ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ, 2019, том 45, № 5, с. 326-343

ОГРАНИЧЕНИЯ НА КОЛЛИМИРОВАННОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ

ИЗЛУЧЕНИЕ SS 433 ПО ОТРАЖЕНИЮ НА МОЛЕКУЛЯРНЫХ

ОБЛАКАХ

¹Институт астрофизики общества им. Макса Планка, Гархинг, Германия

²Институт космических исследований РАН, Москва, Россия

Поступила в редакцию 14.11.2018 г.; после доработки 18.02.2019 г.; принята к публикации 18.02.2019 г.

Рассчитан рентгеновский сигнал, который должен возникать из-за отражения предполагаемого

коллимированного рентгеновского излучения Галактического сверхкритического аккретора SS 433 на

молекулярных облаках в его окрестности. Распределение молекулярного газа в интересующей области

было построено по данным обзора Boston University-Five College Radio Astronomy Observatory

Galactic Ring Survey в эмиссионной линии¹³CO J = 1 → 0, а направление коллимированного излуче-

ния предполагалосьсовпадающим с направлением непрерывно запускаемых системой релятивистских

струй. Исследованы все доступные наблюдения обсерватории Chandra, покрывающие области,

возможно, содержащие отраженный сигнал, и получены оценки сверху на изотропный эквивалент

светимости SS 433 на энергиях выше 4 кэВ. Проявлений предсказанного сигнала в исследованных

областях не найдено, вплоть до поверхностной яркости на уровне ∼10-11 эрг/с/см²/кв. градус в

диапазоне 4-8 кэВ. Это соответствует ограничению на изотропный эквивалент светимости SS 433

LX,2-10 ≲ 8 × 10³⁸ эрг/с в диапазоне 2-10 кэВ, при условии, что рассмотренные облака действитель-

но попадают в конус облучения коллимированного излучения. Это, однако, может быть не так, ввиду

сохраняющейся значительной неопределенности в расстояниях вдоль луча зрения до SS 433 dSS433

(4.5-5.5 кпк) и до рассмотренных облаков. Для угла полураствора конуса коллимации, большего

или сравнимого с амплитудой прецессии струй (≈21^◦), приведенный выше строгий верхний предел

соответствует dSS433 < 5 кпк при условии, что кинематические оценки расстояния до рассмотренных

облаков достаточно точны (в пределах ∼100 пк относительно принятых значений). При отказе от

последнего предположения получается более консервативное ограничение LX,2-10 ≲ 10⁴⁰ эрг/с для

dSS433 = 4.65-4.85 кпк и хуже для dSS433 вне этого диапазона. Мы заключаем, что принадлежность

SS 433 к ультраярким рентгеновским источникам в случае его наблюдения “лицом” маловероятна,

если только его рентгеновское излучение не является сильно коллимированным. Требуется лучшее

покрытие интересующей области рентгеновскими наблюдениями, чтобы исключить зависимость от

попадания индивидуальных облаков в предполагаемый конус облучения SS 433.

Ключевые слова: черные дыры, аккреция, релятивистские струи, SS433.

DOI: 10.1134/S0320010819050036

1. ВВЕДЕНИЕ

образуется в тепловое излучение аккрецируемого

вещества, возникающая сила давления излучения

Аккреция вещества на нейтронную звезду или

начинает оказывать сильное влияние на динамику

черную дыру в двойной системе сопровождает-

аккреционного потока, если темп аккреции стано-

ся выделением большого количества гравитаци-

вится близким или превышает критическое зна-

онной энергии в малой области вблизи компакт-

ного объекта, на расстоянии порядка нескольких

чение, эддингтоновский предел

M_Edd = 3 × 10-8m

R_in = 3R_S =6GM

∼ 10⁶m см, где m = M/M_⊙ —

M_⊙ год-1. Уже в самых ранних работах по тео-

c²

масса компактного объекта в единицах солнечной

рии аккреции (Шакура и Сюняев, 1973; Абрамо-

массы M_⊙, c — скорость света, G — гравитаци-

вич, Кальвани и Нобили, 1980) было высказа-

онная постоянная. При условии, что высвобож-

но предположение, подтвержденное результатами

даемая таким образом энергия эффективно пре-

недавних численных симуляций (Кавашима и др.,

2012; Осуга и Минешай, 2014), что в подобной

^*Электронный адрес: khabibullin@iki.rssi.ru

ситуации характер аккреционного течения сильно

326

ОГРАНИЧЕНИЯ НА КОЛЛИМИРОВАННОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ

327

меняется, начиная с т.н. радиуса сферизации R_sp ∼

Гильфанов и Сюняев, 2012; Сазонов и Хабибуллин,

2017a). Экстраполяция наблюдаемых свойств по-

∼ mR_in, m =

M/MEdd, внутри которого оно при-

пуляции УРИ позволяет предполагать, что аналоги

нимает форму геометрически и оптически толстого

таких источников на красных смещениях z ∼ 10

диска (Шакура и Сюняев, 1973).

могли играть значительную роль в раннем нагреве

Основными предсказаниями такой картины яв-

Вселенной до эпохи реионизации (см., например,

ляются, во-первых, то, что рентгеновское излуче-

Сазонов и Хабибуллин, 2017b, и ссылки в ней).

ние системы должно оказываться коллимирован-

Если бы в нашей Галактике были известны на-

ным вдоль оси толстого диска, и, во-вторых, что

дежно установленные представители класса УРИ,

должен происходить запуск мощных оттоков ве-

можно было бы провести детальные исследова-

щества, уносящих значительное количество массы

ния реализующейся в них картины аккреции и их

и энергии, обеспечивая тем самым саморегуляцию

влияния на окружающую среду, но, к сожалению,

процесса аккреции (Шакура и Сюняев, 1973). Хотя

ни один такой источник не известен. Тем не ме-

это означает, что “подпитка” самых внутренних об-

нее в течение длительного времени высказывают-

ластей остается близкой к критическому значению,

ся предположения (Фабрика и Мещеряков, 2001;

так что полная светимость источника не может

Бегельман, Кинг и Прингл, 2006; Поутанен и др.,

сильно превысить эддингтоновский предел (напри-

2007), что очень необычный Галактический мик-

мер, Поутанен и др., 2007), сильная коллимация

роквазар SS 433 может относиться к этому клас-

этого излучения все-таки может приводить к очень

су, поскольку темп потери массы звездой-донором

высокой видимой светимости источника в случае

оценивается на уровне, постоянно превышающем

его наблюдения вдоль оси диска (например, Кинг

критическое значение для любой разумной мас-

и др., 2001).

