Обратное комптоновское и томсоновское рассеяние излучения квазара 3С 273 электронами ближнего узла его килопарсекового джета

Показано, что рентгеновское излучение ближнего к ядру квазара 3С 273 узла А1 его килопарсекового джета образуется за счет обратного комптоновского рассеяния излучения квазара, а не за счет томсоновского рассеяния. При последнем процессе требуется большое количество тепловой плазмы в узле, что не по...

Ausführliche Beschreibung

Gespeichert in:

Bibliographische Detailangaben
Datum:	2012
1. Verfasser:	Бутузова, М.С.
Format:	Artikel
Sprache:	Russian
Veröffentlicht:	Радіоастрономічний інститут НАН України 2012
Schriftenreihe:	Радиофизика и радиоастрономия
Schlagworte:	Радиоастрономия и астрофизика
Online Zugang:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/98244
Tags:	Tag hinzufügen Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Zitieren:	Обратное комптоновское и томсоновское рассеяние излучения квазара 3С 273 электронами ближнего узла его килопарсекового джета / М.С. Бутузова // Радиофизика и радиоастрономия. — 2012. — Т. 17, № 1. — С. 15–22. — Бібліогр.: 25 назв. — рос.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-98244
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-982442016-04-11T03:02:37Z Обратное комптоновское и томсоновское рассеяние излучения квазара 3С 273 электронами ближнего узла его килопарсекового джета Бутузова, М.С. Радиоастрономия и астрофизика Показано, что рентгеновское излучение ближнего к ядру квазара 3С 273 узла А1 его килопарсекового джета образуется за счет обратного комптоновского рассеяния излучения квазара, а не за счет томсоновского рассеяния. При последнем процессе требуется большое количество тепловой плазмы в узле, что не подтверждается поляризационными измерениями. Сделан вывод о наличии низкоэнергетического обрыва степенного спектра ультрарелятивистских электронов в узле А1. Показано, що рентгенівське випромінювання ближнього до ядра квазара 3С 273 вузла А1 його кілопарсекового джета утворюється за рахунок зворотного комптонівського розсіяння випромінювання квазара, а не за рахунок його томсонівського розсіяння. Останній процес потребує велику кількість теплової плазми у вузлі, що не підтверджується поляризаційними вимірами. Висновується присутність низькоенергетичного обриву степеневого спектра ультрарелятивістських електронів у вузлі А1. The X-ray radiation of the nearest to the core 3C 273 kiloparsec jet knot A1 is shown to be produced by the inverse Compton scattering of the quasar emission rather than by the Thomson scattering. For the last process, a large quantity of thermal plasma is required at the knot that is not confirmed by polarization observations. It is concluded that the low-energy cutt-off occurs at the power-law spectrum of ultrarelativistic electrons in the knot A1. 2012 Article Обратное комптоновское и томсоновское рассеяние излучения квазара 3С 273 электронами ближнего узла его килопарсекового джета / М.С. Бутузова // Радиофизика и радиоастрономия. — 2012. — Т. 17, № 1. — С. 15–22. — Бібліогр.: 25 назв. — рос. 1027-9636 http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/98244 52-35 ru Радиофизика и радиоастрономия Радіоастрономічний інститут НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Russian
topic	Радиоастрономия и астрофизика Радиоастрономия и астрофизика
spellingShingle	Радиоастрономия и астрофизика Радиоастрономия и астрофизика Бутузова, М.С. Обратное комптоновское и томсоновское рассеяние излучения квазара 3С 273 электронами ближнего узла его килопарсекового джета Радиофизика и радиоастрономия
description	Показано, что рентгеновское излучение ближнего к ядру квазара 3С 273 узла А1 его килопарсекового джета образуется за счет обратного комптоновского рассеяния излучения квазара, а не за счет томсоновского рассеяния. При последнем процессе требуется большое количество тепловой плазмы в узле, что не подтверждается поляризационными измерениями. Сделан вывод о наличии низкоэнергетического обрыва степенного спектра ультрарелятивистских электронов в узле А1.
format	Article
author	Бутузова, М.С.
author_facet	Бутузова, М.С.
author_sort	Бутузова, М.С.
title	Обратное комптоновское и томсоновское рассеяние излучения квазара 3С 273 электронами ближнего узла его килопарсекового джета
title_short	Обратное комптоновское и томсоновское рассеяние излучения квазара 3С 273 электронами ближнего узла его килопарсекового джета
title_full	Обратное комптоновское и томсоновское рассеяние излучения квазара 3С 273 электронами ближнего узла его килопарсекового джета
title_fullStr	Обратное комптоновское и томсоновское рассеяние излучения квазара 3С 273 электронами ближнего узла его килопарсекового джета
title_full_unstemmed	Обратное комптоновское и томсоновское рассеяние излучения квазара 3С 273 электронами ближнего узла его килопарсекового джета
title_sort	обратное комптоновское и томсоновское рассеяние излучения квазара 3с 273 электронами ближнего узла его килопарсекового джета
publisher	Радіоастрономічний інститут НАН України
publishDate	2012
topic_facet	Радиоастрономия и астрофизика
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/98244
citation_txt	Обратное комптоновское и томсоновское рассеяние излучения квазара 3С 273 электронами ближнего узла его килопарсекового джета / М.С. Бутузова // Радиофизика и радиоастрономия. — 2012. — Т. 17, № 1. — С. 15–22. — Бібліогр.: 25 назв. — рос.
