Содержание к диссертации
Введение
1 Открытие насыщения фотонного индекса в двойной системе с черной дырой GRS 1915+ 105 15
1.1 Введение 15
1.2 Наблюдения и методы обработки данных
1.2.1 Спектральный анализ 19
1.2.2 Временной анализ 24
1.3 Результаты 26
1.3.1 Эволюция спектральных характеристик во время переходов между спектральными состояниями в GRS 1915+105 26
1.3.2 Корреляция рентгеновского и радио излучения 28
1.3.3 Эволюции энергетического спектра и спектра мощности во время небольших локальных радио/рентгеновских всплесков 30
1.4 Интерпретация и обсуждение результатов наблюдений 32
1.4.1 Корреляции индекса как функция квазипериодических осцилляции и скорости аккреции вещества. Насыщение индекса 34
1.4.2 Связь между радио и рентгеновским излучением в GRS 1915+105 36
1.5 Заключение 38
2 Обнаружение насыщения корреляции спектрального индекса с частотой квазипериодических осцилляции и скоростью аккреции. Определение массы ЧД в двойной системе 4U 1630—47 методом скалирования (масштабирования) 43
2.1 Введение 43
2.2 Наблюдения 46
2.3 Спектральный анализ
2.3.1 Анализ наблюдений 4U 1630-47 обсерваторией BeppoSAX 49
2.3.2 Анализ наблюдений 4U 1630-47 обсерваторией RXTE 52
2.3.3 Обсуждение анализа данных и моделирования рентгеновских спектров 56
2.4 Основные тенденции изменения характеристик рентгеновского излучения 4U 1630-47 во время вспышек 57
2.4.1 Эволюция спектральных свойств во время перехода между спектральными состояниями 59
2.4.2 Корреляции между спектральными и временными свойствами 62
2.5 Обсуждение 65
2.5.1 Насыщение индекса как возможный признак ЧД
2.5.2 Немонотонное поведение энергии завала Eсиі на высоких энергиях как функция индекса Г 67
2.5.3 Определение массы черной дыры в источнике 4U 1630-47 67
2.6 Заключение 72
Масштабирование зависимости фотонного индекса как функции скорости аккреции и оценка масс черных дыр для внегалактических источников 77
3.1 Обоснование наличия ЧД "промежуточной массы" в ультраярком источнике ULX-1 галактики М101 77
3.1.1 Введение 77
3.1.2 Наблюдения и обработка данных М101 ULX-1 80
3.1.3 Спектральный анализ 85
3.2 Вспышки ESO 243-49 HLX-1: сравнение с Галактическими маломассивными транзиентами 91
3.2.1 Введение 91
3.2.2 Наблюдения и обработка данных 95
3.2.3 Результаты 96
3.3 Обсуждение 100
3.3.1 Насыщение индекса как признак наличия черной дыры в источнике 101
3.3.2 Оценка массы черных дыр в М101 ULX-1 и ESO 243-49 HLX-1 102
3.4 Заключение 106
Обнаружение постоянства фотонного индекса рентгеновского спектра источника с нейтронной звездой 4U 1728—34 для всех спектральных состояний 108
4.1 Введение 108
4.2 Описание наблюдений 111
4.3 Спектральный анализ 113
4.4 Эволюция рентгеновских спектральных характеристик во время переходов объекта между спектральными состояниями 120
4.5 Корреляция временных и спектральных характеристик во время переходов 124
4.6 Обсуждение 128
4.7 Заключение 130
Стабильность спектрального индекса, как функция скорости аккреции вещества, в ярких atollисточниках 133
5.1 Спектральные и временные характеристики нейтронной звезды GX 3+1 133
5.1.1 Введение 133
5.1.2 Описание наблюдений 135
5.1.3 Спектральный анализ 137
5.1.4 Основные тенденции изменения рентгеновских характеристик во время переходных состояний в GX 3+1 142
5.2 Эволюция спектральных состояний нейтронной звезды 4U 1820-30 149
5.2.1 Введение 149
5.2.2 Наблюдения 152
5.2.3 Спектральный анализ 154
5.2.4 Изменение спектральных характеристик во время переходов 161
5.2.5 Параметризация спектральных переходов в 4U 1820-30 165
5.2.6 Корреляции спектральных и временных характеристик в 4U 1820-30 165
5.2.7 Замечания о происхождении "жесткого хвоста" в рентгеновском спектре ato/Z-источника 4U 1820-30 169
5.3 Сравнительный анализ спектральных и временных характеристик atoll источников 4U 1820-30, GX 3+1 и 4U 1728-34 169
