорость счета до и после всплеска на большом временном масштабе. Сам гамма-всплеск на этом рисунке «замазывается» из-за слишком грубого временного разрешения, однако, можно заметить, что слабое излучение регистрируется до 1000 с после всплеска. Сплошная линия на рис. 4.1 и 4.2 показывает полиномиальную модель фона. Из рис. 4.2 видно, что эта модель адекватно описывает фон, который остается практически постоянным на протяжении более чем 104 с.

В логарифмических координатах форма кривой блеска сильно зависит от того, какой момент выбран началом отсчета времени. Для правильного изображения степенных зависимостей, которые следуют из автомодельных решений задачи о сильном взрыве, за начало отсчета следует принимать момент, когда выделяется энергия взрыва. Решение можно считать автомодельным только на временах, гораздо больших интервала времени, за который выделяется эта энергия. Поэтому степенную зависимость кривой блеска от времени следует искать на временах, гораздо больших продолжительности основного события, т.е. при t 6 с. В логарифмических координатах форма этой части кривой не зависит от положения начала отсчета времени, выбранного во время всплеска.

На рис. 4.3 показана кривая блеска с вычтенным фоном в логарифмических координатах. Нуль времени соответствует времени срабатывания всплесковой ячейки. Этот момент обозначен пунктирной линией слева на рис. 4.1. Горизонтальной пунктирной линией снизу на рис. 4.3 отмечен верхний 95% предел на уровень возможной надстатистической вариации фона относительно полиномиальной модели на временной шкале 300 с, полученный выше (0.6 отсч/с).

Закрашенными квадратами обозначена часть кривой, построенная по данным с временным разрешением 4 с, пустыми квадратами — данным с хорошим временным разрешением. Хорошо видно, что после этого яркого всплеска, длительность которого составляет около 6 с (рис. 4.1) в течение 1000 с регистрируется слабое затухающее излучение.

Прямая, проведенная на рис. 4.3 сплошной линией, представляет лучшее приближение кривой блеска степенным законом во временном интервале 20– 1000 с; штрихпунктирная кривая — лучшее приближение этих же точек экспонентой. Значения 2 равны соответственно 1,5 и 6,5 на 4 степени свободы. Таким образом, степенной закон удовлетворительно описывает данные и является лучшим приближением, чем экспонента. Степенной наклон кривой блеска в интервале 20–1000 с равен  0,69¦0,17. Степенные наклоны для кривой блеска в каждом из трех энергетических диапазонов отдельно равны:  1,29¦0,55 (35– кэВ),  0,64¦0,19 (70–150 кэВ) и  0,41¦0,6 (150–300 кэВ). В пределах ошибок эти показатели не отличаются между собой. Во временном интервале 20–1000 с высвечивается 20% энергии, выделенной в основном всплеске. Отметим, что при данном выборе начала отсчета времени экстраполяция степенного закона, приближающего кривую блеска в интервале 20–1000 с, в сторону начала отсчета (обозначенная пунктиром на рис. 4.3) почти точно попадает на первый маРАННИЕ ПОСЛЕСВЕЧЕНИЯ ПО ДАННЫМ ТЕЛЕСКОПА СИГМА Скорость счета, отсч./с Рис. 4.3. Скорость счета после всплеска с вычтенным фоном и в логарифмических координатах. Нуль времени соответствует времени срабатывания всплесковой ячейки. Закрашенными квадратами обозначена часть кривой, построенная по данным с временным разрешением 4 с, пустыми квадратами — данным с хорошим временным разрешением. Горизонтальной пунктирной линией снизу отмечен верхний 95% предел на уровень возможной надстатистической вариации фона относительно полиномиальной модели на временном масштабе 300 с.

См. также текст.

§4.1 Наблюдение раннего послесвечения всплеска константа отсч./с ленький пик временной истории, в самом начале основного события (см. также На рис. 4.4 изображены спектры отсчетов основного события во временном интервале 0–6 с (а), в интервале 6–7,5 с (б), и спектр отсчетов послесвечения (в). Из рисунка видно, что в пределах ошибок измерения жесткость послесвечения не отличается от жесткости излучения через 6–7,5 с после срабатывания ячейки, но оказывается заметно мягче среднего по времени спектра основного события. Хотя форма спектров может быть сильно искажена поглощением мягкого излучения в пассивной защите телескопа, вывод об относительном умягчении спектра во время послесвечения должен быть верным.

