Текст книги "Звезды: их рождение, жизнь и смерть"

Автор книги: Иосиф Шкловский

сообщить о нарушении

Текущая страница: 19 (всего у книги 31 страниц)

(16.8)

Со стороны низких частот, т. е. для _m, интенсивность будет медленно расти с частотой как ^1/3, а для _m круто обрываться. Другой важной особенностью излучения релятивистских электронов является его направленность. Почти все излучение релятивистского электрона будет сосредоточено внутри конуса, ось которого совпадает с направлением мгновенной скорости его движения, а угол раствора = m_ec²/E. Излучение такого типа давно известно физикам, работающим на ускорителях. Оно получило удачное название «синхротронного».

Для того чтобы «почувствовать» порядок входящих в формулы синхротронного излучения величин, напомним, что энергия покоя электрона m_ec² = 5 10⁵ эВ, _H = eH/2m_ec = 2,8 10⁶H. Пусть в магнитном поле движется электрон с энергией E = 10⁹ эВ, что соответствует энергии мягких космических лучей. Тогда он будет излучать непрерывный спектр, максимальная интенсивность которого будет приходиться на частоту _m = 1,4 10⁶²H = 10¹³H. Если напряженность магнитного поля порядка напряженности межзвездных полей, т. е. H10^-5, то _m10⁸ Гц, чему соответствует длина волны = 3 м. Это характерный диапазон радиоизлучения Галактики. Если бы электрон был нерелятивистским, он излучал бы только одну частоту _H30 Гц, чему соответствует длина волны около 10 000 км. Такое излучение с помощью наземных радиотелескопов наблюдать нельзя – вспомним, что ионосфера пропускает только радиоволны более короткие, чем 30 м. Да и космические радиотелескопы, которые, как можно полагать, в недалеком будущем будут установлены на специальных спутниках, такое «сверхдлинноволновое» радиоизлучение от нерелятивистских электронов вряд ли смогут зарегистрировать. Итак, самой «полезной» особенностью релятивистских электронов является их способность излучать сравнительно высокие, доступные наблюдениям частоты в очень слабых магнитных полях.

Мы рассматривали синхротронное излучение только одного релятивистского электрона с данной энергией. В действительности, как показывают результаты исследований первичных космических лучей, состоящих также из релятивистских частиц, последние распределены по энергиям по некоторому степенному закону. Этот закон имеет вид

(16.9)

где N(E > E_{) означает число частиц в единице объема, энергия которых больше E. Величина характеризует энергетический спектр релятивистских частиц. В предположении, что скорости релятивистских электронов ориентированы по отношению к магнитному полю случайным образом, теоретическим путем можно получить формулу, дающую значение интенсивности и спектр синхротронного излучения от множества релятивистских частиц, энергетический спектр которых дается выражением (16.9). Эта важная формула имеет вид}

(16.10)

где u() – числовой множитель порядка единицы, l, как и раньше, означает протяженность области, где движутся релятивистские электроны, по лучу зрения;  – длина волны излучения. Если подставить вместо последней частоту, воспользовавшись соотношением = c/, то мы сразу же увидим, что формула (16.10) дает степенной спектр синхротронного излучения в полном согласии с наблюдениями. Спектральный индекс (см. (16.4)) оказывается равным

(16.11)

Формула (16.11), впервые полученная советским радиоастрономом А. А. Корчаком, связывает показатель степенного энергетического спектра релятивистских электронов со спектральным индексом их синхротронного излучения. Так, например, в случае Кассиопеи А = 0,8, следовательно, = 2,6 – величина, типичная для космических лучей. Можно сказать, что степенной спектр радиоизлучения остатков вспышек сверхновых отражает степенной энергетический спектр релятивистских частиц, ответственных за наблюдаемое радиоизлучение.

Таким образом, мы подошли к важнейшему выводу: в расширяющихся туманностях – остатках вспышек сверхновых звезд – содержится огромное количество релятивистских частиц, т. е., другими словами, космических лучей! Впервые открылась возможность наблюдать первичные космические лучи (точнее, их электронную компоненту) не у поверхности Земли, а в глубинах Галактики и даже Вселенной, ибо радиоизлучение галактик и открытых в 1963 г. квазаров имеет синхротронную природу. Установление этой возможности, открывшей новую эру в изучении космических лучей, пожалуй является одним из важнейших достижений радиоастрономии.