5.3.1 Постоянство фотонного индекса 169
5.3.2 Отличие и подобие поведения кТе в atoll-источниках 170
5.3.3 Зависимость эволюционного цикла от средней светимости atoll- источников 172
5.3.4 Различие и сходство временных масштабов эволюции спектральных состояний 173
5.3.5 Корреляция f(kTe) как функция положения на цветовой диаграмме 173
5.3.6 Сравнение диаграмм жесткости рентгеновского излучения
5.4 Стабильность фотонного индекса, как спектральный признак НЗ 174
5.5 Заключение 175
6 Двухфазное поведение фотонных индексов в спектрах Z-источников при смене спектральных состояний 178
6.1 Постоянство фотонных индексов в спектре Z-источника GX 340+0 во время рентгеновских вспышек 178
6.1.1 Введение 178
6.1.2 Описание наблюдений 182
6.1.3 Эволюция рентгеновских спектральных характеристик при смене спектральных состояний в GX 340+0 194
6.2 Спектральные и временные характеристики Z-источника Scorpius Х-1. Воз
растание жесткости спектров во время фаз вспышек 205
6.2.1 Введение 205
6.2.2 Наблюдения и анализ данных 207
6.2.3 Результаты и выводы 208
6.2.4 Интерпретация спектрально-временных свойств Sco Х-1 221
6.2.5 Влияние энерговыделения в переходном слое НЗ на спектральный индекс результирующего спектра 222
6.3 Заключение 224
7 Особенности поведения аккрецирующих нейтронных звезд в около-Эд дингтоновском режиме 228
7.1 Усиление жесткости спектров во время вспышек ato/Z-источника 4U 1705-44 228
7.1.1 Введение 228
7.1.2 Описание наблюдений 228
7.1.3 Результаты 231
7.1.4 Спектральный анализ 232
7.2 Спектральные признаки аккрецирующих ЧД и НЗ в приложении к вопросу о природе компактного объекта в 4U 1700-37 243
7.2.1 Введение 243
7.2.2 Наблюдения и обработка данных 244
7.2.3 Результаты 245
7.2.4 Цветовые диаграммы и диаграммы жесткости 4U 1700-37 246
7.2.5 Спектральный анализ 246
7.2.6 Общая картина рентгеновских свойств 249
7.2.7 Обсуждение 250
Сравнительный анализ спектральных характеристик нейтронных звезд раз ных подклассов 251
7.3.1 Постоянство фотонного индекса в до-Эддингтоновском режиме и фаза снижения фотонного индекса І\ в состояниях высокой светимости 251
7.3.2 Связь между степенью жесткости спектра и природой компактного объекта 252
7.3.3 Отличие и подобие поведения кТе в нейтронных звездах разных подклассов 253
Заключение 253
267
Термины и сокращения 267
Определения состояний черных дыр и нейтронных звезд в транзиентных двойных системах 268
Определение параметра нормировки в моделях СотрТВ и ВМС 268
Литература 269
Введение
- Эволюция спектральных характеристик во время переходов между спектральными состояниями в GRS 1915+105
- Эволюция спектральных свойств во время перехода между спектральными состояниями
- Наблюдения и обработка данных М101 ULX-1
- Эволюция рентгеновских спектральных характеристик во время переходов объекта между спектральными состояниями
Эволюция спектральных характеристик во время переходов между спектральными состояниями в GRS 1915+105
Проявление процессов аккреции вещества обнаруживается во множестве астрофизических объектов. Во многих из них она сопровождается струйными выбросами, как, например, в молодых звездных объектах, активных ядрах галактик, гамма-рентгеновских баретерах, рентгеновских двойных системах/микроквазарах. Хотя к настоящему моменту эти объекты изучены в достаточной степени, в целом мы все еще мало знаем об особенностях процессов аккреции, характерных для каждого из вышеперечисленных классов источников, а также общих свойствах аккрецирующих объектов, позволяющих наблюдательную диагностику, например, черных дыр. Ярким примером таких объектов является микроквазар GRS 1915+105, который, в свою очередь, является удобной лабораторией для детального изучения вышеупомянутых проявлений.
