ПРОБЛЕМЫ СОВРЕМЕННОЙ АСТРОФИЗИКИ

Проблемы современной астрофизики - 1. Введение Предметом астрофизики является исследование физических процессов во Вселенной. Основным источником информации об удаленных космических объектах, за редким исключением Луны, планет и некоторых малых тел Солнечной системы, доступных прямым исследованиям средствами современной космонавтики, служит приходящее от них электромагнитное излучение. Поэтому задачей астрофизики является построение моделей, которые объяснили бы появление излучения различных космических объектов с наблюдаемыми характеристиками: интенсивностью, спектром, поляризацией, временным профилем и т. д. При решении этой задачи ученые-астрофизики исходят из известной картины физических процессов и законов в условиях, зависящих от температуры и плотности вещества, наличия магнитного поля и его величины, от возможного влияния сил тяготения. Современная астрофизика сформировалась после второй мировой войны. С точки зрения наблюдений ее основная черта – расширение спектрального диапазона исследуемого излучения. Довоенная астрофизика использовала лишь результаты астрономических наблюдений в видимом свете – сравнительно узкой полосе спектра электромагнитных волн. Ясно, что при этом в центре внимания оказывались прежде всего те объекты во Вселенной, которые излучают в основном видимый свет – звезды, туманности, галактики. Теория их излучения была построена на основании знаний, полученных в земных лабораториях. В настоящее время в астрономии используются практически все диапазоны – от радиоволн до гамма-излучения. Превращение астрономии во всеволновую обогатило знания об известных объектах и привело к открытию новых объектов, позволило зарегистрировать излучение из таких областей, где материя (то есть вещество и излучение) находится в так называемых экстремальных (предельных) условиях, таких, которые практически невозможно реализовать в лабораториях на Земле. Это высокие плотности вещества, существующие на первых этапах развития Вселенной, в недрах нейтронных звезд и в ближайших окрестностях черных дыр; сильные магнитные поля белых карликов и нейтронных звезд. В этих условиях материя нередко приобретает новые физические свойства. Именно в тех областях, где реализуются те или иные экстремальные условия, и сосредоточены основные проблемы современной астрофизики. При нынешнем уровне развития земной техники макроскопические свойства материи в экстремальных условиях можно исследовать только наблюдая астрофизические объекты, в которых эти условия реализуются. Поэтому современная астрофизика – это передний край науки, она изучает фундаментальные явления и процессы, недоступные пока земной физике. Например, даже рекордные для современной науки и техники магнитные поля, полученные в лабораториях, в десятки раз меньше, чем поля магнитных белых карликов (107-109 Гс), и в сотни тысяч раз меньше магнитных полей нейтронных звезд (до 1012 Гс и более). Пример необычных эффектов в экстремальных астрофизических условиях – намагничивание вакуума сверхсильным магнитным полем. В полях с близкими к критическому значению Bкрит = 4·1013 Гс вакуум становится похожим на анизотропный кристалл. Показатель преломления такой среды зависит не только от направления распространения излучения, но и от его поляризации (эффект двойного лучепреломления). Вот лишь три примера объектов, где реализуются экстремальные астрофизические условия: Вселенная на начальных стадиях ее развития, космические гамма-всплески, а также недавно открытые "микроквазары" в нашей Галактике. 2. Космологическая проблема Основные проблемы в космологии состоят в выборе модели развития Вселенной (открытой с неограниченным космологическим расширением или закрытой, в которой первоначальное расширение из сверхплотного состояния сменится последующим сжатием) и в выяснении сценария первоначального расширения Вселенной после момента Большого Взрыва (подробнее о стадиях развития Вселенной смотри статьи А.