Применяя теорию синхротронного излучения к реальным источникам (например, остаткам вспышек сверхновых), можно найти полное количество находящихся там релятивистских электронов и их энергию, а также напряженность магнитного поля. При этом поступают следующим образом. Прежде всего надо иметь в виду, что в источниках радиоизлучения наряду с электронами должны быть и другие релятивистские частицы, главным образом протоны[ 36 ] 36
  Исключение составляют позитроны.


[Закрыть]. Тяжелые релятивистские частицы, однако, практически не излучают, так как их масса слишком велика. Поэтому в радиоисточниках создалась своеобразная ситуация: из всех имеющихся там релятивистских частиц благодаря их синхротронному излучению можно было наблюдать только электроны. Однако в последние годы, благодаря успехам внеатмосферной гамма-астрономии, выявилась возможность наблюдать и протонную компоненту космических лучей. Прогресс в этой важной области связан с успешной работой специализированных спутников «SAS-2» и «Cos-B», на которых детально исследовалось обнаруженное незадолго до этого на ракетах жесткое космическое гамма-излучение с энергией квантов E > 15 МэВ. Оказалось, что это излучение распределено по небу в виде полосы шириной около 3°, тянущейся вдоль галактического экватора на расстояние ±60°от галактического центра, находящегося в Стрельце. Из спектра этого жесткого излученияИзлучение!жесткое@«жесткое» следует, что существенная его часть обусловлена распадом «пи-ноль» (^{) мезонов на два гамма-кванта, причем сами -мезоны образуются в результате столкновения релятивистских протонов, входящих в состав первичных космических лучей, с ядрами атомов межзвездного газа. Это как раз и означает, что гамма-астрономия, наряду с радиоастрономией, является весьма эффективным методом изучения первичных космических лучей в местах их локализации (т. е. в Галактике).}

Анализ распределения интенсивности космического гамма-излучения по небу позволяет сделать вывод, что первичные космические лучи концентрируются к рукавам спиральной структуры Галактики, где их плотность почти в три раза больше, чем в окрестностях Солнца (расположенного, как известно, между рукавами). Интересно, что на гамма-спутниках было обнаружено значительное повышение интенсивности космического гамма-излучения в области галактических долгот 260°—270°. Важно отметить, что в этой области неба находится один из ближайших к нам (r = 450 пс) остатков вспышки сверхновой. Сейчас уже доказано, что упомянутая деталь распределения интенсивности космического гамма-излучения связана с этим остатком, хотя при таком отождествлении были определенные трудности. Гамма-астрономия только начинает развиваться, и, несомненно, мы будем свидетелями новых выдающихся открытий в этой области.

Обозначим энергию всех релятивистских частиц, содержащихся в единице объема (т. е. плотность энергии этих частиц) через W_p. Тогда плотность энергии релятивистских электронов можно представить как W_e = kW_p, где величина k меньше единицы. Трудность проблемы состоит в том, что значение k, как правило, весьма неопределенно. Из анализа состава первичных космических лучей, наблюдаемых в непосредственной близости от Земли, следует, что k,01. Заметим, в этой связи, что поиски релятивистских электронов в космических лучах были предприняты как раз в связи с успехами приложения синхротронной теории к радиоастрономии. Однако ниоткуда не следует, что величина k во всех источниках, в частности, в остатках вспышек сверхновых, должна быть такая же, как и в окрестностях Земли. Более того, в § 17 мы приведем аргументы в пользу того, что в Крабовидной туманности основную часть релятивистских частиц должны составлять электроны и позитроны. При расчетах, за неимением лучшего, обычно делаются два предположения: k = 0,01 и k = 1. К счастью, на основных выводах, касающихся природы остатков сверхновых, такая неопределенность в значении k отражается не очень сильно.

Рис. 16.9: Радиоизображение туманности Кассиопея А.Радиоизображение туманности Кассиопея А.

Существенным является то обстоятельство, что плотность энергии релятивистских частиц W_p не может превышать плотность энергии магнитного поля W_м, которая, как известно, равна H²/8. В противном случае магнитное поле не сможет удерживать релятивистские частицы длительное время и они со скоростью, близкой к скорости света, разлетятся по всем направлениям. С другой стороны, вполне может быть такая ситуация, когда W_м> W_p. Математически условие удержания релятивистских частиц магнитным полем запишется так:

(16.12)

Можно показать, что если W_мW_p, то полная энергия релятивистских частиц вместе с энергией магнитного поля достигает минимума. Поэтому при расчетах, как правило, применяют дополнительное условие (16.12) и, таким образом, находят нижнюю границу энергий релятивистских частиц и поля в источнике. Похоже на то, что для большинства радиоисточников выполняется условие H²/8 = W_p.