series	Радиофизика и радиоастрономия
work_keys_str_mv	AT butuzovams obratnoekomptonovskoeitomsonovskoerasseânieizlučeniâkvazara3s273élektronamibližnegouzlaegokiloparsekovogodžeta
first_indexed	2025-07-07T06:14:27Z
last_indexed	2025-07-07T06:14:27Z
_version_	1836967650647867392
fulltext	ISSN 1027-9636. Радиофизика и радиоастрономия. Т. 17, № 1, 2012 15 Радиофизика и радиоастрономия. 2012, Т. 17, № 1, c. 15–22 М. С. БУТУЗОВА Радиоастрономический институт НАН Украины, ул. Краснознаменная, 4, г. Харьков, 61002, Украина E-mail: aniramtiger@gmail.com ÎÁÐÀÒÍÎÅ ÊÎÌÏÒÎÍÎÂÑÊÎÅ È ÒÎÌÑÎÍÎÂÑÊÎÅ ÐÀÑÑÅßÍÈÅ ÈÇËÓ×ÅÍÈß ÊÂÀÇÀÐÀ 3Ñ 273 ÝËÅÊÒÐÎÍÀÌÈ ÁËÈÆÍÅÃÎ ÓÇËÀ ÅÃÎ ÊÈËÎÏÀÐÑÅÊÎÂÎÃÎ ÄÆÅÒÀ Показано, что рентгеновское излучение ближнего к ядру квазара 3С 273 узла А1 его килопарсекового джета обра- зуется за счет обратного комптоновского рассеяния излучения квазара, а не за счет томсоновского рассеяния. При последнем процессе требуется большое количество тепловой плазмы в узле, что не подтверждается поляриза- ционными измерениями. Сделан вывод о наличии низкоэнергетического обрыва степенного спектра ультрарелятивис- тских электронов в узле А1. Ключевые слова: килопарсековый джет, квазар 3С 273, обратное комптоновское рассеяние, рентгеновское излучение УДК 52-35 © М. С. Бутузова, 2012 1. Ââåäåíèå Почти за 10 лет функционирования космической рен- тгеновской обсерватории “Чандра” (Chandra), рабо- чий диапазон которой 17 1910 10Chω ≈ ÷ рад/с (что соответствует энергии фотонов 0.1 10÷ кэВ), были обнаружены около 100 килопарсековых джетов ак- тивных галактик и квазаров [1]. Так как радио- и оптическое излучение джетов имеют синхротрон- ную природу [2, 3], было предложено экстраполи- ровать синхротронный спектр до рентгеновских частот [4], что подходит для джетов FRI источни- ков [5]. Но для большинства джетов FRII объектов интенсивность наблюдаемого рентгеновского излу- чения выше значения, ожидаемого из синхротрон- ной модели. Поэтому полагается, что рентгеновское излучение образуется вследствие обратного комп- тоновского рассеяния на реликтовом фоне [6]. Для того чтобы удовлетворить условию равнорасп- ределения энергии между магнитным полем и час- тицами вводится представление об ультрарелятиви- стском движении джета как целого и направленнос- ти его под малым углом к лучу зрения [7, 8]. В этом случае наблюдаемое характерное уменьшение интенсивности рентгеновского излучения вдоль джетов FRII объектов объясняется общим замед- лением джета [9]. Килопарсековый джет 3С 273 выделяется тем, что в рентгеновском диапазоне интенсивность излучения двух ближних узлов, А1 и В1 (сле- дуем номенклатуре, используемой в работе [10]), спадает с расстоянием от квазара, а в остальных (дальних) узлах имеет малое, примерно одинако- вое значение [10, 11]. В радиодиапазоне интен- сивность узлов увеличивается с удалением от квазара, а в оптическом участке спектра узлы имеют приблизительно одинаковую яркость [10]. Исходя из распределения интенсивности в разных спектральных диапазонах, авторы [12] сделали сле- дующее предположение: рентгеновское излучение ближних к квазару узлов образуется за счет об- ратного комптоновского рассеяния излучения ква- зара, тогда как в дальних узлах доминирует об- ратный комптон-эффект на реликтовом фоне. Оцен- ка мощности квазара 3С 273 согласуется с данны- ми наблюдений, если считать, что концентрация излучающих электронов не меняется существен- но от узла к узлу. При этом для дальних узлов рентгеновский спектр определяется энергетическим электронным распределением в узле, а для ближ- них узлов – радиоспектром центрального источни- ка [13]. Под центральным источником мы пони- маем сам квазар, его парсековые джеты и их ок- ружение. Следовательно, наблюдаемое различие между спектральными индексами рентгеновского излучения ближних и дальних узлов не требует изменения спектра излучающих частиц, как это предполагалось в работе [14]. Вопрос о механизме образования рентгеновско- го излучения ближайшего к квазару узла джета, таким образом, имеет в данной схеме первосте- пенное значение. Обратимся к рассеянию электронами узла А1 излучения центрального источника. Как было по- казано в работе [13], знак соотношения между наблюдаемыми значениями спектральных ин- дексов излучения квазара и электронного рас- 16 ISSN 1027-9636. Радиофизика и радиоастрономия. Т. 17, № 1, 2012 М. С. Бутузова пределения определяет