Н. Васильева "Эволюция Вселенной" и М.В. Сажина "Космология ранней Вселенной" в этом томе). Современный темп расширения Вселенной определяется так называемой постоянной Хаббла H=50 -100(км/c)/Мпк. Вследствие космологического расширения любые два объекта, находящиеся на расстоянии r , удаляются друг от друга со скоростью v=Hr (эта формула справедлива лишь для нерелятивистских скоростей v≪c, где c – скорость света). Динамика расширения объектов, удаленных от нас на некоторое расстояние r, определяется гравитационным воздействием со стороны вещества, находящегося внутри сферы радиуса r. Поскольку, согласно данным астрономических наблюдений, распределение вещества на больших масштабах весьма однородно, то можно считать его плотность ρ постоянной. Соответствующее гравитационное ускорение gr =4π/3 r 2 G/ρ , (1) а вторая космическая скорость vr = [8πρGr 2/3]1/2 , (2) где G – гравитационная постоянная. Модель открытой Вселенной реализуется, если скорость космологического расширения превышает vr . В противном случае ( v=Hr vr ) Вселенная является закрытой. Из приведенных условий ясно, что сценарий развития Вселенной зависит от средней плотности вещества в современную эпоху. Открытая модель соответствует ρ крит = 3H 2 / (8 π G) , обратное неравенство справедливо для закрытой модели. По современным данным критическая плотность вещества ρкрит = 5 · 10-30 г/см3 . Примерно такое же значение дают оценки плотности вещества во Вселенной с учетом скрытой массы. Таким образом, при достигнутой точности определения ρ и ρкрит нельзя сделать выбор между двумя моделями. Однако величина средней плотности вещества во Вселенной может не учитывать вклад какой-либо компоненты. Например, если подтвердятся эксперименты по измерению массы покоя нейтрино mν, то можно будет однозначно сделать выбор в пользу закрытой модели, тaк как обилие таких нейтрино существенно увеличит среднюю плотность вещества во Вселенной. Независимо от схемы эволюции считается, что справедлива так называемая модель горячей Вселенной, когда температура T и плотность вещества на начальных стадиях расширения были велики. Первичное вещество было полностью ионизовано, и длина свободного пробега излучения в это время была мала по сравнению с характерным размером Вселенной. Вследствие этого вещество и излучение находились в состоянии термодинамического равновесия, при котором спектр излучения описывается формулой Планка. По мере расширения температура вещества и излучения уменьшалась, и примерно через миллион лет после Большого Взрыва при T≈ 5·103 К началась рекомбинация ионов и электронов с образованием нейтральных атомов. Так как нейтральное вещество взаимодействует с излучением гораздо слабее, чем полностью ионизованное, длина пробега квантов этого реликтового (остаточного) излучения превысила размеры Вселенной. Начиная с эпохи рекомбинации реликтовое излучение и вещество эволюционируют независимо. Эффект Доплера в расширяющейся Вселенной приводит к уменьшению наблюдаемой частоты реликтового излучения и соответственно температуры, определяющей форму его спектра. В настоящее время температура реликтового излучения составляет 2,7 К и наблюдается оно в виде радиоволн сантиметрового и миллиметрового диапазонов. Реликтовое излучение – единственный прямой источник информации о структуре Вселенной в эпоху рекомбинации, 10-12 млрд лет назад. Степень его изотропии однозначно связана со степенью однородности вещества в эпоху рекомбинации. Наблюдаемую в современную эпоху чрезвычайно высокую степень изотропии реликтового излучения можно объяснить лишь в рамках инфляционной (раздувающейся) модели ранней Вселенной, когда считается, что первоначальное расширение происходило по экспоненциальному закону r∝eH t . Во время инфляционной стадии была подавлена гравитационная неустойчивость, приводящая к формированию неоднородностей, а также сглаживались первичные неоднородности, если таковые существовали. 