Рис. 16.10: Радиоизображение двух остатков сверхновых.

Распределение интенсивности у протяженных радиоисточников – остатков вспышек сверхновых, довольно сложно. На рис. 16.9 приведено «радиоизображение» туманности Кассиопея А, полученное с помощью радиоинтерферометра с хорошей разрешающей способностью. Хотя структура радиоизображения, приведенная на рис. 16.9, довольно сложна и изобилует большим количеством деталей (там видно по крайней мере 10 маленьких конденсаций), в целом она имеет явно выраженный «оболочечный» характер. Радиоизлучение сосредоточено на периферии некоторого сфероидального объема, причем толщина радиоизлучающего слоя составляет несколько десятых его радиуса. Последний легко оценить из измеренного углового радиуса (около 2,5) и расстояния до Кассиопеи А, которое, как мы видели, составляет около 3000 пс. Оказывается, что радиус сфероидального объема, заполненного по периферии релятивистскими частицами, немного превосходит 2 пс. На рис. 16.10 приведены более грубые радиоизображения «старых» остатков сверхновых, полученные с меньшей разрешающей способностью. И в этом случае отчетливо видна оболочечная структура радиоисточников. Следует, однако, подчеркнуть, что все эти оболочки имеют весьма неправильную структуру. Линейные размеры оболочек можно определить по их известным угловым размерам, если знать расстояния до них. В случае системы волокнистых туманностей в Лебеде (см. рис. 16.2) расстояние надежно определяется по измеренным лучевым скоростям волокон и скорости их «расползания» по небу, выраженной в секундах дуги за год (см. § 15). Отсюда следует, что радиус этого источника около 20 пс, т. е. в десять раз больше, чем радиус Кассиопеи А. У других источников, радиоизображения которых приведены на рис. 16.6, радиусы получались по расстояниям, найденным радиоастрономическим методом, о котором речь будет идти ниже. Для большинства таких источников радиусы близки к 10 пс.

Теперь в нашем распоряжении имеются все необходимые данные, чтобы определить энергию релятивистских частиц в остатках вспышек сверхновых и величину имеющегося там магнитного поля. Необходимая для расчетов интенсивность радиоизлучения может быть получена из измеренного значения потока и угловых размеров. Если в пределах данных угловых размеров интенсивность (т. е. яркость) остается постоянной, то приближенно будем иметь

(16.13)

где  – телесный угол, под которым видна данная деталь источника, F – поток от этой детали. Зная F для всех деталей, можно найти I для каждой из них, а потом, после суммирования,– полную энергию релятивистских частиц в источнике. Одновременно получается распределение магнитного поля в его пределах. Для грубых расчетов можно даже совсем не обращать внимание на структуру изображения источника, считая его объектом постоянной интенсивности, которую в этом случае можно определить также по формуле (16.13). В этом случае F означает измеренный поток от всего источника, а  – телесный угол, под которым он виден.

В случае Кассиопеи А при k = 1 вычисления дают значение W_e = 2 10⁴⁸ эрг. Этой же величине равна, по условию, энергия W_H магнитного поля в источнике, откуда H = 2,5 10^-4 эрстед. Если же, в окрестностях Земли или в источнике Паруса X, релятивистские электроны составляют только один процент от полной энергии релятивистских частиц, т. е. k = 0,01, то значение W_p увеличивается, согласно расчетам, в семь раз, в то время как напряженность магнитного поля вырастет в 2,7 раза. Следовательно, в этом случае W_p10⁴⁹ эрг, а H7 10^-4 Э. Обратим внимание на огромную величину энергии релятивистских частиц, заключенных в области остатков вспышки сверхновой. Она почти равна всей энергии, которая была излучена за время вспышки звезды. Значение магнитного поля в оболочке сверхновой также довольно велико: оно в сотню раз превышает величину межзвездного магнитного поля.