Источник GRS 1915+105 был открыт спутником Гранат в 1992 году. Это был первый в Галактике источник со сверхсветовым разлетом радиокомпонент. Он наблюдался вблизи галактического экватора, в направлении на созвездие Орла, как переменный рентгеновский источник. Расстояние до системы GRS 1915+105 составляет почти 30 тыс. св. лет (около 9 кик). При этом в направлении на систему находятся многочисленные межзвездные пылевые облака, полностью поглощающие оптическое излучение. Но в близком ПК-диапазоне этот объект достаточно яркий и позволяет идентификацию звезды-донора по характерным полосам оксида углерода и линиям металлов в его спектре, как красного гиганта с массой 1.2+0.2 М. Более того, в ПК-диапазоне GRS 1915+105 показывает переменность лучевых скоростей с орбитальным периодом 33.5+1.5 сут [15]. Наклонность орбиты системы определена по движению газа в релятивистских струях, выбрасываемых объектом вдоль оси аккреционного диска, лежащего в плоскости орбиты (г = 70+2) [16]. В итоге, динамические методы оценки массы указывают на значительную массу компактного объекта в GRS 1915+105, она составляет 12+4 М. Хотя по наблюдаемым параметрам очень сложно отличить черную дыру от нейтронной звезды, расчеты показывают, что столь массивных нейтронных звезд в природе не существует. Поэтому компактный объект в GRS 1915+105 классифицирован как черная дыра, при этом самая массивная среди найденных до сих пор черных дыр звездного происхождения. Поскольку величина массы компактного объекта в GRS 1915+105 ( 3 М) говорит о наличии ЧД в этой системе, поэтому данный объект представляет уникальную возможность обнаружения иных сопутствующих признаков ЧД по наблюдательным данным.
Отличительная черта GRS 1915+105 в ряду других микроквазаров - высокая светимость аккреционного диска, близкая к Эддингтоновской светимости LEMJ ПРИ которой давление излучения на падающее вещество начинает превосходить его притяжение к центральному объекту. У других микроквазаров светимость диска на порядок ниже Эддингтоновской, поэтому движением вещества в диске управляют гравитация, вязкость и газовое давление; их равновесие, точнее взаимодействие, делает диск термически устойчивым. Но в аккреционном диске GRS 1915+105 доминирует давление излучения, поэтому его центральная часть должна быть квазисферической, а движение вещества - неустойчивым. Вероятно, этим объясняются сильные тепловые флуктуации в диске, проявляющиеся в мощных рентгеновских вспышках, а также формирование быстрых газовых струй (дже-тов). Изучение характерных изменений спектральных и временных свойств рентгеновских двойных систем (РДС) является важным источником информации о физике процессов аккреции вещества и фундаментальных параметрах черных дыр (ЧД).
В данной главе будет сделана попытка найти доказательства наличия черной дыры в GRS 1915+105, используя фундаментальные свойства черных дыр, не опираясь на значение массы компактного объекта. В частности, следует найти в наблюдательном материале фазу насыщения индекса рентгеновского спектра при больших темпах аккреции, которая указывает на наличие сходящегося потока на ЧД, что является фундаментальным спектральным признаком ЧД [11]. Наступление этой фазы неизбежно связано с переходом объекта в активную стадию, сопровождающуюся цепочкой переходов между разными спектральными состояниями (рис. 1). Для систем с черными дырами обычно выделяют пять основных (т.н. "канонических") состояний[1]: спокойное (quiescent), состояние низкой светимости с жестким спектром (low-hard state, LHS), промежуточное состояние (intermediate state, IS), состояние высокой светимости с мягким спектром (high-soft state, HSS) и состояние с очень мягким спектром (иногда называемое " сверхвысоким" состоянием, very soft state, VSS), приведенные на рис. 1.2 для системы с черной дырой GRS 1915+105. Каждое состояние характеризуется разной формой энергетического спектра и разными временными характеристиками.
Обычно, в состоянии низкой светимости в энергетическом спектре доминирует жесткая Комптонизационная компонента в комбинации с незначительной мягкой тепловой компонентой, поэтому далее это состояние кратко именуется как низкое/жесткое состояние. Сюняевым и Титарчуком [7] было показано, что спектр в этом состоянии (low-hard state, LHS) является результатом Комптонизации, т.е. рассеяния мягких фотонов с возрастанием энергии, происходящего в относительно тонком аккреционном диске на электронах горячей окружающей плазмы. Обычно низкое/жесткое состояние обладает высокой переменностью (относительная амплитуда переменности rms составляет 40%) и спектр мощности описывается степенным законом с завалом (на высоких частотах) и уплощенной вершиной (на низких частотах), а также сопровождается квазипериодическими осцилляциями ("QPO", далее - КПО) в диапазоне 0.01 - 30 Гц, наблюдаемыми как узкие пики, обычно описываемые Гауссовым профилем. В отличие от этого, в состоянии повышенной светимости с мягким спектром (high soft state, HSS), фотонный спектр характеризуется значительным вкладом тепловой компоненты, которая вероятно формируется в геометрически тонком аккреционном диске. Далее это состояние кратко именуется как высокое/мягкое состояние. Также в этом состоянии детектируется незначительный вклад степенной ком поненты на уровне не более 20% от полного потока источника. В этом высоком/мягком состоянии (HSS), квазипериодичесикие осцилляции исчезают и спектр мощности описывается чисто степенной формой. При этом полная переменность обычно составляет не более 5% относительной амплитуды среднеквадратических флуктуации. Далее, промежуточное состояние (intermediate state, IS) является переходным состоянием между низким и высоким состояниями. Заметим, что в дополнение к этим вышеперечисленным состояниям иногда наблюдается редкое состояние со сверхмягким спектром (VSS), в котором доминирует чернотельная компонента, при этом степенная компонента или пренебрежительно мала или вовсе отсутствует. Болометрическая светимость в этом состоянии в 2 - 3 раза ниже, чем в высоком/мягком состоянии.