механизм излучения. Происходит либо обратный комптон-эффект на электронах с максимальным лоренц-фактором, либо томсоновское рассеяние, если спектр элек- тронов имеет степенной характер вплоть до теп- ловых энергий. Если последний процесс преобла- дает, то предыдущие заключения [12, 13, 15] тре- буют пересмотра. В настоящей статье рассмат- ривается решение кинетического уравнения для обратного комптоновского рассеяния [13] с уче- том отклонения спектра квазара от его аппрокси- мации одним степенным законом. Делается вы- вод о наличии низкоэнергетического обрыва в рас- пределении ультрарелятивистских электронов, ко- торый подтверждается тем обстоятельством, что переизлучение рентгеновского спектра квазара тепловыми электронами не вносит вклада в рен- тгеновское излучение узла А1. 2. Îáðàòíîå êîìïòîíîâñêîå ðàññåÿíèå 2.1. Спектр квазара на низких радиочастотах В статье [13] авторы аппроксимировали спектр квазара 3С 273 степенным законом с индексом 0.75.α = Однако наблюдения этого объекта, про- водимые довольно долгое время во всем диапа- зоне частот (см. обзорные работы [16, 17]) пока- зывают, что спектр более сложный (см. рис. 1). На фоне степенных спектров большинства кваза- ров имеются “холмы”, присутствие которых на час- тотах около 10 ГГц, вероятно, вызвано излуче- нием холодной пыли на большом расстоянии от активного ядра. Тогда как в оптическом диа- пазоне имеются так называемые “blue-bump”, ко- торые возникают вследствие теплового излуче- ния поверхности оптически толстого аккрецион- ного диска [17]. На низких радиочастотах изуче- ние спектра центрального источника затруднено тем, что имеющегося углового разрешения инст- румента недостаточно, чтобы разделить квазар и горячее пятно его килопарсекового джета. Например, в работе [18] для источника 1745+624 делается предположение, что спектр квазара на низких частотах становится плоским или обры- вается, а основной вклад в наблюдаемый поток излучения от системы вносит излучение горяче- го пятна. Это возможно потому, что спектр горя- чего пятна имеет существенный наклон, тогда как спектр ядра более пологий. На рис. 1 приведе- ны спектры квазара 3С 273 [16] и горячего пятна HSα (узел Н2) [19]. Видно, что излучение кваза- ра доминирует вплоть до частоты 710ν ≈ рад/с, что соответствует частоте завала в спектре цен- трального источника, найденной из решения ки- нетического уравнения для обратного комптонов- ского рассеяния [13]. С одной стороны, это под- тверждает, что в узле А1 действует обратный ком- птон-эффект на излучении квазара. Если бы в узле А1 происходило комптоновское рассеяние радио- излучения горячего пятна, то этот процесс имел бы место и в остальном джете. Тогда в распре- делении интенсивности рентгеновского излучения вдоль джета не было бы “плато” для дальних узлов [10], соответствующего обратному компто- новскому рассеянию на реликтовом фоне [12]. С другой стороны, если спектр горячего пятна не имеет завала на низких радиочастотах, то, для того чтобы в дальних узлах происходил об- ратный комптон-эффект на реликтовом фоне, не- обходимо, чтобы отсутствовали (или были в ма- лой концентрации) ультрарелятивистские электро- ны с лоренц-фактором 44 10 ,Γ ≤ ⋅ рассеивающие в рабочем диапазоне “Чандры” радиоизлучение горячего пятна на частотах 710phν ≤ Гц. То есть при магнитном поле 510H −≈ Гс [15] синхротрон- ное излучение узла H2 не наблюдалось бы на частотах меньших, чем 102 10Synν ≈ ⋅ Гц. Тогда как для остальных дальних узлов джета 3С 273, напряженность магнитного поля которых 610H −≈ Гс [15], синхротронное излучение отсут- Рис. 1. Спектры квазара 3С 273 [16], горячего пятна его килопарсекового джета [19] и их аппроксимация степенным законом ISSN 1027-9636. Радиофизика и радиоастрономия. Т. 17, № 1, 2012 17 Обратное комптоновское и томсоновское рассеяние ствовало бы на частотах 92 10Synν ≈ ⋅ Гц. Но, как показано в [20], синхротронное излучение джета зарегистрировано вплоть до частоты 84 10ν = ⋅ Гц ( 73λ = см). 