Аналогичные вычисления, выполненные для других, более «старых» остатков вспышек сверхновых, дают сходные значения W_p10⁴⁸ эрг и заметно меньшие значения напряженности магнитного поля. Так, у источника, связанного с волокнистыми туманностями в Лебеде, при k = 1 W_e = W_p = 2,5 10⁴⁸ эрг, H2 10^-5 Э, а при k = 0,01 W_e = 1,7 10⁴⁹ эрг, H = 5 10^-5 Э. Итак, релятивистские частицы и магнитные поля являются весьма существенным атрибутом остатков вспышек сверхновых, во многих отношениях определяющим эволюцию этих объектов. Это, в частности, связано с большой ролью, которую играет в динамике остатков давление магнитного поля и релятивистских частиц. Взаимодействие последних с плазмой, присутствующей в остатках вспышек, осуществляется через магнитное поле: релятивистские частицы оказывают давление на силовые линии магнитного поля, а последнее управляет движением плазмы.

Мы видим, что физические условия в оболочках – остатках вспышек сверхновых определяются сложным переплетением взаимодействий космических лучей, магнитных полей, очень горячей плазмы, образующейся за фронтом ударной волны, и погруженных в эту плазму плотных, сравнительно холодных газовых волокон. Таким образом, синхротронная теория полностью объяснила все особенности радиоизлучения остатков сверхновых. В частности, стала понятной наблюдаемая линейная поляризация радиоизлучения от Кассиопеи А, волокнистых туманностей в Лебеде и родственных объектов – остатков вспышек сверхновых. Эта поляризация достигает значительной величины, доходя в отдельных деталях до десятка процентов. Заметим, что тепловое радиоизлучение в условиях сравнительно слабых магнитных полей не может быть сколько-нибудь заметно поляризовано. Между тем синхротронное излучение, как можно понять, почти всегда должно быть поляризовано, так как в излучающем объекте всегда имеется физически выделенное преимущественное направление, связанное с магнитным полем! Только в тех случаях, когда магнитные поля в источнике распределены хаотично, причем масштаб однородностей поля намного меньше размеров источника, поток синхротронного излучения от последнего почти не будет поляризован. Объяснение поляризации источников космического радиоизлучения есть большое достижение синхротронной теории.

Однако любая теория только тогда может быть признана правильной, когда исходя из нее можно предсказать совершенно новое явление, которое после этого наблюдается. В истории астрофизики и радиоастрономии большую роль сыграло предсказание поляризации оптического излучения Крабовидной туманности, которое блестяще подтвердилось наблюдениями. Это предсказание было сделано на основе истолкования давно известного оптического излучения этой туманности как синхротронного, о чем подробно речь будет идти в следующем параграфе. Сейчас мы рассмотрим другое следствие синхротронной теории, позволяющее сделать важное предсказание, которое было подтверждено на опыте.

Остатки вспышек сверхновых представляют собой неограниченно расширяющиеся объекты, в конце концов рассеивающиеся в межзвездной среде. Туманность Кассиопея А, которая достаточно подробно описывалась выше, является молодым объектом. Облака газа, выброшенные при вспышке сверхновой, только едва начинают тормозиться межзвездной средой. Они почти полностью сохранили свою первоначальную скорость, приобретенную, во время взрыва. Наоборот, такие объекты, как волокнистые туманности в созвездии Лебедя, IС 443 и аналогичные им, представляют собой достаточно старые остатки вспышек сверхновых. Их линейные размеры в 5—10 раз превышают линейные размеры Кассиопеи А. Скорость их расширения сильно упала. Наконец, и это, пожалуй, самое интересное – мощность их радиоизлучения значительно меньше, чем мощность радиоизлучения Кассиопеи А. Мощность источника пропорциональна произведению квадрата расстояния до него на величину потока. Так как расстояние до волокнистых туманностей в Лебеде почти в четыре раза меньше, чем до Кассиопеи А, а поток радиоизлучения почти в сто раз меньше, то мощность радиоизлучения Кассиопеи А оказывается в полторы тысячи раз больше, чем у такого «старого» объекта, как волокнистые туманности в Лебеде! Таким образом, мы приходим к чисто эмпирическому выводу, что по мере расширения остатка вспышки сверхновой мощность его радиоизлучения сильно уменьшается. Еще в большей степени уменьшается поверхностная яркость «старых» остатков. Например, поверхностная яркость радиоисточника, связанного с волокнистыми туманностями, в сотню тысяч раз меньше, чем Кассиопеи А.