Эволюция спектральных свойств во время перехода между спектральными состояниями
Миглари и др. [30] провели исследование корреляции между светимостью в радиодиапазоне и временными особенностями (КПО) в рентгеновском диапазоне в рентгеновских двойных системах, содержащих слабозамагниченные нейтронные звезды (НЗ) и ЧД. Заключения о найденных корреляциях [30] между радиоизлучением и КПО основаны на наблюдениях семи НЗ и одной ЧД GX 339-4. Для GX 339-4 они использовали данные только в низком/жестком состоянии, имеющем место до и после вспышки. Титарчук и Шапошников [69], основываясь на анализе данных со спутника RXTE, полученных от НЗ 4U 1728-34, подтвердили корреляцию излучения в радио и рентгеновском диапазонах с низкочастотными КПО на протяжении всех спектральных состояний для этого конкретного источника с НЗ. Однако мы не нашли низкое/мягкое состояние GRS 1915+105, в котором индекс і был бы равен 1.5, как в GX 339-4 (см. [19]), и поэтому мы не можем подтвердить или опровергнуть корреляцию между радиоизлучением и КПО для низкого/жесткого состояния в GRS 1915+105, подобную найденной Миглари и др. [30] в GX 339-4.
С другой стороны, мы нашли, что низкочастотные КПО не коррелируют с потоком в радиодиапазоне, хотя они коррелируют с фотонным индексом і жесткой компоненты на протяжении промежуточного и высокого/мягкого состояний (см. рис. 1.10 и 1.9, соответственно). Отсутствие корреляции между светимостью в радиодиапазоне и КПО может быть объяснено разным происхождением этих феноменов. В то время как эффект КПО, вероятно, связан с осцилляциями переходного слоя (см. разд. 1.4.1), что подтверждено корреляцией между индексом и КПО; радиоизлучение предположительно происходит в ветре или джете с большим углом раскрытия. Кроме того, на основе строгой корреляции потока в радиодиапазоне и эквивалентной ширины EW линии железа (см. рис. 1.7) можно заключить, что линия железа также образуется в ветре (более подробно о формировании/образовании линий см. в [64, 70, 9]). Также отметим, что рентгеновский поток и фотонный индекс не коррелируют с радиопотоком (см. рис. 11 в работе [38]). Это может быть объяснено разными механизмами энерговыделения в рентгеновском и радиодиапазоне. Предполагается, что рентгеновское излучение формируется в наиболее внутренней части диска и в переходном слое (или т.н. Комптоновском облаке), в то время как радиоизлучение, вероятно, образуется в джете или ветре, который по-видимому запускается на периферии диска (см. например, [31, 32, 33] и [49]).
Используя вышеприведенные корреляции эквивалентной ширины EW с потоком в ради одиапазоне, мы можем предположить, что некоторая часть аккреционного потока может оттекать наружу. Вероятно, мощный отток запускается во внешних частях аккреционного диска и не удивительно, что мы можем видеть эту жесткую корреляцию эквивалентной линии железа EW с потоком в радиодиапазоне. Таким образом, имеются две возможности течения вещества: (1) в форме оттока от диска, если локальная скорость аккреции вещества в диск превышает критическую величину (которая пропорциональна радиусу; см. [49]), (2) втекание в диск, где вещество перемещается далее и, в итоге, сходится в ЧД. Эту финальную стадию аккреции мы наблюдаем в виде насыщения индекса с нарастанием потока аккрецирующего вещества (признак сходящегося потока).