3. Космические гамма-всплески Космические гамма-всплески относятся к наиболее загадочным астрономическим явлениям, открытым в последние 25 лет, и до сих пор вызывают оживленный интерес ученых. Гамма-всплески были открыты случайно американскими спутниками серии VЕLA, предназначенными для обнаружения наземных ядерных взрывов. К настоящему времени различными космическими аппаратами зарегистрировано около 1500 всплесков. Они представляют собой импульсы гамма-излучения (энергии квантов от нескольких десятков килоэлектронвольт до нескольких мегаэлектронвольт) длительностью от десятков миллисекунд до нескольких минут. Распределение гамма-всплесков по длительности имеет четкий максимум на 10-20 с и менее выраженный на 0,2 с. Временные истории всплесков отличаются чрезвычайным разнообразием (рис. 1). Весьма упрощенно всплески можно разделить на две большие группы: всплески относительно простой формы с плавным профилем (иногда состоящие всего из одного простого импульса) и события со сложной временной структурой. Иногда отдельные пики в пределах всплеска следуют почти периодически, хотя строго регулярная периодичность, за единичными исключениями, в профилях всплесков отсутствует. Интенсивность излучения во время гамма-всплеска может сильно и быстро меняться. Минимальное время переменности излучения всплесков составляет Δt ≤ 0,2 мс, что соответствует максимальному размеру излучающего объекта Δr ≤ c Δt ≈ 60 км. Эта оценка показывает, что источниками всплесков могут быть лишь компактные объекты (например, черные дыры или нейтронные звезды). Наблюдаемое разнообразие длительностей и профилей всплесков указывает на разнообразие природы их источников и механизмов генерации. Рис. 1. Временные профили гамма-всплесков: зависимость средней частоты регистрации фотонов N от времени t-t0 после начала всплеска Гамма-всплески наблюдаются довольно часто, в среднем один раз в 20-30 часов, однако заранее невозможно узнать, когда и в какой точке небосвода всплеск произойдет в следующий раз. За исключением трех случаев, пока не удалось увидеть повторные всплески из одного и того же места на небесной сфере. Поэтому исследовать гамма-всплески телескопами с узким полем зрения нерационально: слишком мала вероятность, что следующий всплеск произойдет именно в том небольшом участке небесной сферы, на который в данный момент времени направлен телескоп. Для регистрации гамма-всплесков обычно используются детекторы с полусферическим обзором без каких-либо фокусирующих или направляющих элементов; их чувствительность пропорциональна sd sin θ , где sd – площадь входного окна детектора, а θ – угол между его плоскостью и направлением на источник. Если разместить на космическом аппарате несколько таких приборов, ориентированных в разных направлениях, то можно оценить местоположение источника всплеска на небесной сфере, сравнивая уровень сигнала в тех детекторах, которые этот всплеск фиксируют. При этом точность определения угловых координат ограничивается статистическими флуктуациями потока гамма-квантов и обычно составляет 1º-5º. Такой метод был использован в конце 70-х – начале 80-х годов в экспериментах КОНУС на советских межпланетных станциях ВЕНЕРА-11, 12, 13 и 14, где всплесковый комплекс состоял из 6 детекторов, расположенных по осям прямоугольной системы координат. В настоящее время подобная схема реализована и в эксперименте BATSE на американской орбитальной гамма-обсерватории GRO, где наблюдение всплесков ведется восемью детекторами, плоскости которых ориентированы параллельно граням правильного восьмигранника. В последнем случае каждая точка неба осматривается четырьмя детекторами. Более точное определение угловых координат источников всплесков может дать их одновременное наблюдение несколькими (не менее чем тремя) космическими аппаратами, находящимися на большом (например, межпланетном) расстоянии