Между тем количество релятивистских электронов, ответственных за синхротронное излучение этих объектов, практически не уменьшается в течение их эволюции. Ведь релятивистские частицы как бы «заперты» в сдерживающем их запутанном магнитном поле, накрепко привязанном к расширяющимся газовым волокнам. По какой же причине происходит столь разительное уменьшение мощности и интенсивности радиоизлучения остатков вспышек сверхновых по мере их эволюции?

Этот вопрос исследовался автором настоящей книги в 1960 г. Оказывается, что по мере расширения радиотуманности должна уменьшаться напряженность магнитного поля. Можно ожидать, что в процессе расширения сохраняется значение магнитного потока, т. е. произведение квадрата радиуса радиотуманности на среднюю величину магнитного поля. Если это так, то магнитное поле такого объекта по мере его расширения должно меняться в первом приближении как R^-2, где R – радиус радиотуманности. Есть еще две причины, ведущие к уменьшению мощности радиоизлучения. Первая состоит в том, что в процессе расширения области, в которой заключены релятивистские электроны, каждый из них уменьшает свою энергию обратно пропорционально радиусу области. Это явление вполне аналогично охлаждению газа при его расширении. Кроме того, будет непрерывно уменьшаться угол между направлением движения релятивистских электронов и магнитного поля. Так как для синхротронного излучения имеет значение только составляющая магнитного поля, перпендикулярная к направлению движения электрона[ 37 ] 37
  Поэтому в формулах для синхротронного излучения, приведенных на стр. 460, вместо H надо поставить H  – составляющую поля, перпендикулярную к скорости релятивистского электрона. Обычно H близко к H, и эта поправка принципиального значения не имеет.


[Закрыть] (например, если релятивистский электрон будет двигаться строго вдоль поля, он ничего излучать не будет), то это явление равносильно дополнительному уменьшению магнитного поля, что также приведет к уменьшению мощности синхротронного излучения остатков вспышек сверхновых.

Таким образом, есть несколько достаточно серьезных причин для непрерывного уменьшения мощности синхротронного излучения радиотуманностей по мере их расширения. Учет всех этих причин позволяет получить следующую простую формулу для зависимости мощности эволюционирующего источника синхротронного излучения от радиуса радиотуманности на адиабатической фазе расширения последней:

(16.14)

где, как и раньше, означает спектральный индекс источника. Средняя поверхностная яркость расширяющегося радиоисточника должна убывать по более «крутому» закону:

(16.15)

Эта формула в первом приближении вполне удовлетворительно описывает уменьшение потока и яркости радиоизлучения от расширяющихся остатков вспышек сверхновых. Из нее, например, следует, что когда в процессе расширения линейные размеры Кассиопеи А станут равны современным размерам системы волокнистых туманностей в Лебеде, мощность ее синхротронного излучения упадет во много тысяч раз. Наоборот, когда остатки сверхновой, связанные с тонковолокнистыми туманностями в Лебеде, имели размеры современной Кассиопеи А, то принимая во внимание, что для этого источника = 0,47, мощность его радиоизлучения должна была быть в несколько раз больше, чем у современной Кассиопеи А.

Таким образом, теория предсказывает, что потоки радиоизлучения от остатков вспышек сверхновых должны непрерывно убывать. Допустим теперь, что расширение источника происходит с постоянной скоростью, что справедливо для молодых, еще не затормозившихся источников, к числу которых принадлежит Кассиопея А. В таком случае радиус источника пропорционален его возрасту и мы можем переписать формулу (16.14) в виде

(16.16)

так как поток F пропорционален мощности L, а расстояние r до источника за время его эволюции не меняется.

Обозначим годичное уменьшение потока от такого источника через F. Тогда не представляет труда получить выражение для относительного уменьшения потока за год:

(16.17)