2.2. Учет реального спектра квазара В [13] получено решение кинетического уравне- ния для обратного комптоновского рассеяния (рис. 2, a) в двух случаях. В первом случае по- лагается, что направления волновых векторов электрона и фотона после рассеяния совпадают. Результат, слабо зависящий от спектральных ин- дексов фотонного α и электронного γ распреде- лений, показывает, что основной вклад в рентге- новское излучение узла А1 дает обратный комп- тон-эффект на электронах, обладающих макси- мальной энергией. Во втором случае учитывает- ся малый угол между импульсами взаимодейст- вующих частиц после рассеяния. Результат силь- но зависит от знака выражения, включающего индексы фотонного и электронного спектров, 2 1 ,α + − γ которое в уравнении для плотности по- тока рассеиваемого излучения определяет доми- нирующий в интеграле по энергии предел. Стано- вятся существенными отклонения от степенного спектра рассеиваемого излучения квазара. Поэто- му аппроксимируем спектр квазара в трех отдель- ных частотных интервалах степенным законом F Q −α= ω (рис. 1), где 17 СГС,6 10 ед.Q −= ⋅ 0.53α = в диапазоне частот 7 99.3 10 9.3 10⋅ ÷ ⋅ рад/с – на первом участке; 21 СГС,3 10 ед.Q −= ⋅ 0.08α = в диапазоне частот 9 119.3 10 9.4 10⋅ ÷ ⋅ рад/с – на втором участке; (1) 13 СГС,1.3 10 ед.Q −= ⋅ 0.74α = в диапазоне частот 11 149.4 10 5.5 10⋅ ÷ ⋅ рад/с – на третьем участке. Эти значения получены методом наименьших квадратов при использовании данных о спектраль- ной плотности потока на соответствующих час- тотах [16]. Так как вариация спектрального индекса для узла А1 меньше изменения спектрального индек- са квазара при переходе от одного участка к дру- гому, то по результатам радионаблюдений [20] бу- дем рассматривать степенное энергетическое рас- пределение электронов ( )f E KE −γ= при 2.4γ = в интервале энергий maxmin .E E E< < Восполь- зуемся решением кинетического уравнения для обратного комптоновского рассеяния (24), приве- денным в работе [13]: ( ) 2 2 2 12 2( ) 8 ( 1) e z Ar l Qc DN k K mc R −γ ′ = ΔΩ × π α + [ ] 1 2 max 1 3 2 2 (1 cos ) 2(1 cos ) ( ) d ,α+ −α− α−γ ⎛ ⎞′ω ⎜ ⎟ω − θ⎝ ⎠ ′× − θ ω Γ Γ∫ (2) где штрихом отмечены величины после рассеяния; ,er m – классический радиус и масса электрона; zl – размер узла вдоль луча зрения; 562AD = Мпк (при локальном значении постоянной Хаббла 0 71 км/(с Мпк)H = ⋅ в рамках CDMΛ -модели (Lambda-Cold Dark Matter) Вселенной) – расстоя- ние до квазара 3С 273, определяемое по угловому размеру; 65R ≈ кпк – расстояние от квазара до узла А1 (1′′ соответствует расстояние 2.7 кпк в проек- ции на картинную плоскость); ΔΩ – телесный угол, в пределах которого падает на узел А1 излучение квазара; 30θ = ° – угол между направлением дже- та и лучом зрения [15]; maxω – частота верхней гра- ницы для каждого диапазона (1). При использова- нии в (2) параметров для первого участка спектра квазара (1) верхним пределом интегрирования будет максимальный лоренц-фактор электронов Рис. 2. Схемы обратного комптоновского (a) и томсоновско- го (б) рассеяния излучения квазара электронами первого узла джета. Плоскость рисунка перпендикулярна картин- ной плоскости 18 ISSN 1027-9636. Радиофизика и радиоастрономия. Т. 17, № 1, 2012 М. С. Бутузова max ,Γ тогда как для остальных участков спект- ра верхний предел в интеграле будет иметь вид [ ]min2 (1 cos ) ,′ω ω − θ где minω – нижняя граница указанных диапазонов. Так как квазар 3С 273 – близкий объект (красное смещение 0.158),z = то при получении формулы (2) не учитывался кос- мологический закон изменения плотности потока из- лучения, но, как будет показано в пункте 3.1, такое допущение на конечный результат не влияет. Для первых двух участков спектра квазара (1) выражение 2 1 0,α − γ + < поэтому в интеграле по энергии в (2) доминирует нижний предел, а для третьего участка доминирует верхний предел. Проинтегрируем (2) и перейдем к плотности потока принимаемого рентгеновского излучения от узла. При этом учтем плотность состояний для фотонов и вос- пользуемся соотношением ( )2 sin ,k z Al V DΔΩ = θ где kΔΩ – телесный угол, под которым наблю- дается узел А1, и V – объем узла. Найдем форму- лу для плотности потока принимаемого рентгено- вского излучения от узла А1 в случае обратного комптоновского рассеяния для первого или второ- го участка спектра квазара: ( )12 2 2( ) 2( 1)( 2 1) sin er mc K QVF R −γ ′ω = × α + γ − α − θ [ ] 1 11 2 22 max2(1 cos ) ( ) . γ− γ−γ+ −α+ − ′× − θ ω ω (3) Для третьего участка получим ( )12 2 2( ) 2( 1)(2 1) sin er mc K QVF R −γ ′ω = × α + α − γ + θ [ ] 1 11 2 22 min2(1 cos ) ( ) , γ− γ−γ+ −α+ − ′× − θ ω ω (4) где величины ,α Q для каждого участка спектра определяются из (1). На рис. 3 приведена область интегрирования для каждого случая. Из (3) и (4) видно, что спектральный индекс рентгеновского излучения узла Xα