Хотя не было обнаружено никакой корреляции между потоками в рентгеновском и радиодиапазоне во время переходов между спектральными состояниями, в то время как нам удалось обнаружить указание на связь между излучением в рентгеновском и радиодиапазонах во время небольших вспышечных событий (всплесков). На рис. 1.11 показан пример изменения спектральных и временных характеристик рентгеновского излучения типичной небольшой радио/рентгеновской вспышки. Как можно видеть из этого рисунка (см. нижние панели), спектры мощности и энергетические спектры отличаются в пике рентгеновского всплеска от соответствующих спектров до и после всплеска. В частности, характер изменения мягкой компоненты (ВМС2) является более выраженным, при этом КПО особенности не видны в пике вспышки, хотя они присутствуют до и после вспышки. Кроме того, плоская часть (белый шум) спектра мощности в пике вспышки продолжается до более высоких частот (частота излома щ 10 Гц в момент пика, в отличие от щ 2 Гц до и после вспышки).
В разд. 1.3.3, представлены результаты исследования энергетической зависимости формы спектра мощности и переменности интегральной мощности, как функции энергии фотонов. На рис. 1.11 мы показали два спектра мощности для двух энергетических диапазонов 2-15 кэВ (красный) и 15 - 30 кэВ (синий). Можно видеть, что спектры мощности слабо зависят от энергетического диапазона. Поэтому, можно предположить, что размеры областей Lcc излучения фотонов, связанные с этими двумя энергетическими диапазонами, являются одинаковыми. В самом деле, в работе [71] показано, что частота КПО VQPO пропорциональна отношению магнитоакустический (плазменной) скорости УМА И размеру Lcc Комптоновского облака и, следовательно, можно сделать заключение, что области излучения являются одинаковыми, в силу совпадения частот центроидов КПО VQPO ДЛЯ этих двух энергетических диапазонов.
В этом контексте, Лайтман и Иэрдлей [73] предположили, что тонкий диск всегда является нестабильным во внутренней области, когда давление излучения доминирует над давлением газа. На основе численного моделирования, Лайтман [72] обнаружил, что внутренняя область диска вокруг ЧД характеризуется секулярной неусточивостью в отношении сгусткообразования газа в кольца, наблюдательные проявления которых могут быть видны для земного наблюдателя в виде радио/рентгеновских вспышек. Мы можем предположить, что усиление мягкой и жесткой компонент в наблюдаемом рентгеновском спектре в момент пика вспышки (из сравнения панелей В2, А2, и С2 согласно рис. 1.11) может быть признаком того, что давление излучения начинает доминировать во внутренней области диска. С другой стороны, признак разрушения некоторой части наиболее внутренней области диска, как эффект неусточивости высокого давления, должен быть виден в спектре мощности. Титарчук и др. [49] привели аргументы в пользу того, что частота излома v& = l/tViSC v/R2, где i - вязкость, tViSC - временной масштаб вязкости и R - радиальный размер внутренней части диска. С учётом возрастания щ в момент пика вспышки (из сравнения панелей В1 и А1, и С1 согласно рис. 1.11), можно предположить, что размер R уменьшается при возрастании щ, т.е., по-видимому, некоторая часть наиболее внутренней области диска разрушается.
В терминах диффузионной теории, эта дисковая неусточивость возникает на внутреннем участке, где вязкостное напряжение W является убывающей функцией поверхностной плотности Е и, таким образом, эффективный коэффициент диффузии нелинейного уравнения для Е становится здесь отрицательным (см. уравнения (4) - (5) в работе [73]). С другой стороны, в подходе, развитом Макеевым и Титарчуком получен вывод об этой дисковой неусточивости, как решение уравнения линейной диффузии для Е, даже в отсутствии каких-либо специальных предположений относительно природы дисковой неустойчивости (при сравнении с вышеупомянутой работой [73]). Они сделали только предположение о степенной вязкостной зависимости по диску и использовали распределение угловых скоростей [6] в переходном слое.
Наблюдения и обработка данных М101 ULX-1
В целом, для "сверхвысокого" состояния с мягким спектром (см. синий спектр на рис. 2.5) характеризуется доминированием мягкой компоненты blackbody и относительно слабым вкладом степенного участка по сравнению с промежуточным и высоким/мягким состояниями. В спектрах последних состояний вклад компоненты blackbody оказывается существенно меньше, чем для "сверхвысокого" состояния с мягким спектром. В свою очередь, для низкого/жесткого спектра, Комптонизационная компонента является доминантной и сопровождается слабой чернотельной с оставляющей (blackbody), что согласуется с результатами спектрального анализа данных BeppoSXX. Для эволюции между низким и высоким состояниями 4U 1630-47 по данным RXTE характерен монотонный рост параметра нормировки N com Комптонизационной компоненты от 0.1 до 30xL 37 / 10 эрг/с/кпс2 и увеличение фотонного индекса Г от 1.5 до 3 (рис. 2.6). Следует подчеркнуть четкую антикорреляцию между степенью облучения / и фотонным индексом Г, также указанную в работе [77] (в комбинации с их рис. 4, см. средние панели) для ХТЕ J1650 500.