друг от друга. Если известны моменты начала всплеска на каждом из космических аппаратов, то по разности этих времен можно определить направление на источник. Точность данного метода триангуляции повышается при увеличении расстояния между космическими аппаратами и их числа, а также при уменьшении времени нарастания излучения всплеска (всплеск с крутым передним фронтом можно локализовать точнее). В наиболее благоприятных случаях метод триангуляции позволяет определить координаты всплеска с точностью до 10″-20″. Дальнейшую информацию о расположении источников всплесков можно получить двумя способами. Можно попытаться обнаружить источники всплесков в "спокойном" состоянии, то есть зарегистрировать в каком-либо диапазоне длин волн излучения от того объекта, который время от времени (или раз в жизни) генерирует вспышку гамма-излучения. Однако многочисленные попытки идентифицировать гамма-всплески со стационарно излучающими объектами в радио-, инфракрасном, оптическом, рентгеновском и гамма-диапазоне не увенчались успехом. Другой способ – определить расстояние до источников, сравнивая истинную и видимую светимость всплесков, – также использовать невозможно, поскольку неизвестна истинная светимость. В звездной астрономии этот замкнутый круг обычно преодолевают, предполагая, что звезды с одинаковыми спектрами должны иметь близкую по величине светимость. Косвенные методы определения пространственного распределения всплесков также основаны на этом предположении. К анализу спектров гамма-всплесков мы вернемся несколько позже. Здесь лишь заметим, что в отличие от оптических звездных спектров, богатых многочисленными деталями (линии и полосы в поглощении и излучении, скачки и т. д.), гамма-спектры всплесков мало информативны. Поэтому по сравнению со звездной астрономией предположение об одинаковой светимости гамма-всплесков гораздо менее обоснованно и используется за неимением лучшего. В предположении, что светимость всех всплесков примерно одинакова, их пространственное распределение можно исследовать, пользуясь так называемым распределением N(>S) . Для безграничного однородного распределения источников с концентрацией n число всплесков с видимой светимостью больше некоторого значения S : N(>S)=4πn/3 [S0/S] -3/2∝ S -3/2 , (3) где S0 – истинная, а S – видимая светимость гамма-всплеска. Если однородное распределение ограничено расстоянием Dmax, то зависимость N(>S) отклоняется от закона трех вторых при S < S*=S0 / Dmax. Если же источники всплесков расположены с постоянной концентрацией в безграничном диске толщины H, то N(>S)=πn HS* S -1∝S -1 . Как и в предыдущем случае, для диска конечного радиуса Dmax распределение N(>S) отклоняется от S -1 при S S* . Важно получить из наблюдений зависимость N(>S) в области малых S. Возможности детектора ограничивают интервал наблюдений: детектор с чувствительностью Smin позволяет измерить распределение N(>S) лишь при S > Smin. Описанный метод обладает также тем недостатком, что не позволяет напрямую сравнить данные, полученные разными детекторами, поскольку каждый прибор имеет свою чувствительность, а провести взаимную калибровку различных детекторов, как правило, невозможно. Перечисленные трудности снимаются при использовании другого метода, называемого "тест V / Vmax". В этом случае измеряется распределение всплесков по параметру V / Vmax, где V = 4πD 3/3 = 4π/3 [S0/S] 3/2 , Vmax = 4πDmax3/3 = [S0/Smin] 3/2 , (4) V – объем сферы с радиусом, равным расстоянию до источника, Vmax – объем пространства, в пределах которого детектор с чувствительностью Smin может регистрировать источники всплесков. Для однородного пространственного распределения всплески распределены равномерно в интервале 0 ≤ V / Vmax ≤ 1 , а среднее значение ‹V / Vmax› = 1/2. Если преобладают "близкие" источники, то число всплесков с 0 ≤ V / Vmax ≤ 1/2 превышает их количество в интервале 1/2 ≤ V / Vmax ≤ 1 и