где T – возраст источника, выраженный в годах. Для Кассиопеи А = 0,8, а T300 лет, откуда F/F1,7% в год, т. е. ожидаемое «вековое» уменьшение потока от Кассиопеи А должно несколько превышать 1,5% в год! Это очень большая, а главное – вполне измеримая величина. Таким образом, последовательное применение теории синхротронного излучения к Кассиопее А позволило предсказать, что этот самый яркий радиоисточник на небе должен как бы «таять» на глазах! Сразу же после опубликования этого предсказания в 1960 г. английские радиоастрономы повторили наблюдение Кассиопеи А на том же старом телескопе, на котором был в 1948 г. обнаружен этот замечательный источник. Использование для разновременных наблюдений одного и того же инструмента и тождественной методики значительно уменьшает неизбежные ошибки измерения. Результаты этих наблюдений невольно поразили воображение: за время с 1948 по 1960 г. поток от этого ярчайшего источника уменьшился почти на 15%! Годичное изменение потока оказалось равным 1,1 ± 0,14%. В последующие годы такие измерения неоднократно повторялись. Разные авторы дают значение F/F от 1,1 до 1,7% в год. Скорее всего, эта величина близка к 1,2% в год, что на 30% меньше теоретического значения, полученного из формулы (16.17). Следует, однако, иметь в виду, что эта формула получена при упрощающем предположении, что Rt, т. е. туманность совершенно не тормозится. Между тем имеются определенные наблюдательные доказательства, что торможение волокон Кассиопеи А межзвездной средой уже началось. Так, например, положительные лучевые скорости волокон этой туманности систематически больше отрицательных, что означает, что обращенная к нам часть оболочки уже начала тормозиться. Учет этого обстоятельства уменьшает величину F/F до наблюдаемого значения 1,2% в год. Через 30 лет поток радиоизлучения от Кассиопеи А уменьшится почти в 1,5 раза, а в середине прошлого века он превосходил современное значение почти в 10 раз! Жалко, правда, что тогда не было радиоастрономии...

Обнаружение предсказанного теорией быстрого уменьшения потока радиоизлучения от Кассиопеи А есть прямое доказательство правильности синхротронной теории и всех ее выводов. У других, более «старых» радиоисточников – остатков вспышек сверхновых – вековое уменьшение потока обнаружить пока нельзя: слишком медленно меняется их радиус.

Рис. 16.11: Зависимость поверхностной яркости остатков сверхновых от радиуса.

Несколько лет назад американские радиоастрономы подтвердили наблюдения горьковских радиоастрономов Станкевича и Цейтлина, установивших, что по мере расширения Кассиопеи А меняется не только ее поток, но и спектр. Последний становится все более «плоским». При таком изменении за время 1000 лет спектральный индекс Кассиопеи А уменьшится почти вдвое и станет близким к спектральному индексу «старых» остатков. Причина этого интересного явления пока неясна. Скорее всего она связана с молодостью источника Кассиопея А, вследствие чего в нем еще продолжается процесс ускорения релятивистских частиц (см. ниже). На рис. 16.11 приведена зависимость поверхностных яркостей остатков от их радиусов для всех объектов с хорошо известными расстояниями. Хорошо видно, что эта зависимость может быть представлена степенным законом, хотя и более пологим, чем при = 0,8. Эмпирически получена зависимость

(16.18)

Нас не должно смущать, что эмпирический закон убывания радиосветимости по мере роста радиуса более пологий, чем теоретический, описываемый формулой (16.15). Во-первых, не все туманности находятся на адиабатической стадии расширения, во-вторых, спектральные индексы большинства туманностей сравнительно невелики.

Полученной эмпирической зависимостью (16.18) мы воспользуемся для того, чтобы развить новый метод определения расстояний до остатков вспышек сверхновых, которые другими методами определить либо невозможно, либо весьма затруднительно. Этот метод носит статистический характер и по идее вполне аналогичен нашему методу определения расстояний до планетарных туманностей, который был предложен в 1956 г. и вскоре стал общепризнанным. В обоих случаях светимость объектов довольно быстро уменьшается с ростом их линейных размеров по мере расширения[ 38 ] 38
  У планетарных туманностей излучение единицы объема пропорционально N _e ² , а светимость всей туманности L N _e ² R ³ . Так как N _e MR ^-3 (где M – масса туманности), то L M ² R ^-3 , а интенсивность I M ² R ^-5 . Отсюда следует, что расстояние до туманности r M ^2/5 I ^{-1/5 -1} , так как r = R/.


[Закрыть]. Поэтому разница в размерах разных объектов относительно невелика и в первом приближении расстояние будет обратно пропорционально угловым размерам . Так же, как и в случае планетарных туманностей, различие в линейных размерах радиотуманности учитывается множителем, зависящим от измеренной их интенсивности (или поверхностной яркости). Кроме того, в окончательную формулу войдут такие характеристики взрыва сверхновой, как выделившаяся полная энергия E и первоначальное магнитное поле H _{в оболочке. Эти характеристики вполне аналогичны массе выброшенной оболочки у планетарных туманностей. Окончательно формула для расстояний до радиотуманностей имеет вид}

(16.19)

где показатель зависимости LR^- принят равным трем. В настоящее время эта формула (или ее видоизменения) является основной при определении расстояний до радиотуманностей – остатков вспышек сверхновых, известное число которых уже перевалило за сотню.