Вывод об относительной мягкости послесвечения с большей уверенностью можно сделать из сравнения данных телескопа СИГМА с кривой блеска по данным прибора ВОТЧ в полосе 8–20 кэВ (Терехов и др., 1993; Сазонов и др. 1998).

По данным прибора ФЕБУС можно определить поток в основном событии в полосе 75–200 кэВ и найти коэффициент перевода отсчетов на детекторе телескопа СИГМА в энергетические единицы. Результаты этих расчетов представлены на рис.4.5, где изображена временная история эффективного спектрального индекса в диапазоне 8–200 кэВ (т.е. параметра степенного спектра F »  «, имеющего жесткость, равную наблюдаемой). Из рис.4.5 видно, что спектр послесвечения гораздо мягче спектра основного события. Во время основного события (в интервале 0–6 с) наблюдается обычное для гамма-всплесков умягчение спектра со временем (например, Форд и др., 1994). На шестой секунде после срабатывания всплесковой ячейки, спектральный индекс резко увеличивается от « 0,3 до и впоследствии остается постоянным в пределах ошибок измерения.

50 РАННИЕ ПОСЛЕСВЕЧЕНИЯ ПО ДАННЫМ ТЕЛЕСКОПА СИГМА

На рис. 4.6 изображена кривая блеска в логарифмических координатах так же, как и на рис. 4.3, но нулевой момент времени выбран в начале быстрого падения скорости счета примерно через 6 с с момента срабатывания всплесковой ячейки (вертикальная пунктирная линия справа на рис. 4.1). Как показано выше, этот момент временной истории выделен также резким изменением спектра всплеска (вертикальная пунктирная линия на рис.4.5). При таком выборе начала отсчета времени данные в интервале 0,01–10 с хорошо ложатся на степенной закон, полученный в интервале 20–1000 с. Если учесть интервал 0,1–20 с при отыскании наилучшего приближения степенной функцией, ее показатель окажется равным  0,70¦0,03. Основная часть временной истории всплеска не показана на рис. 6; при данном выборе начала отсчета времени она расположена на отрицательной части временной оси. При t 6 с (продолжительности всплеска), форма кривой блеска не меняется по сравнению с рис. 4.3, где нуль времени выбран в начале основного события.

При таком выборе начала отсчета времени, уменьшение потока согласно единому степенному закону происходит на протяжении примерно четырех порядков величины изменения времени. Однако, такое поведение кривой блеска не ожидается в случае, если степенной хвост возникает при переходе огненного шара в автомодельный режим расширения — в этом случае степенное уменьшение потока следует ожидать только на временном масштабе, много большем времени выделения энергии.

Скорость счета, отсч./с Рис. 4.6. То же, что и на рис. 4.3, но начало отсчета времени выбрано в начале быстрого падения скорости счета и в момент резкого умягчения спектра, примерно через 6 с с момента срабатывания всплесковой ячейки (вертикальная пунктирная линия справа на рис. 4.1, вертикальная пунктирная линия на рис.4.5).

52 РАННИЕ ПОСЛЕСВЕЧЕНИЯ ПО ДАННЫМ ТЕЛЕСКОПА СИГМА

Начальный гамма-фактор ­ 4.1.3 Обсуждение На рис. 4.7 для наглядности показаны времена и энергетические диапазоны, в которых проводилось наше наблюдение и в которых обычно проводятся наблюдения рентгеновских и оптических послесвечений. На рисунке также показано как, согласно модели релятивистского огненного шара, должны меняться со временем характерные частоты синхротронного спектра послесвечения m и c для того, чтобы их значения согласовывались с измеренными для всплесков 970508 и 971214 при t 106 с (Виерс и Галама, 1998). Из рисунка видно, что наше наблюдение находится в таком временном и энергетическом диапазоне, который ранее не был доступен для наблюдений послесвечений гамма-всплесков.

Важной особенностью нашего наблюдения является и то, что нет перерыва между наблюдением основного относительно короткого всплеска, который имеет сложную временную структуру, и его послесвечения, поток в котором спадает по степенному закону на большом отрезке времени. Из полученной кривой блеска (рис. 4.1, 4.3 и 4.6) видно, что процесс, ответственный за послесвечение всплеска, начинается сразу после, или даже во время основного события. При этом резкое изменение спектральных характеристик (рис. 4.5) может указывать на момент времени, когда заканчивается процесс, в котором рождается большая часть жесткого и переменного излучения основного всплеска.