Томсик и др. [98] обнаружили значительный "горб" около энергий 20 кэВ в некоторых RXTE спектрах 4U 1630-47, который не может быть удовлетворительно аппроксимирован их моделью \wabs (diskbb + cutoffpl+ Gaussian) smedge]. В наших исследованиях мы нашли небольшой положительный избыток излучения на энергиях около 20 кэВ только для одного частного наблюдения RXTE (ID = 50135-02-03-00), изученного в вышеуказанной работе [98].
Предыдущий анализ других РДС изредка показывает наличие "горба" в спектре на энергиях 20 кэВ в их промежуточном состоянии. Мы установили, что невозможно объяснить эту спектральную особенность в рамках только Комптоновского отражения, поскольку фотонный индекс Г 2 и, таким образом, отсутствует достаточное количество фотонов в спектре для эффективного формирования этого "горба при отражении" на 20 кэВ. В действительности, эта особенность может быть естественном атрибутом переработки фотонов высоких энергий при рассеянии с уменьшением энергии на относительно холодных электронах в окружающем диске или холодном оттекающем потоке, если Г меньше 2 [122, 64]. Лоран и Титарчук [64] продемонстрировали с помощью метода Монте-Карло, а также привели теоретические аргументы в пользу того, что "горб при отражении" никогда не возникает в результирующем спектре, если фотонный индекс спектра Г выше 2. Более того, результирующий спектр становится более крутым и деформированным по своей форме.
Следует отметить, что небольшой избыток отклонений на энергиях 10 - 20 кэВ в спектре 4U 1630-47 может быть устранен (в терминах критерия %2), если мы увеличим температуры kTs и кТвв от 0.6 кэВ и 1.2 кэВ, соответственно, до 0.7 кэВ и 1.4 кэВ, изменяя параметры нормировки. Таким образом, мы не нашли существенного различия в %2 с учетом или без учета высокотемпературной чернотелъной компоненты. Обе модели показывают приемлемые значения %2ed 1. Поэтому в дальнейшем спектральном анализе мы применили модель wabs (Bbody + СотрТВ + Laor), которая содержит меньшее число компонент.
Наша спектральная модель, применяемая к наблюдениям 4U 1630-47 по данным BeppoSXX и RXTE, показывает хорошее согласие модели и всех наблюдений. А именно, величина x2 ed оказывается меньше или около 1.0 для большинства наблюдений. Для небольшой части (менее 3%) анализируемых спектров с высокими статистическими показателями %2 ed достигает примерно 1.5. Заметим, что эти случаи неудовлетворительного согласия модели и данных (два спектра из 425 спектров с х2=1.55 для 93 ст.св.), связаны с энергетическими интервалами вблизи области излучения линий железа.
Напомним, что эмиссионная особенность на энергиях линий железа 6-8 кэВ надежно детектируется в спектре 4U 1630-47 в низком состоянии (пониженной светимости) и видны на пределе детектирования в высоком состоянии (повышенной светимости). В некоторых предыдущих исследованиях этого объекта [87, 107] линия излучения железа даже не учитывалась, как компонента модельного спектра. Кроме того, Томсик и его коллеги [125] обнаружили линий поглощения высокоионизованного водородо- и гелиеподобного железа, что возможно указывает на наличие сильно ионизованного диска или ветра [90]. Обычно для источников с большой орбитальной наклонностью экранирование (затмение) непрерывного излучения центрального источника краем диска позволяет детектирование ветра или фотоионизированной атмосферы благодаря наблюдениям узких эмиссионных линий, которые не видны в спектре для систем с меньшими орбитальными наклонностями из-за более сильного влияния непрерывного излучения. Недавно, группа Диаса Триго [126] детектировала серию линий поглощения высокоионизованного железа (Fe XXV и Fe XXVI) по наблюдениям 4U 1630-47 с борта обсерватории XMM-Newton. Они обсуждают возможность происхождения этих линий в терминах ветра аккреционного диска. В свою очередь, Понти с коллегами [127] предположила, что такой ветер может в значительной степени влиять на результирующее рентгеновское излучение ЧД, особенно в двойных системах с большой наклонностью орбиты. Кроме того, в работе [100] обнаружена двойная структура эмиссионной особенности, которая была аппроксимирована двумя Гауссовыми профилями (Gaussian) с центроидами на 5.7 и 7.7 кэВ наряду с аддитивной моделью континуума, состоящей из т.н. multicolor disk ("diskbb") и poweriaw с использованием данных RXTE. Однако мы не нашли какого-либо указания на двойную структуру линий в рентгеновском спектре 4U 1630-47 в рамках нашей модели [wabs (Bbody + CompTB + Laor)].