сы релятивистского компактного объекта (Чере-

На данный момент считается, что именно такая

пащук, Постнов и Белинский, 2018) на несколько

ситуация реализуется в т.н. ультраярких рентгенов-

порядков величины (Фабрика, 2004). То, что види-

ских источниках (УРИ) — внегалактических рент-

мая рентгеновская светимость SS 433 в действи-

геновских источниках, не связанных с активностью

тельности довольно мала, L_X ∼ 10³⁶ эрг/с (Ко-

ядра галактики и имеющих видимую рентгенов-

тани и др., 1996; Маршалл, Канизарес и Шульц,

скую светимость выше эддингтоновского преде-

2002; Бринкманн, Котани и Кавай, 2005), т.е. на

ла для черной дыры массой 10 M_⊙, т.е. ≈1.4 ×

три порядка меньше, чем для канонических УРИ,

× 10³⁹ эрг/с, в некоторых экстремальных случаях

обычно объясняется тем, что двойная система ори-

достигая значений выше

10⁴¹

эрг/с (см. обзор

ентирована ребром по отношению к лучу зрения

Каарет, Фенг и Робертс, 2017). Несмотря на то

(наклонение орбиты i = 78^◦, Фабрика (2004)), так

что некоторые из этих источников оказались ак-

что излучение наиболее внутренних областей дис-

крецирующими нейтронными звездами (Бачетти и

ка блокируется геометрически толстыми внешними

др., 2014; Фюрст и др., 2016; Исраэль и др., 2017;

областями диска и оттекающим от него ветром.

Карпано и др., 2018), а некоторые могут содер-

Поэтому большая часть рентгеновской светимости

источника в действительности обеспечивается па-

жать черные дыры промежуточной (10³-10⁵M_⊙)

рой умеренно-релятивистских барионных струй и,

массы (см. Кабальеро-Гарсия и др., 2018, и со-

возможно, некоторой долей рассеянного излуче-

ответствующие ссылки), модель сверхкритической

ния из центральной области. О функционировании

аккреции на черную дыру звездной массы, по-

центральной “машины” свидетельствуют (i) высо-

видимому, хорошо согласуется с большинством

наблюдательных данных как в плане свойств ин-

кая кинетическая светимость, ∼10³⁹ эрг/с, сосре-

дивидуальных источников (например, Уолтон и др.,

доточенная в струях (см., например, Хабибуллин,

2014; Фабрика и др., 2015), так и их популяционных

Медведев и Сазонов, 2016; Медведев и др., 2018),

свойств (Кинг и др., 2001; Гильфанов, Гримм, Сю-

(ii) возможные признаки рассеяния его невидимо-

няев, 2004; Раппапорт, Подсиадловски и Пфаль,

го напрямую излучения в жесткой части наблю-

2005; Минео, Гильфанов и Сюняев, 2012; Сазонов

даемого спектра (Медведев и Фабрика, 2010), и

и Хабибуллин, 2017a). Однако реальные значения

(iii) высокая ультрафиолетовая светимость источ-

темпа аккреции и степени коллимации излучения

ника (Долан и др., 1997).

по-прежнему остаются плохо определенными, что

Для наблюдателей, видящих SS 433 “лицом”,

оставляет открытым вопрос о величине их пол-

источник мог бы выглядеть как канонический УРИ

ной (т.е. проинтегрированной по всем направле-

или ультраяркий сверхмягкий рентгеновский ис-

ниям) светимости. Знание этой величины важно,

точник (Уркхарт и Сория, 2016; Хабибуллин и Са-

в частности, из-за того, что именно УРИ вносят

зонов, 2016). Предполагая, что УРИ-подобное из-

основной вклад в полное рентгеновское излучение,

лучение SS 433 коллимированно вдоль оси аккре-

производимое нормальными звездообразующими

ционного диска, направление которой, вероятно,

галактиками в местном объеме Вселенной (Минео,

совпадает с направлением релятивистских струй,

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

328

ХАБИБУЛЛИН, САЗОНОВ

нетрудно предсказать геометрию области, облуча-

плоскости Галактики, с точкой пересечения вблизи

емой таким излучением. Принимая во внимание

l≈39^◦ (Гудолл,Алуани-Биби,Бланделл, 2011; Ха-

замечательную стабильность системы в течение

бибуллин и Сазонов, 2016). Поскольку распреде-

более чем 40 лет доступных наблюдений (напри-

ления плотности атомарного и молекулярного газа

мер, Черепащук и др., 2018), а также высокую

имеют экспоненциальный профиль вдоль нормали

проникающую способность рентгеновского излу-

к плоскости Галактики (Кальберла и Керп, 2009),

чения на энергиях выше 3 кэВ, размер этой об-

можно ожидать, что соответствующий отраженный

ласти облучения вполне может превышать десятки

сигнал будет иметь максимум вблизи b = 0^◦, а его

парсек. Более того, SS 433 располагается внутри

протяженность вдоль Галактической плоскости бу-

радиотуманности W 50, которая, как считается,

дет определяться углом коллимации облучающего

является остатком вспышки сверхновой возраста

излучения (Хабибуллин и Сазонов, 2016).

∼10⁴ лет, деформированной и “возрожденной” воз-

Ввиду этого в предыдущей работе (Хабибуллин

действием релятивистских струй (Гудолл, Алуани-

и Сазонов, 2016) мы использовали область Га-

Биби, Бланделл, 2011). Это указывает на то, что

лактической плоскости вокруг точки пересечения

период активности источника, возможно, длится

(38^◦ < l < 40^◦, |b| < 0.25^◦), в которой нет ярких

уже тысячи лет, так что область облучения может

точечных источников, чтобы получить ограничение

достигать длины ∼ кпк. Благодаря очень точно-

на отраженный сигнал по данным обсерваторий

му определению направления струй в трехмерном

RXTE (Ревнивцев и др., 2006) и ASCA (Сугиза-

пространстве и тому, что расстояние до системы

ки и др., 2001). Из-за плохого углового разре-

измерено с точностью ∼10%, оказывается возмож-

шения первой и ограниченной области покрытия

ным связать ожидаемую область засветки УРИ-

наблюдениями второй обсерватории, полученное

подобным излучением SS 433 с конкретными об-

ограничение было обеспечено по большей части

ластями Галактики в окрестности этого объекта.

отражением на относительно гладко распределен-

В частности, можно ожидать, что некоторая

ном атомарном газе, и верхний предел на проинте-

доля коллимированного жесткого (≳3 кэВ) рент-

грированную по направлениям светимость SS 433

геновского излучения SS 433 отражается на ато-

в диапазоне 2-10 кэВ оказался на уровне ∼2 ×

марном и молекулярном газе, повсеместно распре-

× 10³⁹ эрг/с. Хотя это формально не исключает

деленном в Галактической плоскости. Подобный

того, что SS 433 является УРИ, маловероятно,

эффект подробно изучен как с теоретической, так и

что система относится к числу наиболее ярких

с наблюдательной точки зрения, в том числе в при-

канонических представителей этого класса.