определяется спектром элект- ронного распределения так же, как и в случае син- хротронного излучения, ( 1) 2.Xα = γ − По данным наблюдений, спектральный индекс в рентгеновском диапазоне 0.83 0.02Xα = ± [21], тогда как в радио- диапазоне спектральный индекс равен 0.55 0.03± (в полосе 2 6÷ см), 0.67 0.03± (в полосе 6 18÷ см), 0.82 0.02± (в полосе 18 73÷ см) [20]. Из условия нормировки электронного распреде- ления max min ( )de E E N N E E= ∫ следует, что ( )12mc K −γ = 1 min( 1) .eN γ−γ − Γ В работе [15] было найдено зна- чение концентрации релятивистских электро- нов в дальних узлах джета 3С 273 и обосновыва- лось, что концентрация в ближнем узле А1 при- мерно в два раза больше. Поэтому, полагаем 1 min 10eN γ−Γ ≈ при 1 1 1 .V ′′ ′′ ′′= × × Для первого и вто- рого участков спектра (1) из выражения (3) найдем 20 max1 1.3 10ω = ⋅ рад/с и 13 max2 1.3 10ω = ⋅ рад/с. Для этого в каждом случае использовались все три значения плотностей потока рентгеновского излучения и соответствующих им частот [19], при- веденные в табл. 1. Видно, что найденные значе- ния частоты не находятся в пределах соответ- ствующих участков спектра квазара. Поэтому можно сделать вывод, что обратное комптонов- ское рассеяние излучения, принадлежащего указанным участкам спектра, не вносит вклада в наблюдаемое рентгеновское излучение узла А1. Рис. 3. Область интегрирования в случае аппроксимации спектра квазара несколькими степенными участками Таблица 1. Наблюдаемый рентгеновский поток от узла А1 джета квазара 3С 273 [19] , рад/cobsω ,XF нЯн 181.3 10⋅ 46 182.4 10⋅ 28 186.6 10⋅ 12 ISSN 1027-9636. Радиофизика и радиоастрономия. Т. 17, № 1, 2012 19 Обратное комптоновское и томсоновское рассеяние Аналогичным образом по формуле (4) с ис- пользованием параметров для третьего участка спектра квазара (1) найдем значение частоты 13 min3 2.4 10ω = ⋅ рад/с. Как видно, это значение лежит в пределах указанного диапазона частот. Основной вклад в рентгеновское излучение узла А1 вносит обратное комптоновское рассеяние фо- тонов с полученной частотой, а не с той часто- той, которая является нижней границей третьего участка спектра квазара. Это может быть объяс- нено тем, что в интегрировании имеем ограниче- ние не со стороны фотонного спектра, а со сторо- ны электронного распределения. То есть спектр электронов не сохраняется степенным вплоть до тепловых энергий, а имеет низкоэнергетичес- кий обрыв, происходящий при гамма-факторе [ ] 2 min min32 (1 cos ) 7 10 .′Γ = ω ω − θ ≈ ⋅ В работе [22] было показано присутствие подоб- ного низкоэнергетического обрыва в электронном спектре горячих пятен источника Лебедь А, проис- ходящего при значениях 420 20Γ = ± для горячего пятна А и 440 20Γ = ± для горячего пятна D. 3. Òîìñîíîâñêîå ðàññåÿíèå 3.1. Плотность потока Допустим, степенной характер функции распреде- ления ультрарелятивистских электронов сохра- няется до ~1Γ (т. е. не имеет обрыва в области энергий 1).Γ Тогда при выполнении условия 2 1 0α + − γ < должно преобладать рассеяние из- лучения квазара с малым изменением частоты. Найдем выражение для наблюдаемой плотно- сти потока рентгеновского излучения при томсо- новском рассеянии (см. схему на рис. 2, б). Усло- вие классического рассеяния имеет вид 2.mcω Частота падающей волны, удовлетворяющей это- му условию, должна быть 207.8 10ω ⋅ рад/с. Так как частота рассеянного излучения в данном случае ,′ω ≈ ω то рабочий диапазон обсервато- рии Чандра позволяет использовать классичес- кое нерелятивистское сечение рассеяния [23]. Отметим, что тепловой электрон при температу- ре 38 10T ≥ ⋅ К способен изменить импульс рент- геновского фотона с частотой 172.41 10Xν = ⋅ Гц (соответствует энергии 1 кэВ). Представим излучение квазара в виде волны { }0Re ( ) ,i tE E e ω= ω для которой усредненная по времени плотность потока энергии через поверх- ность единичной площади выражается в виде: 2 0 2 ( ) ( )d d . 8 A EcF D ω ω ω = ω π (5) Наблюдаемую спектральную плотность потока энергии характеризуем степенным законом: ( ) .obs obsF Q −αω = ω (6) Зная закон изменения спектральной плотности потока в зависимости от красного смещения [24], ( )4( )d (1 ) dobs obsF z Fω ω = + ω ω = 3(1 ) d , 1 z F z ω⎛ ⎞= + ω⎜ ⎟+⎝ ⎠ (7) и используя (6), получим 3( ) (1 ) .F z Q+α −αω = + ω (8) Поток энергии от центрального источника в диапазоне частот d ,ω падающий на ближний к квазару узел джета А1 в соответствии с (5) записывается в виде 2 0 1 2 ( ) ( )d d . 