Зная расстояния до остатков сверхновых, можно оценить полное количество таких объектов в Галактике. Это количество оказывается порядка 500, причем свыше 100 непосредственно наблюдаются и занесены в каталоги. Так как средний возраст таких остатков близок к 20 000 годам (см. начало этого параграфа), то отсюда можно оценить среднюю частоту вспышек сверхновых в Галактике: примерно одна вспышка за сорок лет.

Из всех остатков сверхновых выделяется один замечательный объект, природа которого, правда, еще окончательно не установлена. Речь идет о знаменитом галактическом «шпуре». Это смешной «перевод» на русский язык английского слова «spur», что попросту означает ... «шпора».

Уже первые радионаблюдения Галактики, выполненные на заре радиоастрономии, выявили в распределении радиояркости по небу одну очень крупную деталь. Известно, что интенсивность космического радиоизлучения имеет значительную концентрацию к галактическому экватору и центру. Однако в 30° от центра из области галактического экватора почти перпендикулярно к нему отходит довольно яркая, сравнительно узкая полоса радиоизлучения, которая тянется на огромное расстояние почти до северного галактического полюса и, описав гигантскую петлю, возвращается обратно к галактическому экватору. В целом «шпур» представляет собой на небесной сфере малый круг диаметром около 110°. Спектр «шпура» указывает на то, что его излучение имеет синхротронную природу. Никаких протяженных, даже очень слабых оптических объектов в области «шпура» не обнаружено.

В разное время предлагалось несколько гипотез, в которых содержались попытки объяснения природы этой весьма значительной детали радиоизлучения Галактики. Наиболее интригующей является гипотеза, согласно которой «шпур» – это не что иное, как остаток вспышки сверхновой, имевшей место несколько десятков тысяч лет назад. Так как поверхностная яркость радиоизлучения «шпура» примерно такая же, как .у радиотуманности, связанной с волокнистыми туманностями в Лебеде, линейный диаметр «шпура» при такой интерпретации должен быть около 35—40 пс. Следовательно, вспышка сверхновой произошла очень близко от Солнца – всего лишь на расстоянии около 25 пс. Это могло случиться примерно 20 000 лет назад – на памяти кроманьонского человека...

Серьезным доводом в пользу гипотезы о «сверхновой» природе «шпура» явилось уверенно обнаруженное мягкое рентгеновское излучение во всей его полосе. Мы уже знаем, что такое рентгеновское излучение является важнейшим атрибутом старых остатков вспышки сверхновых. Отсутствие оптических тонковолокнистых туманностей в области «шпура» не должно рассматриваться как серьезный аргумент против обсуждаемого объяснения его природы. Оптические остатки сверхновых отличаются большим разнообразием. В сущности, мы пока еще плохо представляем, как образуются удивительно тонкие газовые волокна в ударной волне, распространяющейся в межзвездной среде после вспышки сверхновой. Имеется, однако, один важный аргумент против такой интерпретации: никакого повышения интенсивности жесткого гамма-излучения в области «шпура» не обнаружено. Это означает, что релятивистских протонов там мало. И все же представляется весьма вероятным, что около 20 000 лет назад в окрестностях Солнца произошла вспышка сверхновой. Это очень маловероятное событие, так как в среднем такое событие должно происходить один раз в несколько миллионов лет. Как же выглядело это явление с точки зрения «кроманьонского наблюдателя»? Прежде всего он видел необыкновенно яркую звезду, видимая величина которой около -17. Освещенность, создаваемая на Земле этой звездой, в сто раз превосходила освещенность от полной Луны, хотя все же была в десять тысяч раз меньше, чем от Солнца. Так как во время максимума блеска цветовая температура сверхновой II типа около 40 000 К, то основное ее излучение было сосредоточено в ультрафиолетовой части спектра. Поток этого излучения, способного ионизовать верхние слои атмосферы Земли, был 1000 эрг/см²с, что в тысячу раз больше, чем поток такого излучения от Солнца. Из-за этого ионизация верхних слоев атмосферы увеличилась в десятки раз. Однако это губительное для всего живого излучение до поверхности Земли не доходило. Слишком толста «броня» атмосферы нашей планеты.

Назад к карточке книги "Звезды: их рождение, жизнь и смерть"