менении к отражению происходивших в прошлом

С другой стороны, распределение молекулярно-

вспышек источника Sgr A* на молекулярных об-

го газа в Галактике существенно комковато, так что

лаках в области Галактического центра (например,

Чуразов и др., 2017c), а также при оценке вклада

компактные (≲10 пк) и плотные (≳100 см-3) струк-

рассеянного излучения рентгеновских двойных в

туры (молекулярные облака) доминируют в об-

излучение рентгеновского хребта Галактики (Мо-

щем бюджете массы (МакКи и Острайкер, 2007).

ларо, Хатри и Сюняев, 2014). В оптически тон-

В работе Хабибуллин и Сазонов (2016) мы по-

ком режиме (справедливом вплоть до колонковой

строили выборку молекулярных облаков, которые

потенциально могут быть облучены (см. табли-

плотности рассеивающего газа N_H ∼ 10²³ см-2)

цу 1, в которой приведены их положения и фи-

сигнал отраженного излучения выше 3 кэВ пропор-

ционален потоку падающего излучения и полной

зические свойства¹) на основе каталога облаков,

массе отражающего газа (ниже 3 кэВ это не так

зарегистрированных в обзоре Boston University —

из-за большей роли фотопоглощения), что может

Five College Radio Astronomy Observatory (BU-

быть использовано для определения светимости

FCRAO) Galactic Ring Survey, в котором в каче-

облучающего источника. В недавней работе нами

стве трейсера молекулярного газа используется из-

была применена подобная методика для расчета

лучение в линии¹³CO J = 1 → 0 (Роман-Дюваль

отражения излучения SS 433 на основе имеющихся

и др., 2009, 2010). Расстояния до этих облаков

данных по распределению атомарного и молеку-

могут быть оценены, используя информацию об

лярного газа в интересующей области Галакти-

их скорости на основе кривой вращения Галак-

ки (Хабибуллин и Сазонов, 2016).

тики, при этом вырождение между “ближним” и

SS 433 располагается на расстоянии ∼200 пк

¹В предыдущей статье для одного из облаков, G041.04-

от плоскости Галактики (l, b = 39.7^◦, -2.2^◦ в Га-

00.26, были приведеныневерные значения параметров из-

лактических координатах) и на расстоянии 4.5-

за ошибочнойидентификациисдругимоблаком,имеющим

5.5 кпк от нас (Фабрика, 2004; Бланделл и Боулер,

в точности совпадающий идентификатор в оригинальных

2004; Маршалл и др., 2013; Панферов, 2014), а

каталогах Роман-Дюваль и др. (2009) и Роман-Дюваль и

направление струй примерно перпендикулярно к

др. (2010).

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

ОГРАНИЧЕНИЯ НА КОЛЛИМИРОВАННОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ

329

Таблица 1. Выборка молекулярных облаков, которые потенциально могут облучаться коллимированным излу-

чением, построенная на основе каталогов Роман-Дюваль и др. (2009) и Роман-Дюваль и др. (2010). Облака

описываются эллиптическими областями в Галактических координатах с центром (l_MC, b_MC) и полуосями (Δl, Δb).

Остальные колонки дают: расстояние до облака вдоль луча зрения (d_MC ) с соответствующей 1σ неопределенностью

(δd_MC ), характерный радиус (r), колонковую плотность (N_H

), полную массу (M_H

) и неопределенность в ней

(δM_H

), а также минимальное расстояние от облака до SS 433, поделенное на характерный масштаб

200 пк.

Облака, для которых доступны данные наблюдений обсерватории Chandra, отмечены жирным шрифтом

GRSMC

l_MC

Δl

b_MC

Δb

d_MC

δd_MC r

N_H

M_H

δM_H

R_min

name

deg

deg deg

deg

kpc

10²² cm-2

10⁴ M_⊙

200 pc

G039.29-00.61

39.29

0.54

-0.61

0.18

4.43

0.21

6.7

1.61

1.6

0.6

0.7

G039.34-00.31

39.34

0.72

-0.31

0.24

4.55

0.18

7.7

1.91

2.5

1.0

0.8

G041.04-00.26

41.04

0.44

-0.26

0.36

4.72

0.17

5.6

1.14

1.6

0.4

1.0

G036.44+00.64

36.44

0.25

0.64

0.13

4.82

0.20

6.7

3.61

3.6

1.2

1.8

G036.39+00.84

36.39

0.40

0.84

0.19

4.80

0.15

5.0

2.17

1.2

0.4

1.9

G036.54+00.34

36.54

0.23

0.34

0.41

4.85

0.14

1.6

0.67

0.04

0.02

1.7

G039.34-00.26

39.34

0.58

-0.26

0.99

4.93

0.46

9.0

1.92

3.4

1.1

0.9

G039.04-00.91

39.04

0.60

-0.91

0.55

5.10

0.42

8.2

1.97

2.9

1.1

0.7

G036.14+00.09

36.14

0.20

0.09

0.16

5.15

0.25

2.8

1.00

0.17

0.07

1.9

G036.09+00.64

36.09

0.30

0.64

0.31

5.20

0.27

9.8

2.59

5.4

1.6

2.1

G037.74-00.46

37.74

0.88

-0.46

0.43

5.25

0.33

8.8

1.04

1.8

0.7

1.2

G040.34-00.26

40.34

0.46

-0.26

0.39

5.43

0.70

10.5

2.08

5.1

1.3

1.0

G041.24+00.39

41.24

0.63

0.39

0.61

5.53

0.41

3.6

0.98

0.3

0.1

1.5

G037.69-00.86

37.69

0.62

-0.86

0.40

5.60

0.27

5.6

1.35

1.0

0.4

1.2

G036.89-00.41

36.89

0.42

-0.41

0.37

5.70

0.32

16.0

2.18

12.0

4.4

1.7

“дальним” решением может быть снято при по-

ние данных

RXTE для изучения отражения на

мощи метода самопоглощения в линии нейтраль-

молекулярных облаках оказывается неэффектив-

ного водорода (т.н. HI self-absorption, или HISA,

ным из-за того, что их угловой размер гораздо

Роман-Дюваль и др., 2009). Однако неопределен-

меньше углового разрешения данных. Вследствие

ности в получаемых таким образом оценках обыч-

этого потенциальный сигнал оказывается значи-

но оказываются больше или сравнимы с ожидае-

тельно “размытым” и загрязненным излучением

мой протяженностью области облучения в плоско-

близких (в проекции на небо) ярких источников.

сти Галактики. Поэтому ограничения, получаемые

Покрытие интересующей нас области наблюде-

по отражению на этих облаках, неизбежно будут

ниями обсерватории ASCA, в основном в ходе

условными по отношению к попаданию данного

обзора Галактической плоскости (Galactic Plane

конкретного облака в область облучения.