Как говорилось во введении, в рамках модели релятивистского огненного шара, максимум послесвечения наступает в момент, когда оболочка начинает тормозиться после того, как собирает на своем пути достаточно большую массу вещества межзвездной среды M E ­0, где E — начальная кинетическая энергия оболочки, ­0 — ее начальный гамма-фактор. Из этого соотношения можно очень легко получить оценку наблюдаемого времени, когда должен наступать

54 РАННИЕ ПОСЛЕСВЕЧЕНИЯ ПО ДАННЫМ ТЕЛЕСКОПА СИГМА

Здесь n — плотность межзвездной среды. Наше наблюдение дает лишь верхнюю оценку t­ 6 с. Из нее следует ограничение на величину начального гаммафактора:

Область разрешенных значений ­0, в предположении E 1052 эрг, находится выше заштрихованной области на рис. 4.8. От величины E это ограничение зависит слабо, так как ограничение на ­0 зависит от нее лишь в степени 1/8 и в случае, если источник всплеска находится на космологическом расстоянии, его изменение в «разумных» пределах почти не влияет на оценку ­0. Таким образом, ранний максимум послесвечения t­ 6 с свидетельствует о высоком начальном гамма-факторе потока. Напомним, что оценку этой величины нельзя получить из наблюдений послесвечений на более поздних этапах, так как движение оболочки становится автомодельным и зависит от ее начальной энергии E. Из оценки величины потока послесвечения в районе максимума также можно получить ограничение на ­0 в зависимости от параметров модели, но это ограничение оказывается гораздо слабее, т.к. поток сильно зависит от расстояния до источника и параметров, определяющих эффективность перевода кинетической энергии потока в излучение.

Спектральная плотность потока послесвечения задается выражением F »

 « t  ¬, где на достаточно поздних стадиях эволюции огненного шара показатели « и ¬ не зависят от времени, а зависят только от наклона спектра релятивистских электронов. В нашем случае эти показатели равны « 1 ¦ 0,2, ¬ 0,69 ¦0,17 (§ 4.1.2). Спектр послесвечения оказывается заметно более жестким, а кривая блеска — более пологой, чем наблюдавшиеся ранее в рентгеновском диапазоне через 3 104 с после основного события: « 1,4 – 1,7, ¬ 1,1 – 1,6 (например, инт Занд и др., 1998; Пиро и др., 1998; Никастро и др. 1998). Кроме того, наблюдаемый степенной наклон кривой блеска оказывается более пологим, чем t  1 (на доверительном уровне 90%). Интеграл от t  0,7 расходится и, если послесвечение затухало бы по такому закону продолжительпри t ное время, то уже через 105 с в нем выделилась бы энергия порядка энергии основного события. Таким образом, наклон кривой блеска должен увеличиться после нашего наблюдения.

Изменение степенного наклона кривой блеска послесвечения могло бы быть связано с тем, что частота m, соответствующая максимуму распределения ускоренных электронов, становится меньше частоты диапазона наблюдения. Одновременно с этим должен умягчиться и спектр послесвечения, что приводило бы наклон спектра « в согласие с наблюдениями послесвечений в рентгеновском диапазоне (см. выше). Частота m соответствовала бы мягкому гамма-диапазону энергии электронов и магнитного поля в энергии ударной волны (Сари и др., §4.2 Поиск ранних послесвечений других всплесков 1998). Из оценок e и B, полученных из данных одновременных радио, оптических и рентгеновских наблюдений послесвечений всплесков 970508 и при t 105 –106 с (Виерс и Галама, 1998), можно получить t m 3 с. Эта оценка t m не согласуется с предположением о том, что t m 100   1000 с. Это хорошо видно на рис. 4.7, где показано, как со временем эволюционирует частота m в соответствии с измерениями для всплесков 970508 и 971214. Таким образом, результаты нашего наблюдения могут свидетельствовать о существенных различиях параметров модели для различных гамма-всплесков. С другой стороны, такой пологий степенной наклон кривой блеска может быть связан с тем, что послесвечение наблюдается недалеко от его максимума, где движение потока еще не в полной мере можно считать автомодельным.

В мягком гамма-диапазоне послесвечения, поток в которых падает по степенному закону сразу после основного события на временном масштабе до 1000 с, ранее не наблюдались. Поэтому наиболее важным является выяснение вопроса о том, насколько такое послесвечение может быть общей чертой гамма-всплесков.

Всплеск 23 июля 1992 г. является самым ярким из зарегистрированных телескопом СИГМА. Результаты подробного анализа данных телескопа СИГМА на предмет поиска послесвечений гамма-всплесков представлены ниже.