среднее значение ‹V / Vmax› = 1/2. Наоборот, для пространственного распределения с преобладанием "далеких" источников ‹V / Vmax› = 1/2. Несомненное преимущество параметра V / Vmax = (Smin / S)3/2 заключается в том, что он рассчитывается как отношение двух величин, относящихся к одному детектору. Кроме того, отношение V / Vmax не зависит от чувствительности детектора Smin . Накопленные к настоящему времени данные ясно указывают, что распределение источников гамма-всплесков пространственно ограничено: существующие детекторы позволили зарегистрировать отклонение N(>S) от S)-3/2 в области малых S , а также получить ‹V / Vmax› < 1/2 . Исследование углового распределения всплесков, в том числе с использованием многочисленных данных эксперимента BATSE, привело к весьма неожиданному результату: всплески оказались распределены чрезвычайно изотропно. Угловое распределение всплесков не имеет никаких особенностей, связанных с ориентацией галактического диска или положением центра нашей Галактики. Высокая степень изотропии углового распределения всплесков означает, что они либо регистрируются с расстояния много меньше полутолщины галактического диска (например, из кометного облака Солнечной системы с размером 104-105 а.е.), либо, наоборот, их источники расположены в протяженном гало нашей Галактики (с размером много больше характерных размеров диска) или на далеком внегалактическом расстоянии. Данные наблюдений указывают, что источники всплесков изотропно распределены в пределах ограниченного объема. Такое распределение нельзя связать ни с одним галактическим населением, и это сильно пошатнуло господствовавшую до полета GRO гипотезу о том, что гамма-всплески генерируются галактическими нейтронными звездами. Основанием для этой гипотезы служили особенности спектров всплесков. Энергетические спектры гамма-всплесков, то есть распределение гамма-фотонов по энергиям, дают существенно более однородную картину в сравнении с их временной структурой. Спектры всплесков характеризуются сильной и быстрой переменностью. Непрерывные спектры могут простираться от нескольких килоэлектронвольт до десятков мегаэлектронвольт. Спектры, измеренные в различных фазах всплеска, как правило, сильно различаются. При этом жесткость спектра – отношение числа высокоэнергичных фотонов к числу низкоэнергичных – может меняться в течение всплеска так же быстро, как и интенсивность излучения. Непрерывные спектры всплесков можно с одинаковой степенью достоверности объяснить различными механизмами излучения. Вклад в наблюдаемое излучение могут давать области с различными (и неизвестными) физическими параметрами (температурой, плотностью, магнитным полем и т. д.). Гораздо более информативными могли бы быть различные особенности спектров. Известны три типа особенностей, которые регистрировались в спектрах некоторых всплесков. Линии первого типа наблюдались в поглощении в диапазоне энергий 20-60 кэВ. Их интерпретировали как циклотронные, возникающие при прохождении излучения через область, в которой имеются электроны (и, может быть, позитроны) в сильном магнитном поле величиной (2-3·1012 Гс. Электрон движется в магнитном поле по спирали, и частота его вращения (циклотронная частота, или гирочастота) ωB = eB /(mc) , где e и m – заряд и масса электрона. Допустим, что излучение с непрерывным спектром, выходящее из "горячего" источника, попадает в область, занятую более холодными электронами в сильном магнитном поле. Если частота излучения равна циклотронной, то оно может эффективно рассеиваться. Некоторые фотоны после рассеяния изменят направления распространения, и в выходящем излучении возникнет линия в поглощении на циклотронной частоте. Поглощение за счет более слабых резонансов на высших циклотронных гармониках ω=sωB , где s=2, 3, ..., s, может привести к формированию линий на кратных частотах. Наблюдались линии на второй гармонике и весьма слабые – на третьей. Однако