Survey, |b| < ∼0.4^◦), весьма ограничено, так что

С наблюдательной точки зрения использова-

всего несколько облаков из нашей выборки дей-

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

330

ХАБИБУЛЛИН, САЗОНОВ

ствительно попадают в область покрытия. Помимо

фотопоглощения остается небольшим для фотонов

этого, более чувствительные случайные наблюде-

с энергией выше ≳3 кэВ, их оптическая толщина по

ния обсерваторий ASCA, Chandra и XMM-Newton

комптоновскому рассеянию также не превышает

доступны для некоторых из облаков, но в этом слу-

0.1. Вследствие этого проведение расчетов в оп-

чае нужно принимать во внимание реальную мор-

тически тонком пределе должно быть достаточно

фологию предсказываемого сигнала, поскольку его

точным, принимая во внимание неопределенности,

характерный пространственный размер сопоста-

присутствующие в других аспектах рассматривае-

вим с размером поля зрения этих обсерваторий.

мой задачи (например, в относительном располо-

В настоящей работе мы сначала предсказываем

жении первичного источника излучения и отража-

морфологию ожидаемого отраженного излучения

ющего газа или его металличности). Поэтому от-

от индивидуальных облаков, используя некоторые

раженный сигнал также линейно зависит от массы

упрощающие предположения о их расположении

облучаемого газа.

относительно SS 433 и принимая во внимание

Наконец, геометрия проблемы (в частности, то,

реальную морфологию облаков, которая восста-

что предполагаемая ось коллимированного излу-

навливается при помощи данных в молекулярной

чения практически перпендикулярна плоскости Га-

линии излучения, отфильтрованных в пространстве

лактики, где расположены интересующие нас об-

скоростей. Далее описывается, как эти предсказа-

ния меняются, если относительное расположение

лака) предполагает, что в большинстве случаев

облаков и SS 433 отличается от наиболее про-

должно иметь место рассеяние на 90◦2. По этой

стых предположений. Наконец, делается сравне-

причине эффективность отражения может быть

ние предсказаний с данными наблюдений обсерва-

описана одним не зависящим от энергии альбедо,

тории Chandra и получаются ограничения на изо-

которое определяется, в основном, сечением рас-

тропный эквивалент светимости предполагаемого

сеяния на связанных электронах в атомах и моле-

коллимированного излучения SS 433, видимого

кулах водорода (включающим вклады рэлеевского,

при наблюдении системы “лицом”.

рамановского и комптоновского рассеяния), кото-

рое в данном случае оказывается приблизительно

равно томсоновскому сечению по рассеянию на

2. ОЖИДАЕМЫЙ СИГНАЛ

свободных электронах (σ_T = 6.65 × 10-25 см² в

РЕНТГЕНОВСКОГО ОТРАЖЕНИЯ

пренебрежении релятивистскими поправками, Сю-

2.1. Рентгеновское отражение

няев и Чуразов, 1996).

Взаимодействие рентгеновского излучения с хо-

Аналогичным образом можно учесть вклад ато-

лодным атомарным и молекулярным газом подроб-

мов гелия и флуоресцентных линий, что приводит

но исследовано как с теоретической (Сюняев и

к эффективному сечению (в расчете на один атом

Чуразов, 1996), так и с наблюдательной (Чуразов

водорода) в диапазоне 4-8 кэВ, равному σ_eff =

и др., 2017a,c) точек зрения, и тщательно разра-

= 1.7σ_T для обилия тяжелых элементов, близкого

ботанная методология была развита и применена

к солнечному (Чуразов и др., 2017c). Этот спек-

для широкого набора астрофизических ситуаций.

тральный диапазон, практически не подверженный

В применении к свойствам отраженного излучения

влиянию фотопоглощения и содержащий наиболее

основными процессами выступают фотопоглоще-

яркую флуоресцентную линию, т.е. линию железа

ние преимущественно нейтральными атомами ме-

с энергией 6.4 кэВ, как оказалось, наилучшим об-

таллов, комптоновское рассеяние на электронах в

разом подходит для исследования рентгеновского

атомах и молекулах водорода, а также следую-

отражения по данным наблюдений обсерваторий

щее за фотоионизацией флюоресцентное излуче-

Chandra и XMM-Newton (Чуразов и др., 2017a).

ние (Сюняев и Чуразов, 1996).

Это было использовано нами в данной работе.

Рассматриваемая задача допускает несколь-

ко полезных упрощений. Во-первых, интенсив-

С учетом всего вышесказанного, светимость

ность падающего рентгеновского излучения слиш-

излучения в диапазоне 4-8 кэВ, отраженного от

ком мала для изменения теплового, ионизацион-

объекта с H₂ массой MH2 = 10⁴M₄ M_⊙, располо-

ного или химического состояния облучаемого газа

женного на расстоянии R = 200R₂₀₀ пк от облуча-

при любом разумном значении видимой светимости

SS 433 (Хабибуллин и Сазонов, 2016). Следова-

²Интересно, что это также означает, что отраженное из-

тельно, интенсивность производимого отраженного

лучение должно иметь высокую степень поляризации, что

излучения должна зависеть практически линейно

может быть использовано для подтверждения данного

сценарияпроисхождениянаблюдаемогоизлучения,в про-

от интенсивности облучающего излучения.

тивоположность, например, облучению космическими лу-

Во-вторых, для структур, характеризующихся

чами или источником, расположенным внутри облака (Чу-

колонковой плотностью N_H ≲ 10²³ см-2, влияние

разов, Сюняев, Сазонов, 2002; Чуразов и др., 2017b).

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

ОГРАНИЧЕНИЯ НА КОЛЛИМИРОВАННОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ

331

ющего источника, дается выражением

Для этого нужно использовать оригинальные

σ_eff MH2

данные обзора BU-FCRAO Galactic Ring Survey³

Lsc,4-8 =

L4-8 ≈

(1)

в интересующей нас области, т.е. для Галактиче-

4πR² μ_p m_p

ской долготы в диапазоне от l = 36^◦ до l = 42^◦,

L₃₉

Галактической широты от b = -1^◦ до b = 1^◦ и лу-

≈ 2 × 10³³

M₄ эрг/с,

R²

200

чевой скорости V_lsr от 60 до 80 км/с (см. детальное

описание в Хабибуллин и Сазонов, 2016). Эти дан-

где L4-8 = 10³⁹L₃₉ эрг/с — изотропный эквива-

ные представляют собой измерения поправленной

лент видимой объектом светимости облучающе-

за фоновый уровень антенной температуры излу-

го источника, а μ_p = 1.4 — средний молекулярный

вес на атом водорода.

чения в линии¹³CO, приводимые на координат-

ной сетке в пространстве координата-координата-

Соответствующий поток отраженного излуче-

скорость (т.н. position-position-velocity, или PPV,

ния в диапазоне 4-8 кэВ (на расстоянии d_MC =

пространство) (Ратборн и др., 2009). Мы поменяли

= 5d₅ кпк) может быть выражен как

разбиение оригинальных кубов данных на в два

L₃₉

раза более грубое по всем координатам, так что

fH2,4-8 = 6.7 × 10-13

M₄ эрг/с/см².