4.2 Поиск ранних послесвечений других всплесков Как видно из рис. 4.3, послесвечение гамма-всплеска 920723 не было бы зарегистрировано, если бы имело примерно в десять раз меньший поток. Остальные всплески, попавшие в поле зрения вторичной оптики телескопа, имели существенно более слабые потоки (см. главу 2), и подобные послесвечения от них зарегистрированы бы не были. Тем не менее, мы подробно проанализировали данные телескопа СИГМА с целью поиска ранних послесвечений других всплесков, зарегистрированных этим прибором.

Для остальных всплесков фон моделировался при помощи полиномов Чебышева также, как и для всплеска 920723 (§ 4.1.2). Некоторые всплески, для которых не было возможности качественно смоделировать фон, не рассматривались. Таких всплесков оказалось десять. На рис. 4.9 изображены средние потоки в энергетическом диапазоне 35–300 кэВ во временном интервале 100–800 с после срабатывания всплесковых ячеек. По оси абсцисс отложены потоки в максимумах всплесков. На рис. 4.9 не изображены длинные всплески 900720 и (рис. 2.3 в главе 2). Наклонная кривая линия изображает линейную зависимость, проходящую через крайнюю точку справа, соответствующую послесвечению всплеска 920723. Коэффициенты для перевода отсчетов в энергетические единицы для каждого всплеска были получены используя значения потоков во время всплесков, измеренные прибором ФЕБУС. Связанная с этим систематическая ошибка составляет 30%. Она не включена в ошибки на рис. 4.9, так как не влияет на значимость регистрации потоков.

Из рис. 4.9 видно, что в пределах ошибок потоки после более слабых всплеРАННИЕ ПОСЛЕСВЕЧЕНИЯ ПО ДАННЫМ ТЕЛЕСКОПА СИГМА сков равны нулю. Только два всплеска имеют в этом временном интервале потоки, которые превышают фон на уровне значимости около 95%, что не является значимым для выборки из более чем 20 всплесков. Однако, средний по слабым всплескам поток во временном интервале 100–800 с равен 0,36 ¦0,14 отсч. с 1.

Это значение получено усреднением по всем всплескам исключая 920723, и заведомо длинные всплески 900720 и 910122 (рис. 2.3 в главе 2). Такое значение скорости счета соответствует приблизительно 3 10 9 эрг с 1 см 2, что составляет долю примерно 10 3 от потока, регистрируемого во время всплесков. Эта величина показана горизонтальной пунктирной линией на рис. 4.9.

Из рис. 4.9 видно, что, по сравнению с ярким гамма-всплеском 920723, ранние послесвечения с большим отношением потока послесвечения к потоку во время всплеска не регистрируются. Если бы это отношение было примерно одинаковым для всех всплесков, то, как уже говорилось и как это хорошо видно из рис. 4.9, послесвечения слабых всплесков не были бы зарегистрированы в каждом отдельном случае из-за слабости большей части всплесков. Однако, средний по всем слабым всплескам поток на большом временном масштабе (в интервале 100–800 с) имеет приблизительно такую величину, как если бы большинство слабых всплесков имели послесвечения, подобные послесвечению яркого всплеска 920723. Таким образом, величина этого среднего по слабым всплескам потока указывает на то, что, по всей вероятности, на временном масштабе 1000 с значительное число гамма-всплесков имеют послесвечения, подобные послесвечению всплеска 920723.

4.3 Заключение В этой главе описано высокочувствительное измерение кривой блеска события 23 июля 1992 г. телескопом СИГМА. Чувствительность и стабильный фон телескопа позволяют регистрировать излучение на уровне лучше 1/1000 от пиковой на большом временном масштабе. Нам удалось обнаружить послесвечение гамма-всплеска, спадающее по степенному закону с показателем степени  0,7 в интервале 20–1000 с после всплеска. В диапазоне энергий фотонов 8– 300 кэВ послесвечение оказывается существенно мягче основного события и в начале падения потока наблюдается резкое изменение спектра. В послесвечении высвечивается не меньше 20% энергии гамма-всплеска. Это было первое наблюдение послесвечения в мягком гамма-диапазоне, спадающего по степенному закону сразу после всплеска.