Важно подчеркнуть, что полученные нами модельные параметры согласуются с пред ставленными в литературе для этих же наблюдений 4U 1630-47 обсерваторией BeppoSAX. В частности, фотонный индекс Г, по оценке [87] для наблюдений SI — SA, составляет около 2 - 2.7 (для двух аддитивных моделей: powerlaw + disk blackbody и pexriv + disk blackbody model). Подобное согласие значений индексов с нашими результатами на основе разных моделей может указывать на правильность общего подхода при моделировании рентгеновских спектров и выбора сценария эволюции спектральных состояний в 4U 1630-47.
В целом, наша модель Bbody + СотрТВ + Laor показывает хорошее согласие со спектральными наблюдениями 4U 1630-47. Что касается обобщенных моделей Комптонпза-цип, Лоран и Титарчук [59] аргументировали, что обобщенные Комптонизационные спектры (ОКС) могут формироваться в результате комбинированного эффекта тепловой и динамической Комптонизации. Различие между моделью СотрТВ и эффектами ОКС заключается в том, что они объясняют экспоненциальный завал в спектре, который определяется энергией электронов кТe в случае СотрТВ и энергией плазмы (тепловой и кинетической) в случае ОКС. Таким образом, модель СотрТВ применима к спектрам с профилями ОКС, с указанием того, что смысл электронной температуры кТe может быть истолкован с обобщенным значением, а именно возможного влияния эффектов тепловой и динамической Комптонизации. Иными словами, энергия завала в спектре может диктоваться комбинированным эффектом как тепловой, так и динамической Комптонизации и величина кТe в решении наилучшего согласия модели и наблюдений, для спектральной компоненты СотрТВ, на самом деле представляет собой среднюю величину тепловой и кинетической энергии. С другой стороны, спектральный индекс а (или фотонный индекс Г = а + 1) является мерой эффективности процесса Комптонизации. Как уже у поминалось [38], индекс а является обратной функцией параметра Y, который представляет собой произведение изменения средней энергии при одном рассеянии Г] = Д.Е /Е и числа рассеяний Nsc в среде (области Комптонизации).
Эволюция рентгеновских спектральных характеристик во время переходов объекта между спектральными состояниями
Во избежание возможного влияния близлежащих ярких источников на наши результаты было выполнено визуальное исследование полученных изображений участка неба в окрестности ULX-1. Объекты поля зрения хорошо видны на изображении области неба вокруг М101 по данным детектора XRT обсерватории Swift в диапазоне 0.3 - 10 кэВ, представленном на рис. 3.2, на котором зелеными кружками отмечены положения ультраяркого источника М101 ULX-1, ядер галактик М101 (NGC 5457), NGC 5461 и областей Н II в пределах галактики Ml01.
Для более детального анализа мы использовали изображения этой же области неба с более высоким пространственным разрешением, полученные детектором ACIS-S с борта обсерватории Chandra. Выделенный пунктиром прямоугольный участок неба на изображении, полученном обсерваторией Swift, показан отдельно на рис. 3.3 с использованием данных обсерватории Chandra. Это изображение окрестности М101 ULX-1, выполненное в энергетическом диапазоне 0.2-8 кэВ, было получено 26 марта 2000 г. с временной экспозицией 99.5 кс (ObsID=934). Контуры показывают области с одинаковой поверхностной яркостью. Величины поверхностных яркостей, обозначенные соседними контурами, отличаются в 1.4 раза и демонстрируют минимальный вклад других точечных источников и диффузионного излучения в пределах кружка 9 " вокруг М101 ULX-1. В итоге, для каждого наблюдения мы получали спектр излучения источника, используя круговую область с радиусом 9", центрированную на положение источника М101 ULX-1 (а = 14/l03m32 s.37, 6 = 5421/02//.7, эпоха 2000.0 [192]), при этом кольцевая область с радиусами 10 и 18" и с центром в источнике, была использована для оценки вклада фонового излучения.
Кроме того, мы исследовали излучение других ярких источников поля зрения (рис. 3.2), в том числе ядер галактик NGC 5457 и NGC 5461, попадающих область с радиусом 15" вокруг М101 ULX-1, и проследили их поведение во время всех наблюдений. Было обнаружено, что только источник М101 ULX-1 демонстрирует значительную переменность во время всех анализируемых наблюдений.