(2)

d²⁵R²

размер пикселя равен δl = δb = 44 угловых секунд

200

вдоль Галактической долготы и широты, и δV_lsr =

Небольшое отличие уравнений (1) и (2) от урав-

=0.425 км/с вдоль координаты V_lsr. Поскольку нас

нений (13) и (21) в Хабибуллин и Сазонов (2016)

интересует полный отраженный сигнал от облаков

связано с тем, что здесь рассматривается более

с характерным размером ∼10 угловых минут и

узкий энергетический диапазон, для которого вклад

дисперсией скоростей ΔV_lsr∼ несколько км/с (см.

флуоресцентной линии приводит к увеличению эф-

табл. 1 и Хабибуллин и Сазонов, 2016, где при-

фективного сечения рассеяния (см. Чуразов и др.,

ведены ΔV_lsr), то подобное разбиение полностью

2017c).

подходит для наших целей.

Из оригинального куба данных были выбраны

2.2. Распределение молекулярного газа

элементы объема, которые попадают в PPV об-

ласти, соответствующие молекулярным облакам в

В отличие от атомарного газа молекулярный газ

нашей выборке. Такие области являются трехмер-

сконцентрирован в плотных облаках, размер кото-

ными эллипсоидами в PPV пространстве с центром

рых (≲15 pc) в большинстве случаев меньше раз-

в (l_MC , b_MC ) и V_LSR,MC (см. табл. 1). Большие оси

мера потенциальной области облучения (∼100 pc).

эллипсоидов равны Δl иΔb вдоль Галактических

В связи с этим ожидаемый в данном случае отра-

координат и ΔV_LSR вдоль координаты лучевой

женный сигнал решающим образом зависит от от-

носительного расположения облучающего источ-

скорости. В дополнение к этому были оставлены

ника и облаков (см. Хабибуллин и Сазонов, 2016,

только элементы объема, для которых отношение

где приведены иллюстрация и подробное обсуж-

сигнал-шум выше 3, чтобы уменьшить возможное

дение). К сожалению, это относительное располо-

влияние вычитания фона на определяемую массу.

жение не может быть уверенно найдено из-за зна-

чительных неопределенностей в расстояниях вдоль

После поправки на эффективность основно-

луча зрения как до SS 433, так и до молекулярных

го лепестка T_mb = T_a/0.48 (Роман-Дюваль и др.,

облаков, которые оказываются сравнимыми с ожи-

2010, например) для каждого элемента объема

даемым размером области облучения в плоскости

может быть рассчитана проинтегрированная ин-

Галактики. На данный момент оценки расстояния

тенсивность в линии I_mb = T_mbδV (в единицах К

до SS 433 варьируются от 4.5 до 5.5 кпк (Бланделл

на км/с). Соответствующая колонковая плотность

и Боулер, 2004; Маршалл и др., 2013; Панферов,

молекулярного газа внутри элемента объема нахо-

2014).

дится стандартным образом (Ратборн и др., 2009):

Кроме того, эти облака характеризуются ши-

NH2 = 4.92 × 10²⁰ см-2I_mb.

(3)

роким разнообразием морфологической формы и

внутренней структуры. Типичный угловой размер

облаков (∼10 угловых минут) сравним с разме-

Соответствующая масса молекулярного газа

ром поля зрения обсерваторий Chandra и XMM-

равна

Newton, так что их реальная морфология должна

mH2 = 2m_pNH2δx δy,

(4)

учитываться для того, чтобы корректно предска-

зывать распределение протяженного отраженного

сигнала по области наблюдения.

³https://www.bu.edu/galacticring/new_data.html

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

332

ХАБИБУЛЛИН, САЗОНОВ

10⁵

10⁴

10³

10⁴

10⁵

Catalogued mass, M₍

Рис. 1. Соответствие между массами молекулярных облаков, приведенными в каталоге Роман-Дюваль и др. (2010)

(также представленны в табл. 1 с соответствующими неопределенностями), и массами молекулярного газа, полученными

по оригинальным кубам данных при помощи процедуры, описанной в Части 2.2. Штриховые линии соответствуют

отличию между этими массами в 2 раза. Для всех облаков, за исключением наименее массивного, согласие оказывается

лучше, чем этот множитель.

где δx ≈ d_MC δl и δy ≈ d_MC δb, а d_MC — расстояние

в Хабибуллин и Сазонов (2016). В результате был

до молекулярного облака. При d_MC ≈ 5 кпк δx =

получен набор элементов объема с их трехмерными

= δy ≈ 1.07 пк, и из уравнений (4) и (3), получается:

координатами и содержащейся в них массой моле-

кулярного газа. Ожидаемый сигнал рентгеновско-

⁽d_MC)²

го отражения затем был получен путем сложения

mH2 = 7.93 M_⊙ × T_a

(5)

5kpc

сигналов от индивидуальных элементов объема,

рассчитываемых согласно уравнениям (1) и (2).

После поправки, учитывающей реальную тем-

пературу возбуждения, измеряемую для каждо-

Поскольку интересующее нас облучающее из-

го облака, мы проверили, что получающиеся в

лучение коллимированно, необходимо также моде-

итоге массы индивидуальных облаков согласуют-

лировать попадание каждого отдельного облака в

ся с массами, приводимыми в каталоге Роман-

область облучения. Геометрия этой области с уче-

Дюваль и др. (2010) (см. рис. 1). Единственным

том возможной прецессии конуса излучения была в

исключением является наименее массивное облако

общем случае подробно описана в работе Хабибул-

G036.54+00.34, которое, однако, не представляет

лин и Сазонов (2016). Трехмерное направление

интереса в данной работе, поскольку оно не попа-

оси прецессии может быть полностью установлено

дает в область наблюдения обсерваторий Chandra

благодаря пространственно-разрешенной прецес-

или XMM-Newton.

сионной картине радиоизлучения на масштабах по-

рядка угловой секунды (Бланделл и Боулер, 2004;

2.3. Моделирование

Миллер-Джонс и др., 2008) и обнаружению допле-

ровским образом смещенных линий в спектре рент-

Как отмечалось выше, ключевым аспектом при

геновского излучения SS 433 на масштабе поряд-

облучении молекулярных облаков является их рас-

ка угловой секунды (Мильяри, Фендер и Мендез,

положение относительно источника коллимиро-

2002; Хабибуллин и Сазонов, 2017). Как следствие,

ванного излучения. Мы смоделировали простран-

положение и геометрия области облучения пол-

ственное расположение молекулярного газа, выде-

ностью определяются двумя параметрами: углом

ленного из оригинального куба данных (как было

полураствора конуса коллимированного излучения

описано в предыдущей части), вычисляя рассто-

Θ_r и положением облучающего источника вдоль

яние вдоль луча зрения для каждого элемента

луча зрения, т.е. расстоянием до SS 433 dSS433.