В некоторых случаях признаки наличия послесвечения сразу после некоторых ярких всплесков наблюдались и ранее (в рентгеновском диапазоне: Сюняев и др., 1990; Мураками и др., 1991; Терехов и др., 1993; Сазонов и др., 1998; в мягком гамма-диапазоне: Клебесадел, 1992, Ткаченко и др., 1995). Однако, это долговременное слабое излучение регистрировалось на временном масштабе сравнимом с длительностями всплесков (обычно 30–100 с) и не позволяло сделать вывод о степенном законе затухания потока. Подобное излучение в некоторых случаях регистрировалось и широкоугольной камерой на борту обсерватории BeppoSAX, причем наблюдения указывали на то, что, возможно, это излучение переходит в послесвечения, регистрируемые позже при помощи телескопов с узким полем зрения (например, Пиро и др., 1998). Несколько особняком стоит наблюдение послесвечения всплеска 940217 в жестком гамма-диапазоне 200 МэВ – 10 ГэВ прибором EGRET на борту обсерватории им. Комптона (Орли и др., 1994). Послесвечение в таком жестком энергетическом диапазоне, по-видимому, требует отдельного объяснения.

Результаты наблюдения послесвечения всплеска 920723 телескопом СИГМА были подтверждены по данным прибора ФЕБУС на борту обсерватории «Гранат». Кроме того, по данным этого прибора было обнаружено похожее раннее послесвечение еще одного яркого всплеска 910402 (Ткаченко и др., 2000). По данным прибора ФЕБУС, видимо, подтвердится также результат том, что большая часть всплесков имеет послесвечения в мягком гамма-диапазоне на временном масштабе 1000 с (Ткаченко, частное сообщение). Подобные измерения трудно проводить при помощи прибора БАТСЕ из-за существенно более нестабильного фона, чем у приборов обсерватории «Гранат» и из-за того, что источник затмевается Землей через каждые несколько тысяч секунд. Однако, предполагая, что фон БАТСЕ зависит только от фазы орбиты и не меняется от витка к витку, при помощи этого прибора удалось провести наблюдение раннего послесвечения всплеска 980923, поток в котором уменьшался по степенному закону в течение около 400 с (Гиблин и др., 1999). Во всех этих случаях послесвечения начинались сразу после всплесков, как и в случае 920723.

В то время, когда статья, в которой описывалось раннее послесвечение всплеРАННИЕ ПОСЛЕСВЕЧЕНИЯ ПО ДАННЫМ ТЕЛЕСКОПА СИГМА ска 920723, была в печати (Буренин и др., 1999а), при помощи автоматического широкоугольного телескопа ROTSE была зарегистрирована оптическая вспышка во время яркого всплеска 990123 (Акерлоф и др., 1999), которая впоследствии была объяснена как излучение, возникающее в обратной ударной волне, которая распространяется внутри оболочки и появляется в начале ее торможения от взаимодействия с межзвездной средой (Сари, Пиран, 1999а). Это наблюдение также свидетельствует о том, что разлетающаяся оболочка начинает тормозиться довольно рано, что свидетельствует о большом начальном гамма-факторе ее движения.

Глава Ранние послесвечения коротких гамма-всплесков Как уже говорилось, в модели релятивистского огненного шара максимум послесвечения в рентгеновском и мягком гамма-диапазоне наступает на временном масштабе 10 с. Поток в максимуме может быть достаточно велик, чтобы быть зарегистрированным современными мониторами всего неба. В этой главе исследуется излучение коротких (длительностью 1 с) гамма-всплесков на временном масштабе t 10 с по данным прибора БАТСЕ на борту орбитальной обсерватории им. Комптона. Значимый поток регистрируется для 20% событий. Наблюдаемое долговременное излучение в большинстве случаев может быть объяснено в рамках модели как раннее послесвечение всплеска. Для остальных всплесков из ограничения на поток в максимуме послесвечения установлены ограничения на параметры модели.

5.1 Интенсивность послесвечения В рамках модели релятивистского огненного шара, спектры послесвечений состоят из степенных зависимостей с изломами на нескольких характерных частотах: m — частота, соответствующая максимуму распределения электронов по энергиям, c — частота, выше которой существенно охлаждение электронов синхротронным излучением (см., например, Пиран, 1999; Постнов, 1999). Частота, ниже которой становится существенно самопоглощение излучения, всегда находится в радио диапазоне. Поток послесвечения в мягком гамма-диапазоне сначала растет F » t 2. В момент времени t t­ (4.1, §4.1.3) релятивистская оболочка собирает на своем пути достаточно много вещества межзвездной среды и начинается ее торможение. После этого поток послесвечения падает, причем кривая блеска состоит из степенных зависимостей с изломами на временах t m и t c, когда через диапазон наблюдения проходят меняющиеся со временем частоты m и c.