8 EcF R ω ω ω = ΔΩ ω π (9) Сравнивая (8) и (9), найдем: 2 3 1 2( ) (1 ) .AQDF z R +α −αω = + ΔΩω По определению, дифференциальное сечение рассеяния – это отношение количества излучае- мой в данном направлении энергии одним электро- ном в единицу времени к плотности потока падаю- щего на электрон излучения 1( )F ω [23]. Сечение рассеяния для неполяризованного излучения определяется выражением 2 2(1 cos ) , 2 e k rσ = + θ ΔΩ где 30θ ≈ ° – угол между направлениями падаю- щей и рассеянной волн, т. е. угол между направле- нием джета и лучом зрения (рис. 2, б). Следова- тельно, плотность потока излучения, рассеянного узлом А1, имеет вид: 2 2 2 3 2( ) (1 cos )(1 ) , 2 e A X k z e r QDF z l n R +α −α′ ′ω = + θ + ΔΩΔΩ ω где en – концентрация тепловых электронов в узле. Учитывая, что 2 k x y Al l DΔΩ = (где ,xl yl – размеры узла в проекции на картинную плос- кость), а sin ,x y zl l l V= θ и воспользовавшись 20 ISSN 1027-9636. Радиофизика и радиоастрономия. Т. 17, № 1, 2012 М. С. Бутузова соотношением (7), получим выражение для при- нимаемой на Земле плотности потока рентгено- вского излучения: 2 2 2( ) (1 cos ) . 2 sin e X obs e obs r QVF n R −α′ ′ω = + θ ΔΩω θ (10) Видно, что в выражении (10) отсутствует за- висимость от красного смещения, вызываемая космологическим изменением наблюдаемой плот- ности потока. К результату (10) можно прийти также, делая соответствующие рассеянию на по- коящемся электроне подстановки в кинетичес- кое уравнение [13]: 2 2 4 2 2 d ( ) sin d 2 e z r m cN l E ′ω ω ω⎛ ⎞′ω = + − θ ×⎜ ⎟′ ′ω ω ω⎝ ⎠∫∫ ( ) ( ) ( )d d d d ,kN f E E′× ω δ ω − ω Ω Ω ω где 2 3 1 2( ) (1 ) AQDN z R +α −α−ω = + ω – распределение рассеиваемых фотонов, а функция распределения тепловых электронов задается в виде ( )f E = 2( ).en E mcδ − Переходя к принимаемой плотнос- ти потока излучения от узла 3( ) (1 )obsF z − −αω = + ( )c N′ ′× ω ω и делая указанные перед формулой (10) замены, получаем выражение, полностью со- ответствующее (10). 3.2. Концентрация тепловых электронов в джете Подставим в выражение (10) значения, извест- ные из наблюдений. Рентгеновский спектр ква- зара 3С 273 находим в виде (6) по данным наб- людений [16] методом наименьших квадратов: 101.2 10Q −≈ ⋅ ед. СГС, 0.98.α ≈ Из (10) видно, что при томсоновском рассеянии наклоны рентгено- вских спектров квазара и узла должны совпадать, но наблюдаемый спектр узла более плоский, 0.8Xα ≈ [21]. Отсюда следует, что томсоновское рассеяние не является доминирующим механиз- мом образования рентгеновского излучения узла А1, но могло бы давать некоторый вклад. Оценим его по формуле (10). Плотности потока излучения от узла А1 на соответствующих рентгеновских частотах [19] приведены в табл. 1. Оценка кон- центрации тепловых электронов в узле А1 по этим данным в среднем дает значение 5 34 10 см ,en −≈ ⋅ которое недопустимо велико. С другой стороны, наличие тепловой плазмы предполагает действие механизма тормозного излучения электронов. Принимая во внимание, что спектральная плотность потока выражается в виде d dz kF lω ω= ε Ω∫ (где ωε – дифферен- циальная излучательная способность), соглас- но [25] получим выражение для плотности пото- ка тормозного излучения: 38 2 2 7.7 10d exp d , sin 4 e X TB X X L nVF D kTT −⋅ ω⎛ ⎞ω = − ω⎜ ⎟θ π ⎝ ⎠ (11) где 755LD = Мпк – фотометрическое расстояние до квазара 3С 273, T – электронная температура. Из (11) следует, что если бы наблюдаемое рентге- новское излучение на частоте 172.41 10 ГцXν = ⋅ было бы тормозным, то для его возникновения дос- таточно было бы концентрации электронов 31.7 см ,en −≈ имеющих температуру 73 10T = ⋅ К (при данной температуре функция (11) имеет мак- симум). Однако даже такая концентрация проявля- лась бы посредством фарадеевского вращения плос- кости поляризации. Но обнаруженное малое изме- нение меры вращения 0.2< рад/м в области, где вектор напряженности магнитного поля становится перпендикулярным направлению джета, свидетель- ствует о том, что фарадеевское вращение происхо- дит снаружи, вне излучающей области [20]. (Пара- метры этой среды: концентрация тепловых элект- ронов 4 33 10 см ,− −⋅ 0.3H = мкГс и радиус клас- тера 0.4 Мпк [20].) В работе [15] благодаря тому, что обратное комптоновское рассеяние внесло в задачу абсо- лютную численную шкалу, была получена оценка концентрации ультрарелятивистских электронов для дальних узлов: 1 3 min 