объема по его лучевой скорости, согласно стан-

дартным формулам расчета кинематического рас-

Здесь в основном рассматривается ситуация,

стояния, которые даются уравнениями (7) и (8) когда угол коллимации близок к максимальному

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

ОГРАНИЧЕНИЯ НА КОЛЛИМИРОВАННОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ

333

250

1.0

50 deg

40 deg

30 deg

20 deg

160

0.5

ASCA GPS

3C 396

30 deg

PSR

J1856+0245

0.5

3C 397

40 deg

1.0

42.0

41.5

41.0

40.5

40.0

39.5

39.0

38.5

38.0

37.5

37.0

36.5

36.0

Galactic longitude

Рис. 2. Спроецированная масса молекулярного газа (в расчете на пиксель размером 44^′′ × 44^′′ в единицах M⊙),

связанного с облаками, которые потенциально могут облучаться коллимированным излучением SS 433 (см. табл. 1).

Границы облаков показаны черными эллипсами. Красным показаны области наблюдений обсерватории Chandra,

которые используются в данной работе. Также показана граница области покрытия обзора Галактической плоскости

обсерватории ASCA (|b| < ∼0.4^◦, Сугизаки и др., 2001) и проекции конусов (сплошные линии) с осью, совпадающей с

осью прецессии релятивистских струй (толстая штриховая линия) для разных значений полуугла раствора (как указано

в подписи к каждой линии).

значению, которое определяется тем, что колли-

заданное направление оказывается внутри прецес-

мированное излучение не наблюдается на Земле,

сирующего конуса облучения (Хабибуллин и Сазо-

несмотря на прецессию конуса излучения с ампли-

нов, 2016), так как соответствующий поправочный

тудой Θ_p = 21^◦ и нутации с амплитудой Θ_n ∼ 5^◦.

фактор практически не может быть ограничен. По-

Это означает Θr,max ∼ i - Θ_p - Θ_n ∼ 50^◦ (Фабрика,

этому для заданной видимой светимости источника

2004). Очевидно, что в этом случае зависимость

излучения сигнал отражения может быть на самом

деле несколько ниже, чем предсказывается здесь.

ожидаемого сигнала от расстояния до SS 433

минимальна. Кроме того, мы провели подобные

Предсказанная картина полностью совместима

расчеты для меньших значений угла коллимации, в

с простыми оценками, приведенными в табл. 2

частности, для тех облаков, для которых доступны

в Хабибуллин и Сазонов (2016), которые бы-

рентгеновские данные.

ли основаны на средних характеристиках обла-

Для моделирования зависимости от расстояния

ков. Типичные ожидаемые значения поверхност-

ной яркости отраженного излучения для указан-

до облучающего источника мы провели расчеты на

ного выше характерного уровня видимой светимо-

сетке расстояний в диапазоне от 4.5 до 5.5 кпк,

сти источника оказываются выше ∼несколько ×

предполагая, что восстановленное трехмерное рас-

× 10-11 эрг/с/см²/кв. градус, достигая значений

пределение молекулярного газа точно (в реаль-

ности это, конечно, не так, см. неопределенности

∼10-10 эрг/с/см2/кв. градус в наиболее ярких

в расстояниях до облаков в табл. 1 и Часть 3.2

областях. Важно отметить, что уровень рентгенов-

в Хабибуллин и Сазонов (2016)). Таким образом,

ского фона в интересующей нас области измеря-

данный диапазон расстояний должен рассматри-

ется на уровне ∼2 × 10-11 эрг/с/см²/кв. градус,

ваться как совокупный диапазон неопределенности

причем космический (т.е. внегалактический) рент-

в относительном расположении облаков и SS 433.

геновский фон (КРФ) и излучение Галактического

На рис. 3 показана предсказываемая поверх-

рентгеновского хребта (ГРХ) вносят в него при-

ностная яркость отраженного излучения при види-

мерно равный вклад (Сугизаки и др., 2001).

мой светимости источника в диапазоне 4-8 кэВ,

Следовательно, с одной стороны, предсказыва-

равной L4-8 = 10³⁹ эрг/с и угле коллимации 50^◦

емый сигнал должен быть доступен для обнаруже-

для трех значений расстояния до него — 4.5, 5.0 и

ния при видимой светимости источника на уровне

5.5 кпк. Естественным образом, облака, располо-

10³⁹ эрг/с. С другой стороны, ясно, что верхний

женные ближе к источнику, оказываются наиболее

предел на искомый сигнал будет в первую очередь

яркими в отраженном излучении. Отметим, что мы

определяться точностью вычитания фона. К сожа-

не принимали во внимание т.н. “рабочий цикл”

лению, в реальности фоновый темп счета оказыва-

облучения, т.е. долю времени, в течение которого

ется даже выше из-за несовершенства вычитания

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

ОГРАНИЧЕНИЯ НА КОЛЛИМИРОВАННОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ

335

фона частиц, и именно точность определения этой

модели, а именно, степенного закона с наклоном

компоненты фона задает реальную чувствитель-

Γ = 2 и поглощением N_H = 10²² см-2. При помо-

ность к слабому протяженному излучению, каким

щи этого переводного коэффициента карты темпа

является сигнал рентгеновского отражения, кото-

счета были конвертированы в соответствующие

рый мы ищем.

карты поверхностной яркости (см. верхние панели

на рис. 4, 6 и 7). Просмотр этих карт не выявляет

3. РЕНТГЕНОВСКИЕ ДАННЫЕ

признаков сильного сигнала, который бы морфоло-

3.1. Набор данных

гически напоминал ожидаемый сигнал рентгенов-

ского отражения, ни для одной из просмотренных

Мы провели поиск всех доступных наблюде-

ний в архиве данных обсерватории Chandra, в

областей (см. средние панели на рис. 4, 6 и 7).

области покрытия которых может быть найдено

отраженное излучение, предсказанное в Части 2.

Следует заметить, что в фоновом темпе счета

Были найдены три наблюдения: с идентификато-

Chandra в диапазоне 4-8 кэВ доминирует фон

рами (ObsID) 1042, 1988, 12557. Мишенями этих

частиц. Поэтому в случае отсутствия яркого

наблюдений были соответственно остатки вспышек

дополнительного сигнала на этих изображениях

сверхновых 3C 397 и 3C 396, а также пульсар PSR

наблюдаемая на них картина подвержена сильному

J1856+0245.