Модель имеет следующие параметры: начальный гамма-фактор движения оболочки ­0, красное смещение источника z, начальная кинетическая энергия

60 РАННИЕ ПОСЛЕСВЕЧЕНИЯ КОРОТКИХ ГАММА-ВСПЛЕСКОВ

оболочки E, доли электронов и магнитного поля в плотности энергии за фронтом ударной волны e и B, плотность частиц окружающей межзвездной среды n. Используя формулы из работы Сари и Пирана (1999), можно вычислить поток послесвечения для любого набора этих параметров. На рис. 5.1 показано, как поток раннего послесвечения в полосе 30–300 кэВ при разных t зависит от каждого из этих параметров по-отдельности. При этом введено обозначение E52 21   cos  1 E 52 эргµ, где — угол раствора конуса, в который движется оболочка. На каждой панели изменяется только указанный параметр, а остальные имеют значения: ­0 300, z 0,65, E52 1, e 0,1, B 0,1 и n 1 см 3. Примерно такие параметры были получены из наблюдений послесвечения всплеска 970508 (Виерс и Галама, 1999). Поскольку плотность n, повидимому, может меняться в широких пределах, то в качестве типичного параметра взято примерное среднее значение плотности межзвездного газа. Степенной наклон распределения ускоренных электронов по энергиям принят равным p 2,5. Соответствие различных линий разным значениям времени указано на правой нижней панели (z). Кривые, представленные на рис. 5.1, меняют наклон при некоторых значениях параметров, т.к. поток послесвечения по-разному зависит от них при различном соотношении характерных времен t­, t m и t c с временем наблюдения t, а времена t­, t m и t c, в свою очередь, сами зависят от параметров модели. По этой же причине кривые, соответствующие фиксированным временам, касаются с зависимостью для потока при t t­.

Как видно из рис. 5.1, для значительной части множества возможных значений параметров поток раннего послесвечения в полосе 30–300 кэВ оказывается достаточно велик, и может быть зарегистрирован современными мониторами всего неба. Кроме потока, из наблюдаемых в мягком гамма-диапазоне кривой блеска и спектра могут быть определены величины t­, m, которые также зависят от параметров модели. Число параметров больше числа измеряемых величин и полностью определить параметры нельзя. Из наблюдений могут быть установлены только ограничения на них.

5.2 Короткие всплески Время когда в мягком гамма-диапазоне наступает максимум послесвечения t­ 5 с (4.1, §4.1.3, Сари, Пиран, 1999б), по порядку величины равно длительности некоторых всплесков. Если излучение от внешних ударных волн накладывается на излучение основного всплеска, которое рождается во внутренних ударных волнах, то во время наблюдения в мягком гамма-диапазоне их трудно разделить. Однако, для достаточно коротких гамма-всплесков максимум послесвечения и основной всплеск могут быть разнесены во времени. При этом, как сказано выше, поток в послесвечении может быть достаточно велик, чтобы быть зарегистрированным современными приборами.

Следует отметить, что послесвечения в рентгеновском, оптическом и радио диапазонах регистрировались только для всплесков длительностью несколько

62 РАННИЕ ПОСЛЕСВЕЧЕНИЯ КОРОТКИХ ГАММА-ВСПЛЕСКОВ

5.3 Поиск послесвечений Самой хорошей чувствительностью по отношению к гамма-всплескам в диапазоне 30–300 кэВ обладает прибор БАТСЕ на борту орбитальной обсерватории им. Комптона. Подробное описание прибора можно найти, например, в работе Фишмана и др. (1994). Временные истории всплесков, зарегистрированных этим прибором доступны через компьютерную сеть1. Там же можно найти параметры полиномиальной модели фона для каждого всплеска. Обсерватория им.

Комптона находится на низкой орбите, бортовые приборы подвержены воздействию высокоэнергичных частиц в радиационных поясах, магнитосферных аномалиях и пр. Поэтому фоновая скорость счета БАТСЕ может проявлять существенную нестабильность. Однако, на временном масштабе 10 с фон можно моделировать достаточно уверенно. Моделирование фона прибора БАТСЕ на временных масштабах 100 с представляет из себя гораздо более сложную задачу. Например, при наблюдении раннего послесвечения гамма-всплеска фон приходилось моделировать в предположении, что он зависит только от фазы орбиты спутника и не меняется от витка к витку (Гиблин и др., 1999). При этом наблюдение послесвечения длилось около 400 с. Наблюдение послесвечений гамма-всплесков на таких больших временных масштабах при помощи БАТСЕ затруднено еще и тем, что источник всплеска затмевается Землей через каждые несколько тысяч секунд.