5 см .N γ− −Γ ≈ Если предположить, что степенной электронный спектр плавно перехо- дит в тепловое распределение, то в этом случае min 1,Γ ≈ следовательно получаем значение концен- трации тепловых электронов 35 см ,en −≈ которое не соответствует данным наблюдений. Если в спек- тре электронов имеется низкоэнергетический об- рыв при min 1,Γ то отсутствие тепловых электро- нов согласуется с данными [20] и рентгеновское излучение узлов джета А1 и В1 образуется за счет обратного комптоновского рассеяния излучения цен- трального источника. Таким образом, получено дополнительное подтверждение наличия низкоэнер- гетического обрыва в степенном электронном спек- тре узла А1. ISSN 1027-9636. Радиофизика и радиоастрономия. Т. 17, № 1, 2012 21 Обратное комптоновское и томсоновское рассеяние 4. Âûâîäû Получено, что при лоренц-факторе 2 min 7 10Γ ≈ ⋅ происходит низкоэнергетическй обрыв степенного распределения электронов в узле А1. Этот вывод следует из кинетического уравнения для обратно- го комптоновского рассеяния на излучении квазара 3С 273, спектр которого аппроксимировался несколь- кими степенными участками. Показано также, что томсоновское рассеяние высокоэнергетического из- лучения квазара 3С 273 не вносит вклада в рентге- новское излучение ближнего к квазару узла джета А1, так как наличие необходимой для этого боль- шой концентрации тепловой плазмы не подтверж- дается поляризационными радионаблюдениями [20]. Это подкрепляет вывод о существовании низкоэнер- гетического обрыва в спектре ультрарелятивистс- ких электронов. Таким образом, обратное компто- новское рассеяние на излучении центрального ис- точника действительно является основным меха- низмом образования рентгеновского излучения уз- лов А1 и В1 килопарсекового джета квазара 3С 273. СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ 01. XJET: X-Ray Emission From Extragalactic Radio Jets, <http://hea-www.harvard.edu/XJET/index.cgi>. 02. Röser H.-J. and Meisenheimer K. The Synchrotron Light from the Jet of 3C 273 // Astron. Astrophys. – 1991. – Vol. 252, No. 2. – P. 458–474. 03. Röser H.-J., Conway R. G., and Meisenheimer K. The Syn- chrotron Radiation from the Jet of 3C 273. IV. Compari- son of Optical and Radio Morphology and Polarization // Astron. Astrophys. – 1996. – Vol. 314. – P. 414–418. 04. Röser H.-J., Meisenheimer K., Neumann M., Conway R. G., and Perley R. A. The Jet of 3C 273 Observed with ROSAT HRI // Astron. Astrophys. – 2000. – Vol. 360, No. 1. – P. 99–106. 05. Harris D. E. and Krawczynski H. X-ray Emission from Extragalactic Jets // Ann. Rev. Astron. Astrophys. – 2006. – Vol. 44, No. 1. – P. 463–506. 06. Schwartz D. A., Marshall H. L., Lovell J. E. J., Piner B. G.,Tin- gay S. J., Birkinshaw M., Chartas G., Elvis M., Feigelson E. D., Ghosh K. K., Harris D. E., Hirabayashi H., Hooper E. J., Jauncey D. L., Lanzetta K. M., Mathur S., Preston R. A., Tu- cker W. H., Virani S., Wilkers B., and Worrall D. M. Chandra Discovery of a 100 kiloparsec X-Ray Jet in PKS 0637-752 // Astrophys. J. – 2000. – Vol. 540, No. 2. – P. 69–72. 07. Tavecchio F., Maraschi L., Sambruna R. M., and Urry C. M. The X-Ray Jet of PKS 0637-752: Inverse Compton Radia- tion from the Cosmic Microwave Background? // Astro- phys. J. – 2000. – Vol. 544, No. 1. – P. L23–L26. 08. Celotti A., Ghisellini G., and Chiaberge M. Large-scale Jets in Active Galactic Nuclei: Multiwavelength Mapping // Mon. Not. R. Astron. Soc. – 2001. – Vol. 321, No. 1. – P. L1–L5. 09. Georganopoulos M. and Kazanas D. Witnessing the Gradual Slowdown of Powerful Extragalactic Jets: The X-Ray-Op- tical-Radio Connection // Astrophys. J. – 2004. – Vol. 604, No. 2. – P. L81–L84. 10. Marshall H., Harris D. E., Grimes J. P., Drake J. J., Frus- cio ne A., Juda M., Kraft R. P., Mathur S., Murray S. S., Ogle P. M., Pease D. O., Schwartz D. A., Siemiginow- ska A. L., Vrtilek S. D., and Wargelin B. J. Structure of the X-Ray Emission from the Jet of 3C 273 // Astrophys. J. – 2001. – Vol. 549, No. 2. – P. L167–L171. 11. Sambruna R. M., Urry C. M., Tavecchio F., Maraschi L., Scarpa R., Chartas G., and Muxlow T. Chandra Observa- tions of the X-Ray Jet of 3C 273 // Astrophys. J. – 2001. – Vol. 549, No. 2. – P. L161–L165. 12. Банникова Е. Ю., Конторович В. М. Определение па- раметров космических струй по их тонкой структуре в радио- и рентгеновском диапазонах // Космiчна наука i технологiя. – 2003. – Т. 9, № 5/6. – С. 153–157. 