влиянию флуктуаций, вызванных несовершен-

Соответствующие молекулярные облака — это

ством вычитания фона. В терминах поверхност-

G039.34-00.31 и G039.34-00.26 (облака 2 и 7 в

ной яркости эти флуктуации имеют амплитуду

табл. 1) для ObsID 1988, G041.04-00.26 (облако 3)

∼2 × 10-10 эрг/с/см²/кв. градус (при ориги-

для ObsID 1042, и G036.14+00.09 (облако 9) для

нальной пикселизации данных и сглаживании с

ObsID 12557. Все они отмечены жирным шриф-

3-секундным гауссовым ядром), т.е. примерно в

том в табл. 1. Реальное распределение предска-

10 раз выше, чем ожидаемый вклад рентгеновского

зываемого отраженного излучения по полю зрения

фона, однако эта амплитуда сильно уменьшается

телескопа показано на рис. 3 для трех разных

после интегрирования по площадкам значительной

значений расстояния до SS 433 (4.5, 5 и 5.5 кпк).

протяженности (размером ∼ нескольких угловых

Легко видеть значительные вариации по покры-

минут).

тым наблюдениями областям, что демонстрирует

важность тщательного моделирования ожидаемой

Определив области извлечения интересующего

морфологии излучения.

нас сигнала и фона таким образом, что ожидаемое

на основе нашего моделирования рентгеновского

3.2. Подготовка и анализ данных

отражения (см. Часть 2) отношение сигнал-шум

Первичная обработка данных проводилась с

оказывается максимальным, были извлечены спек-

использованием последних калибровочных данных

тры поверхностной яркости внутри этих областей.

и в соответствии с процедурой, описанной в Вих-

Для улучшения качества вычитания фона частиц

линин и др. (2005). Корректировка за экспозицию,

анализировалась разница между спектрами, извле-

эффект виньетирования и фон частиц была вы-

ченными из областей сигнала и фона.

полнена при помощи процедур, использованных в

работах (Чуразов и др., 2012, 2017c).

Очевидно, что в случае практически идентично-

В результате были построены поправленные за

го рентгеновского фона для областей извлечения

плоское поле карты измеряемого темпа счета на

сигнала и фона и при этом очень слабом допол-

пиксель в интересующем нас диапазоне спектра,

нительном сигнале (т.е. интересующем нас рент-

т.е. 4-8 кэВ. Мы убедились, что полученные кар-

геновском отражении) получаемый в результате

ты не загрязнены излучением ярких протяженных

спектр будет близок к гауссову с нулевым средним

источников, таких как остатки сверхновых 3C 396

и флуктуациями, определяемыми суммой неопре-

(первичная мишень наблюдения ObsID 1988) и 3C

деленностей вычитания рентгеновского фона и фо-

397 (первичная мишень наблюдения ObsID 1042).

на частиц. В такой ситуации имеет смысл гово-

В этой связи, в частности, не использовались чипы,

рить только о верхнем пределе на поверхностную

содержащие мишень наблюдения. Помимо этого,

яркость, который по сути устанавливается этими

были исключены области радиусом 12 угловых

неопределенностями. Как и прежде, мы фиксируем

секунд вокруг известных точечных источников.

форму спектральной модели (а именно, степенной

Мы рассчитали широкополосные функции от-

закон с наклоном Γ = 2 и поглощением N_H =

клика (RMF- и ARF-файлы), которые затем ис-

пользовались для расчета переводного коэффици-

= 10²² см-2) возможного дополнительного сигнала

ента между темпом счета и рентгеновским пото-

и определяем верхний предел на ее нормировку, а

ком для некоторой представительной спектральной

следовательно, на поток в диапазоне 4-8 кэВ.

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

336

ХАБИБУЛЛИН, САЗОНОВ

4.0e-10

Chandra, 4-8 keV

-0.1

3.0e-10

-0.2

-0.3

2.0e-10

-0.4

-0.5

1.0e-10

-0.6

39.6

39.5

39.4

39.3

39.2

39.1

Galactic longitude

4.0e-10

−0.1

4.8 kpc

3.0e-10

-0.2

-0.3

2.0e-10

-0.4

-0.5

1.0e-10

-0.6

39.6

39.5

39.4

39.3

39.2

39.1

Galactic longitude

G039.34-00.26

G039.34-00.31

10-10

XRB

10-11

10-12

4.6 4.7 4.8 4.9 5.0 5.1 5.2 5.3 5.4

Distance to SS 433, kpc

Рис. 4. Область, внутри которой ожидается отражение от облаков G039.34-00.31 и G039.34-00.26 и которая попадает

в область покрытия наблюдений Chandra. Верхняя панель. Карта поверхностной яркости в диапазоне 4-8 кэВ

(в единицах эрг/с/см²/кв. градус), построенная на основе данных Chandra после вычитания точечных источников.

Сплошныепрямоугольныеобласти(отмеченные как s1 и s2) былииспользованыв качестве областейизвлечения сигнала,

штриховые области (отмеченные как b1, b2 и b3) использовались для определения уровня фона. Средняя панель.

Ожидаемая поверхностная яркость отраженного излучения в диапазоне 4-8 кэВ (в единицах эрг/с/см²/кв. градус) в

случае облучающего источника на расстоянии 4.8 кпк с видимой светимостью 10³⁹ эрг/с в диапазоне 4-8 кэВ и углом

коллимации 50^◦. Нижняя панель. Зависимость ожидаемой поверхностной яркости в этих областях от предполагаемого

расстояния до облучающего источника: черные кривые — для областей извлечения сигнала, синие кривые — для

областей определения фона (как указано в подписи к каждой из кривых). Красная штрих-пунктирная линия показывает

ожидаемый уровень рентгеновского фона (КРФ + излучение Галактического хребта).

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

ОГРАНИЧЕНИЯ НА КОЛЛИМИРОВАННОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ

337

4. РЕЗУЛЬТАТЫ

Для того чтобы оценить возможные вариации

уровня фона между выбранными нами областями

4.1. G039.34-00.31 & G039.34-00.26

(наличие которых можно ожидать в особенности

Наблюдение Chandra ObsId 1988 проводилось

для части КРФ, связанной с излучение Галакти-

в конфигурации ACIS-S с полным времени экспо-

ческого хребта, учитывая, что протяженность поля

зиции 98 килосекунд, его первичной мишенью был

зрения на ≈0.5^◦ вдоль Галактической широты),

остаток вспышки сверхновой 3C 396 (Олберт и др.,

для каждой области извлечения сигнала было про-

2003). Во избежание загрязнения протяженным

ведено вычитание спектра фона, определенного в

излучением этого остатка сверхновой, мы полно-

каждой из трех фоновых областей, и рассчита-

стью исключили из рассмотрения чип с первичной

на поверхностная яркость остаточного излучения.

мишенью (чип S3). Полученная карта поверхност-

Получившиеся значения оказываются совмести-

ной яркости в диапазоне 4-8 кэВ показана на

мы между собой (∼10-11 эрг/с/см²/кв. градус)

рис. 4 (верхняя панель). Видно, что значимого

в пределах соответствующих неопределенностей

превышения фона на ней нет.