данные спутника GRO пока противоречат предыдущим экспериментам: никаких линий в поглощении не зарегистрировано. Линии второго типа наблюдались в излучении в диапазоне 430-450 кэВ. Считалось, что своим происхождением они обязаны двухфотонной аннигиляции электронов и позитронов. В этом процессе электрон и позитрон превращаются в пару фотонов с энергиями E2γ = mc2 = 511 кэВ. Отличие наблюдаемой энергии аннигиляционных линий от этого значения легко объясняется, если считать, что источником всплеска является нейтронная звезда солнечной массы и радиусом около 10 км. Гравитационное красное смещение частоты излучения (энергии фотонов) при его распространении с поверхности такой звезды до удаленного наблюдателя может обеспечить наблюдаемый сдвиг аннигиляционной линии в область меньших энергий. Важно отметить, что в некоторых случаях в спектре одного всплеска наблюдались циклотронная и аннигиляционная линии одновременно (рис. 2), что хорошо объясняется в рамках нейтронной звезды с сильным магнитным полем. Рис. 2. Гамма-всплеск с циклотронной линией в поглощении и аннигиляционной линией в излучении Откуда берутся позитроны в источнике гамма-всплесков? Ответ на этот вопрос могут дать особенности третьего типа – изломы в непрерывных спектрах всплесков. Оказывается, они могут возникать также при наличии сильного магнитного поля. В магнитном поле, помимо двухфотонных процессов рождения пар и аннигиляции, возможны также соответствующие однофотонные процессы, причем в полях, сравнимых с критическим, вероятности однофотонных и двухфотонных процессов также сравнимы. Однофотонное рождение пары возможно, если энергия фотона E > Eγ = 2mc2 / sin α , где γ – угол между направлением распространения фотона и магнитным полем. Расчеты показывают, что длина пробега таких фотонов в магнитном поле нейтронной звезды мала по сравнению с ее радиусом. Поэтому большая часть излучения в указанном интервале углов и энергий поглощается, рождая электрон-позитронные пары. Вклад обратного процесса – однофотонной аннигиляции – мал по сравнению с двухфотонной аннигиляцией, в результате которой появляется излучение вблизи E=mc2. Таким образом, в сверхсильном магнитном поле нейтронной звезды происходит переработка излучения из интервала E ≥ 1 МэВ в область E≈ 511 кэВ и формируются изломы в спектрах всплесков на высоких энергиях. Дальнейший прогресс в исследованиях гамма-всплесков может быть связан с обнаружением их источников в других спектральных диапазонах. Для поиска источников всплесков в спокойном состоянии нужно повышать точность определения угловых координат всплесков. Поиск излучения в других диапазонах, которое может возникать во время всплесков, возможен лишь с космических аппаратов следующего поколения, запуск которых планируется в ближайшие 5 лет. Вместе с системой детекторов гамма-всплесков на них будут установлены небольшие оптические и ультрафиолетовые телескопы, которые можно по сигналу аппаратуры всплескового комплекса быстро наводить в область неба, в которой регистрируется гамма-всплеск. Идентификация источников всплесков и определение расстояния до них – ключевой вопрос для построения их теории. Остается большой произвол в выборе модели всплеска до тех пор, пока неизвестно энерговыделение в источнике. В феврале-мае 1997 года с борта итало-голландского спутника ВерроSAX были выполнены первые отождествления гамма-всплесков с рентгеновскими источниками и затем с помощью наземных оптических телескопов были изучены оптические объекты, связанные с гамма-всплесками. Оказалось, что гамма-всплески удалены от нас на космологические расстояния и являются самыми мощными из известных явлений во Вселенной! 