13. Михайлова М. С., Конторович В. М. Обратное комп- тоновское рассеяние в ближнем узле джета квазара 3С 273 // Вопросы атомной науки и техники – 2010. – № 4. – С. 149–154. 14. Sambruna R. M., Gambill J. K., Maraschi L., Tavecchio F., Cerutti R., Cheung C. C., Urry C. M., and Chartas G. A Survey of Extended Radio Jets with Chandra and the Hubble Space Telescope // Astrophys. J. – 2004. – Vol. 608, No. 2. – P. 698–720. 15. Михайлова М. С., Банникова Е. Ю., Конторович В. М. Определение наклона килопарсекового джета квазара 3С 273 по конкуренции механизмов рентгеновского из- лучения его узлов // Астрономический журнал. – 2010. – Т. 87, № 6. – С. 531–538. 16. Türler M., Paltani S., Courvoisier T. J.-L., Aller M. F., Al- ler H. D., Blecha A., Bouchet P., Lainela M., McHardy I. M., Robson E. I., Stevens J. A., Teräsranta H, Tornikoski M., Ulrich M.-H., Waltman E. B., and Wamsteker W. 30 years of multi-wavelength observations of 3C 273 // Astron. Astro- phys. Suppl. – 1999. – Vol. 134, No. 1. – P. 89–101. 17. Courvoisier T. J.-L. The bright quasar 3C 273 // Astron. Astrophys. Rev. – 1998. – Vol. 9, No. 1–2. – P. 1–32. 18. Cheung C. C., Stawarz L., and Siemiginowska A. Confron- ting X-Ray Emission Models with the Highest Redshift Ki- loparsec-Scale Jets: The 3.89z = Jet in Quasar 1745+624 // Astrophys. J. – 2006. – Vol. 650, No. 2. – P. 679–692. 19. Uchiyama Ya., Urry C. M., Cheung C. C., Jester S., Van Duyne J., Coppi P., Sambruna R. M., Takahashi T., Tave- cchio F., and Maraschi L. Shedding New Light on the 3C 273 Jet with the Spitzer Space Telescope // Astrophys. J. – 2006. – Vol. 648, No. 2. – P. 910–921. 20. Conway R. G., Garrington S. T., Perley R. A, and Biretta J. A. Synchrotron Radiation from the Jet of 3C 273. II – The Radio Structure and Polarization // Astron. Atrophys. – 1993. – Vol. 267, No. 2. – P. 347–362. 21. Jester S., Harris D. E., Marshall H. L., and Meisenheimer K. New Chandra Observations of the Jet in 3C 273. I. Softer X-Ray than Radio Spectra and the X-Ray Emission Mecha- nism // Astrophys. J. – 2006. – Vol. 648, No. 2. – P. 900–909. 22. Carilli C. L., Perley R. A., Dreher J. W., and Leahy J. P. Multifrequency Radio Observations of Cygnus A: Spect- ral Aging in Powerful Radio Galaxies // Astrophys. J. – 1991. – Vol. 383, No. 1. – P. 554–573. 23. Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М. Теория поля. – М.: Наука, 1988. – 512 с. 24. Зельдович Я. Б., Новиков И. Д. Строение и эволюция Вселенной. – М.: Наука, 1975. – 736 с. 25. Гинзбург В. Л. Теоретическая физика и астрофизика. Дополнительные главы. – М.: Наука, 1981. – 504 с. 22 ISSN 1027-9636. Радиофизика и радиоастрономия. Т. 17, № 1, 2012 М. С. Бутузова М. С. Бутузова Радіоастрономічний інститут НАН України, вул. Червонопрапорна, 4, м. Харків, 61002, Україна ЗВОРОТНЕ КОМПТОНІВСЬКЕ І ТОМСОНІВСЬКЕ РОЗСІЯННЯ ВИПРОМІНЮВАННЯ КВАЗАРА 3С 273 ЕЛЕКТРОНАМИ БЛИЖНЬОГО ВУЗЛА ЙОГО КІЛОПАРСЕКОВОГО ДЖЕТА Показано, що рентгенівське випромінювання ближнього до ядра квазара 3С 273 вузла А1 його кілопарсекового джета утворюється за рахунок зворотного комптонівського розсіяння випромінювання квазара, а не за рахунок його томсонівського розсіяння. Останній процес потребує вели- ку кількість теплової плазми у вузлі, що не підтверджуєть- ся поляризаційними вимірами. Висновується присутність низькоенергетичного обриву степеневого спектра ультра- релятивістських електронів у вузлі А1. M. S. Butuzova Institute of Radio Astronomy, National Academy of Sciences of Ukraine, 4, Chervonopraporna St., Kharkiv, 61002, Ukraine INVERSE COMPTON AND THOMSON SCATTERING OF THE QUASAR 3C 273 EMISSION BY ELECTRONS OF THE NEAREST KNOT OF ITS KILOPARSEC JET The X-ray radiation of the nearest to the core 3C 273 kiloparsec jet knot A1 is shown to be produced by the inverse Compton scattering of the quasar emission rather than by the Thomson scattering. For the last process, a large quantity of thermal plasma is required at the knot that is not confirmed by polarization obser- vations. It is concluded that the low-energy cutt-off occurs at the power-law spectrum of ultrarelativistic electrons in the knot A1. Статья поступила в редакцию 05.07.2011

Обратное комптоновское и томсоновское рассеяние излучения квазара 3С 273 электронами ближнего узла его килопарсекового джета

Institution

Ähnliche Einträge