Прежде, чем перейти к детальному спектральному анализу, мы исследовали эволюцию т.н. коэффициента жесткости рентгеновского спектра для качественной характеристики изменения спектрального состояния источника. В частности, мы ввели коэффициент жесткости R, который определяется как отношение количества отсчетов в секунду S и Н в разных энергетических диапазонах: в мягком (0.3 - 1.5 кэВ) и жестком (1.5 - 10 кэВ), соответственно. Однако при малом количестве отсчетов, апостериорное распределение коэффициентов R является асимметричным ввиду Пуассоновского распределения событий. Поэтому мы ввели цветовой коэффициент, С = logw(S/H), который будучи логарифмическим преобразованием R, имеет более симметричную диаграмму (см., например, [174]). При вычислении цветовых коэффициентов С производилось вычитание фоновых отсчетов. На рис. 3.1 представлена зависимость цветового коэффициента С = IOQ\Q{S/Н) от величины потока S для наблюдений М101 ULX-1 обсерваторией Swift (2006 - 2012). Из графика следует, что наблюдения с разными скоростями счета соответствуют разным участкам кривой C(S), и тем самым, разным "цветовым режимам". Большие величины С указывают на более мягкий спектр, и наоборот. При вычислении коэффициентов С и их ошибок был применен байесовский подход с использованием программы BEHR [174]2. Обычно этот метод применяется для случаев исследований слабых источников или наличия относительно высокого фона [229, 175, 176]. В нашем случае, большая часть наблюдений Swift выполнена во время низкой светимости источника, что могло бы затруднить надежную оценку цветовых коэффициентов. Однако байесовский анализ предусматривает простой способ решения этой проблемы, что позволило надежно установить эволюцию состояний рентгеновского излучения М101 ULX-1 от низкого/жесткого до высокого/мягкого состояния. Кроме того, рис. 3.1 демонстрирует монотонный рост цветовых коэффициентов С с увеличением мягкого рентгеновского потока S и заметную фазу постоянства при высоких значениях потока источника в мягком состоянии. В целом, для цветовой диаграммы М101 ULX-1 можно уверенно выделить две группы экспериментальных точек, относящихся к высокому/мягкому (HS) и низкому жестком (LH) состояниям (см. рис. 3.1). В частности, во время вспышки объект М101 ULX-1 эволюционирует из состояния LH в состояние HS во время начальной фазы и затем возвращается в состояние LH во время фазы завершения вспышки. Эта эволюция подобна большинству вспышек в галактических транзиентных РДС (напр., [177, 55, 178, 19, 38, 179, 180]).
Большую часть времени источник М101 ULX-1 находится в низком/жестком состоянии (характеризуемом низкой скоростью счета регистрируемых фотонов), за исключением небольшого количества относительно коротких вспышек (с высокой скоростью счета, см. пример на рис. 3.4). Ввиду малой скорости счета мы комбинировали все данные Chandra и Swift, относящиеся к низкому /жесткому состоянию, для дальнейшего спектрального статистически значимого анализа.
На рис. 3.4 показана кривая блеска М101 ULX-1, полученная телескопом XRT обсерватории Swift в энергетическом диапазоне 0.3 - 10 кэВ (2006 - 2013 гг.). Красными точками указан сигнал источника и зелеными точками отмечен уровень фона. Мы детектировали вспышку М101 ULX-1 для интервала дат MJD=55800 - 56100, при этом остальная часть наблюдений Swift относится к низкому состоянию источника. Индивидуальные на Программа для вычисления коэффициентов С методом, описанным в работе [174] (см. http://hea-www.harvard.edu/AstroStat/BEHR/). блюдения М101 ULX-1 в режиме "PC mode" не позволяют статистически значимый спектральный анализ из-за недостаточного количества регистрируемых фотонов. Для решения этой проблемы все наблюдения Swift/XBT были сгруппированы по четырем диапазонам в зависимости от скорости счета регистрируемых фотонов (рис. 3.4): очень высокий (А), высокий (В), средний (С) и низкий (D). Мы также разделили диапазон С на два поддиапазона по следующему принципу. Синие точки, отмеченные на рис. 3.1, соответствуют более верхнему треку (с меньшей спектральной жесткостью) и совпадают с фазой завершения вспышки (рис. 3.4). В соответствии с этим, диапазон С дополнительно разделен на два поддиапазона: C/j (красные точки, начальная фаза вспышки), относящиеся к нижнему треку C(S), и Cs (синие точки, финальная фаза вспышки), относящиеся к более верхнему треку C(S). Таким образом скомбинированные по диапазонам спектры далее анализировались с использованием %2-статистики. Кроме того, для некоторых наиболее ярких спектровиз диапазонов А и В была выполнена перегруппировка энергетических каналов с целью повышения значимости сигнала источника (с помощью процедуры grppha пакета программ XSPEC)) и возможности дальнейшей аппроксимации с использованием Cash-статистики.