http://cossc.gsfc.nasa.gov/ Как было сказано выше, даже если основной всплеск короткий, после него может регистрироваться послесвечение, в котором выделяется энергия, сравнимая с энергией основного события. В качестве характеристики продолжительности основного события будем использовать его длительность на 1/3 максимума кривой блеска — T1 3. На рис. 5.2 показано, как соотносятся величины T1 3 и T — время, за которое выделяется 90% энергии гамма-всплеска (эта характеристика длительности приводится в каталоге всплесков, зарегистрированных БАТСЕ, Миган и др.,1998). Использованы кривые блеска около 300 самых ярких всплесков, зарегистрированных прибором БАТСЕ. Наклонные линии на рис. 2 изображают линейные зависимости с коэффициентами 1, 10 1 и 10 2. Применение меры длительности T1 3 вместо T90 для отбора коротких всплесков приводит к тому, что в выборке остаются события, для которых после основного пика временной истории регистрируется излучение на больших временных масштабах с потоком, гораздо более слабым, чем в максимуме кривой блеска. В рамках рассматриваемой модели именно это излучение могло бы рождаться во внешней ударной волне. Кроме того, величина T1 3 должна быть гораздо меньше подвержена искажениям при измерениях с различной чувствительностью, т.к. не связана с измерением слабых потоков в «хвостах» временных историй всплесков (§2.1).

Рассмотрим 98 самых ярких всплесков БАТСЕ, имеющих T1 3 1 с, временные истории которых доступны в сети. Из них 43 имеют T1 3 0,3 с. На рис. 5. представлены потоки в интервалах 1–3 с, 3–10 с и 10–30 с после максимумов временных историй всплесков в зависимости от потоков в пике. Точки наносились на рисунок только в случае, если для данного всплеска в данном временном интервале регистрируется значимый на уровне 95% поток. Горизонтальными сплошными линиями отмечены верхние 68% пределы на поток в этих вреРАННИЕ ПОСЛЕСВЕЧЕНИЯ КОРОТКИХ ГАММА-ВСПЛЕСКОВ Поток, эрг с 1 см  Рис. 5.3. Потоки в интервалах 1–3 с, 3–10 с и 10–30 с в зависимости от потоков в максимумах всплесков. Пунктиром отведены линейные зависимости с коэффициентами 10 2 и 10 3.

менных интервалах для остальных всплесков. В первом временном интервале рассматривались только 43 всплеска с T1 3 0,3 с. Пунктиром отведены линейные зависимости с коэффициентами 10 2 и 10 3. Калибровки потоков осуществлены с использованием 4-го каталога гамма-всплесков, зарегистрированных БАТСЕ (Миган и др.,1998) и «текущего» каталога гамма-всплесков, доступного в сети. Неопределенность калибровки не превышает 50%. Ошибка, связанная с переводом отсчетов на детекторе в энергетические единицы не влияет на значимость регистрации потоков, поэтому она не включена в ошибки, представленные на рис. 5.3. Как видно из рис. 5.3, в настоящей работе рассматриваются всплески с потоками в пике 10 6 эрг с 1 см 2, т.е. примерно 20% самых ярких коротких гамма-всплесков, зарегистрированных БАТСЕ.

В каждом из временных интервалов значимый на уровне 95% поток регистрируется примерно для 20% всплесков: для 11-ти, 28-ми и 21-го события соответственно. Поток на временах, много больших длительности всплесков, слабо коррелирует с потоком в основном событии. Это согласуется с предположением о том, что излучение рождается в процессах не связанных напрямую между собой (например, во внутренних и внешних ударных волнах). На рис. 5.4 в качестве примера представлены некоторые кривые блеска слабых хвостов временных историй. На рисунках видны только основания главных пиков всплесков.

Максимальная скорость счета указана рядом с ними.

Несмотря на то, что во многих случаях регистрируемое излучение очень слабое, можно заметить, что более трети ( 5  10 из 20) хвостов временных историй коротких всплесков представляют из себя пологое возвышение кривой блеска с характерным размером 30 с, на которое наложена переменность с t 1 с.

В качестве примера на рис. 5.4а приведен всплеск 921022 (срабатывание 1997) — самый яркий всплеск такого типа. Отношение потока в хвосте к потоку в максимуме всплеска составляет до 10 1. Хвосты временных историй другой части всплесков представляют из себя гладкий спад, который начинается сразу после окончания основного события. Это излучение гораздо слабее по отношению к потоку в пике, чем в первом случае и составляет долю около 10 3. На рис. 5.4б в качестве примера представлен всплеск 930131 (срабатывание 2151) — самый яркий всплеск такого типа (и вообще самый яркий короткий гамма-всплеск зарегистрированный БАТСЕ). На рис. 5.5 представлена кривая блеска этого всплеска в логарифмических координатах. После всплеска длительностью около секунды слабое затухающее излучение регистрируется на протяжении около 100 с.