4. Поиск черных дыр и "микроквазары" в нашей Галактике Черная дыра – тело массы M , для которого не существует гидростатически равновесных конфигураций с размером больше гравитационного радиуса Rg=2GM / c . Черные дыры с массой свыше примерно 3Mʘ – теоретический предел массы холодного тела, при превышении которого коллапс (сжатие) в черную дыру неизбежен, – представляют собой конечные стадии эволюции наиболее массивных звезд. Менее массивные – так называемые "первичные" черные дыры – могут возникать на первых стадиях космологического расширения. Наконец сверхмассивные черные дыры (с массами в миллиарды солнечных) могут формироваться в центрах галактик в результате слияния звезд при их столкновениях в галактических ядрах. Черные дыры можно обнаружить либо кинематически по движению небесных тел в их гравитационном поле, либо по их излучению. Возможность существования сверхмассивных черных дыр в центрах галактик можно проверить, изучая движение вокруг них звезд и межзвездного вещества. Например, для галактики M 87 подобные исследования дают оценку центральной массы M ≈(108-109)Mʘ . Такаягигантская масса сосредоточена в малой области в центре этой галактики, что возможно лишь при наличии там черной дыры. Подобные выводы следуют и из наблюдения вращающегося тора из газа и пыли вокруг центра галактики NGC 4258. Вещество в торе движется по круговой траектории радиусом около 0,3 световых года со скоростью 1000 км/с, что дает оценку плотности вещества вблизи центра этой галактики более 4·109 Mʘ/пк3. Объект с такой плотностью не может быть звездным скоплением: столкновения звезд с характерным временем 100 млн лет должны привести к возникновению сверхмассивной черной дыры. Проблема поиска реально существующих черных дыр звездной массы сводится прежде всего к отысканию компактных объектов в двойных системах с массой M Mʘ. Если в состав двойной системы входят обычная звезда массы M* и компонент неизвестной природы массы Mx то орбитальное движение обычной звезды приводит к периодическому доплеровскому смещению линий в ее спектре с периодом, равным орбитальному Tорб, и амплитудой, пропорциональной v0=2πa0 sin i / Tорб, где a0 – радиус орбиты обычной звезды, i – угол между нормалью к плоскости орбиты и лучом зрения. Если величины Tорб и v0 известны из наблюдений, то можно вычислить так называемую функцию масс системы: f=( Mx sin i )3 / (Mx+M*)2 = Tорб v03 / (2πG) . Так как sin i ≤ 1 , то функция масс дает нижний предел массы компактного объекта: Mx ≥ f. В настоящее время известны несколько двойных систем с компактными объектами – кандидатами в черные дыры: Лебедь Х-1 (Mx > 6-15Mʘ), V404 Лебедя ( Mx > 8Mʘ), V616 Единорога (Mx > 4Mʘ), рентгеновская новая в созвездии Мухи ( Mx > 4Mʘ). Рис. 3. Рентгеновский спектр кандидата в черные дыры – источника с аннигиляционной линией 1Е 1740,7-2942 вблизи центра Галактики. Вертикальная штриховая линия соответствует 511 кэВ – энергии фотонов, рождаемых при двухфотонной аннигиляции электрон-позитронных пар Все указанные двойные системы с кандидатами в черные дыры являются мощными источниками рентгеновского и гамма-излучения с нетепловым (степенным) спектром, в котором иногда даже наблюдается аннигиляционная линия. Собственное излучение черной дыры имеет равновесный спектр и обусловлено квантовым эффектом ее "испарения". Мы не рассматриваем этот эффект и отсылаем читателя к библиографии в конце статьи (а также к статье Д.А. Киржница "Горячие черные дыры" в этом томе). Для черных дыр звездной массы и более массивных температура собственного излучения весьма мала. Излучение в их ближайшей окрестности генерируется в основном за счет аккреции (захвата) вещества из межзвездной среды или со звезды-компаньона в двойной системе (подробнее смотри статью А.М. Черепащука "Тесные двойные звезды на поздних стадиях эволюции" в этом томе). Как показывают расчеты, эффективность энерговыделения при аккреции на черную дыру может доходить до 0,3 от энергии покоя аккрецируемого вещества. Модель аккрецирующей черной дыры обычно привлекают и для объяснения комплекса явлений в центрах активных галактик и квазаров: высокой светимости L≈1046-1048 эрг/с; нетеплового характера спектра излучения; быстрой переменности интенсивности излучения с характерными временами до нескольких дней и даже часов (что ограничивает максимальный размер излучающей области величиной 10-100 а.е.); наличия двух выбросов (джетов), разлетающихся в противоположных направлениях от центрального источника. Недавно было обнаружено несколько уникальных рентгеновских источников в нашей Галактике. Их спектры похожи на спектры "стандартных" кандидатов в черные дыры (рис. 3). По данным радионаблюдений были обнаружены выбросы-джеты, весьма напоминающие джеты квазаров и активных галактик (рис. 4). Несмотря на огромное различие масштабов эти объекты схожи в качественном отношении. Возможно, это указывает на общую причину таких явлений - активность в окрестности черных дыр. Дальнейшие исследования "микроквазаров" в Галактике позволят лучше понять, как устроены гигантские "машины" в центрах квазаров, формирующие подобные структуры с гораздо большими пространственными масштабами и энергетикой. Рис. 4. Радиоизображения "микроквазаров" в нашей Галактике. а – радиокарта рентгеновского источника 1Е 1740,7-2942 (см. рис. 3) на длине волны 20 см. Штриховой линией показана область локализации рентгеновского источника. Стрелкой указан компактный радиоисточник, который ассоциируется с 1Е 1740,7-2942. Видны джеты, истекающие в противоположных направлениях. Изображение проецируется на молекулярное облако, радиокарта которого также показана на рисунке. б – pадиоизображения на длине волны 3,5 см ярких компонентов, разлетающихся из рентгеновского источника GRS 1915+105 (его положение отмечено крестиком). Вертикальное расстояние пропорционально времени между наблюдениями, выполненными в 1994 году В источнике GRS 1915+105 в созвездии Орла видимая скорость разлета отдельных сгустков в джетах превышает скорость света (рис. 4,б). "Сверхсветовой" разлет наблюдается и в джетах активных галактик и квазаров. Поясним, как возникает кажущийся эффект сверхсветового движения в плоскости, перпендикулярной лучу зрения (рис. 5). Рассмотрим "приближающуюся" струю, скорость которой направлена под острым углом θ к лучу зрения. Излучение из точек A и B регистрируется удаленным наблюдателем в моменты времени tA и tB , причем tA – tB = rAB / v + rAC / c . За это время вещество струи смещается поперек луча зрения на расстояние rBC = rAC sin θ. Поэтому видимая поперечная скорость "приближающейся" струи v+ = v sin θ / (1 - v/ccos θ). Аналогично, для "удаляющейся" струи v- = v sin θ / (1 + v/ccos θ). Для малых θ и достаточно больших v/c возможно v+ > c . Если известны наблюдаемые угловые скорости противоположно направленных джетов: γ± = v± / D , где D – расстояние до источника, то v/c cosθ=[μ+-μ-] / [μ++μ-] и D=ctgθ /2 [μ+-μ-] / [μ++μ-] . Для источника GRS 1915+105 величина (v/c)cos θ≈0,323 , что приводит к видимому сверхсветовому разлету джетов. Вместе с условием v/c < 1 эта величина дает верхние пределы θ≤71° и D≤13,7 кпк; последнее однозначно указывает на галактическую природу объекта. Рис. 5. К объяснению эффекта сверхсветового разлета джетов Построение теоретических моделей "микроквазаров" требует анализа физических процессов вблизи черных дыр и отыскания механизмов, которые приводят к появлению электрон-позитронных пар, генерации рентгеновского и гамма-излучения (включая аннигиляционную линию), ускорению частиц в джетах до релятивистских скоростей и генерации их радиоизлучения. Все эти проблемы еще ждут своего решения. Литература Физика космоса : Маленькая энциклопедия. М.: Сов. энциклопедия, 1986. Шапиро С., Тьюколски С. Черные дыры, белые карлики и нейтронные звезды / Пер. с англ. М.: Мир, 1985. Т. 1, 2. Новиков И.Д. Эволюция Вселенной. М.: Наука, 1990. Хокинг С. Краткая история времени: От Большого Взрыва до черных дыр / Пер. с англ. М.: Мир, 1990. Мазец Е. П., Голенецкий С.В. Итоги науки и техники. Астрономия. М.: ВИНИТИ, 1987. Т. 32. С. 16.