Закон затухания может быть описан экспонентой с характерным временем около 20 с. Отметим, что при t 100 с и при скорости счета 100 отсч./с уже невозможно отделить переменность фона и затухающее излучение всплеска, поэтому в этой области форма кривой блеска уже сильно искажена.

Всплески этих двух типов составляют большинство. Аналогичные типы слабых хвостов всплесков были выделены ранее по данным прибора ФЕБУС на борту обсерватории «Гранат» (Ткаченко и др., 1995). Некоторые всплески, однако, нельзя классифицировать таким образом. В качестве примера на рис. 5.4в приведен яркий всплеск 970201 (срабатывание 5989), в хвосте временной истоРАННИЕ ПОСЛЕСВЕЧЕНИЯ КОРОТКИХ ГАММА-ВСПЛЕСКОВ Скорость счета, 103 отсч./с Рис. 5.4. Кривые блеска слабых хвостов временных историй некоторых всплесков.

всплесковой ячейки. Плавной кривой показана экспоненциальная модель в интервале 3–100 с. Горизонтальной пунктирной линией показана верхняя граница величины скорости счета, при которой уже невозможно отделить переменность фона от затухающего рии которого наблюдаются отдельные гладкие максимумы излучения.

Определим эффективный спектральный индекс «, как показатель степенного спектра F »  «, имеющего отношение потоков в диапазонах 100–300 кэВ и 30–100 кэВ, равное наблюдаемому. На рис. 5.6 представлены эффективные спектральные индексы в разных временных интервалах во время и после всплесков в зависимости от спектральных индексов в максимумах временных историй. На рис. 5.6а изображены эффективные спектральные индексы всплесков, полученные усреднением по всей временной истории. Они хорошо коррелируют со спектральными индексами в максимуме кривой блеска. Здесь были использованы все 98 всплесков, имеющих T1 3 1 с. Из этого рисунка можно составить представление о распределении спектральных индексов коротких всплесков. В большинстве случаев излучение всплеска в среднем оказывается мягче, чем излучение в его пике. Это происходит из-за корреляции поток–жесткость (Голенецкий и др., 1983). На трех других рисунках (5.6б,в,г) изображены эффективные спектральные индексы излучения во временных интервалах 1–3 с, 3–10 с и 10–30 с после максимумов всплесков. Горизонтальной штриховой линией отмечено значение « 1 2, которое для спектра послесвечения следует ожидать в случае, если частота синхротронного пика больше частоты, на которой производится наблюдение, m. Как видно из этих рисунков, спектры большинства регистрируемых хвостов временных историй довольно жесткие и их наклон скорее соответствует именно такой ситуации (при m должно было бы быть « p 2 1,3). Из рис. 5.6б,в,г и из сравнения этих рисунков с рис. 5.6а видно, что регистрируемое долговременное излучение гамма-всплесков существенно мягче, чем излучение во время основного события. На рис. 5.7 показано,

68 РАННИЕ ПОСЛЕСВЕЧЕНИЯ КОРОТКИХ ГАММА-ВСПЛЕСКОВ

Спектральный индекс в интервале 10–30 с как соотносятся эффективные спектральные индексы в интервалах 3–10 с и 10– 30 с. Из этого рисунка можно заключить, что для большинства всплесков наклон спектра долговременного излучения не меняется со временем в пределах ошибок измерения.

В тех случаях, когда значимого потока не регистрируется, верхние 68%пределы на него составляют 3 10 9 эрг с 1 см 2 (рис. 5.3), т.е. чувствительность БАТСЕ такова, что он должен регистрировать ранние послесвечения коротких всплесков при типичных значениях параметров модели (§5.1). Напомним, что поток в максимуме послесвечения в диапазоне 30–300 кэВ может составлять 10 8 –10 6 эрг с 1 см 2 (рис. 5.1, §5.1). Для 80% всплесков, где в интервалах 1–3 с, 3–10 с и 10–30 с не регистрируется значимого потока, средние по всплескам потоки в этих временных интервалах равны 2,65 ¦0,9110 9, 1,09 ¦0,4410 9 и 0,30 ¦0,2510 9 эрг с 1 см 2 соответственно.