(∼ нескольких 10-12 эрг/с/см²/кв. градус), как

показано на левой панели рис. 5.

Как отмечалось выше, для определения верх-

них пределов на отраженное излучение ключевым

Ввиду этого мы комбинируем все три значения

моментом является выбор подходящих областей

для каждой области извлечения сигнала, что да-

извлечения сигнала и фона. В данном случае два

ет измеряемую поверхностную яркость (7 ± 3) ×

облака, G039.34-00.31 и G039.34-00.26, попадают

× 10-12 эрг/с/см²/кв. градус для области 1 и (11 ±

в поле зрения (см. среднюю панель на рис. 4,

± 4) × 10-12 эрг/с/см²/кв. градус для области 2.

где показана ожидаемая морфология отраженно-

Соответствующие 1σ верхние пределы на отражен-

го излучения в случае облучающего источника,

ное излучение получаются равными 1.0 × 10-11 и

расположенного на расстоянии dSS433 = 4.8 кпк

1.5 × 1.0-11 эрг/с/см²/кв. градус.

с видимой светимостью L_X = 10³⁹ эрг/с и мак-

Далее можно сравнить эти верхние преде-

симальным углом коллимации). Ввиду этого нами

лы с ожидаемой поверхностной яркостью отра-

были выбраны две области извлечения сигнала, s1

женного излучения для тех же областей. Для

и s2 (см. рис. 4), внутри которых предсказываемый

видимой светимости облучающего источника

отраженный сигнал относится к одному из этих

двух облаков в разных пропорциях в зависимости

10³⁹ эрг/с и угла коллимации 50^◦ она составляет

от положения облучающего источника и угла кол-

≈10-10 эрг/с/см²/кв. градус для широкого диа-

лимации (см. нижнюю панель на рис. 4). Как можно

пазона расстояний до SS 433 от 4.6 до 5 кпк (см.

было ожидать из расстояний вдоль луча зрения

левую панель рис. 5). Следовательно, полученные

до G039.34-00.31 (4.5 ± 0.2 кпк) и G039.34-00.26

верхние пределы переводятся в верхний предел

(4.9 ± 0.5 кпк), ожидаемое излучение имеет широ-

на светимость на уровне 2 × 10³⁸ эрг/с для обеих

кий пик для расстояний до облучающего источника

областей извлечения сигнала при расстоянии до

вблизи dSS433 ≈ 4.8 кпк для области s1 и dSS433 ≈

SS 433 меньше чем 5 кпк.

≈ 4.65 кпк для области s2.

Такой результат, принятый как есть, по сути

Помимо этого, потенциальный сигнал отраже-

означал бы исключение возможной ассоциации

ния оказывается очень протяженным, занимая зна-

SS 433 с УРИ по крайней мере для половины до-

чительную долю всей апертуры, так что оказы-

пустимого на данный момент диапазона расстояний

вается невозможным выбрать области извлечения

до него, т.е. для dSS433 от 4.5 до 5 кпк. Такая ши-

фона, полностью свободные от него. Тем не менее

рокая применимость полученного ограничения воз-

мы построили три области, для которых этот вклад

никает благодаря величине предполагаемого угла

как минимум на порядок ниже, чем для областей

коллимации. Чтобы показать, как ситуация изме-

извлечения сигнала (см. синие кривые на нижней

нится для меньших значений угла коллимации, мы

панели рис. 4).

также провели расчеты отраженного излучения в

При этом для видимой светимости ниже L_X =

случае Θ_r = 21^◦ (т.е. равном амплитуде прецессии

струй Θ_p = 21^◦) и Θ_r = 10^◦ (см. правую панель на

= 10³⁹ эрг/с ожидаемый вклад сигнала рентгенов-

ского отражения в областях извлечения фона по

рис. 5). Получающиеся верхние пределы действи-

тельно становятся слабее, но, тем не менее, мы

крайней мере в несколько раз меньше ожидаемого

уровня рентгеновского фона. Поэтому возможное

получаем L_X < 10³⁹ эрг/с для всех dSS433 меньше

завышение оцениваемого уровня фона вследствие

5 кпк независимо от угла коллимации.

такого загрязнения (а значит и возможное избы-

Причиной этого является то, что эти два облака

точное вычитание фона из областей извлечения

лежат внутри проекции на небо прецессионного

сигнала) должно быть менее важным, чем реальная

конуса SS 433, будучи при этом довольно про-

неопределенность в определении фона.

тяженными (вместе занимая ∼40 пк вдоль луча

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

338

ХАБИБУЛЛИН, САЗОНОВ

4.6

4.7

4.8

4.9

5.0

5.1

5.2

5.3

5.4

4.6

4.7

4.8

4.9

5.0

5.1

5.2

5.3

5.4

G039.34-00.26

G039.34-00.31

10-10

XRB

10-11

10-12

10⁴⁰

10³⁹

0.1

10³⁸

0.1

10³⁸

0.01

10³⁷

4.6

4.7

4.8

4.9

5.0

5.1

5.2

5.3

5.4

4.6

4.7

4.8

4.9

5.0

5.1

5.2

5.3

5.4

Distance to SS 433, kpc

Рис. 5. Левая панель. Зависимостьожидаемогоотраженногоизлучения(для LX = 10³⁹ эрг/си Θr = 50^◦) от положения

облучающего источника вдоль луча зрения. Сплошные синие и красные кривые относятся к областям s1 и s2

соответственно (см. рис. 4). Заштрихованные регионы показывают измеренный уровень поверхностной яркости в этих

областях (синим для s1, красным для s2) с 1σ неопределенностью, полученные с помощью комбинирования отдельных

измерений на основе вычитания фона, определенного в трех разных областях. Уровни этих трех индивидуальных

измерений помечены на правой оси (синим для s1, красным для s2) в порядке сверху-вниз в соответствии с метками

b1-b3. Уровни индивидуальных измерений вполне согласуются с комбинированными значениями. Черная штрих-

пунктирная линия показывает ожидаемый уровень рентгеновского фона в рассмотренных областях. Нижняя часть

графика показывает отношения предсказываемой поверхностной яркости к измеряемой (левая ось) и получаемые

из этого верхние пределы на видимую светимость (правая ось). Правая панель. Аналогично левой панели, но для

зависимости ожидаемой поверхностной яркости и соответствующих отношений в случае Θr = 21^◦ = Θp (сплошные

кривые) и Θr = 10^◦ (штриховые линии). Для сравнения случай Θr = 50^◦ (см. левую панель) показан пунктирными

линиями.

зрения, см. табл. 1), так что даже для относительно

поверхностной яркости в диапазоне 4-8 кэВ пока-

небольших углов коллимации Θ_r ∼ 10^◦ есть значи-

зана на рис. 6. Значимых превышений над уровнем

тельная вероятность, что некоторая доля их массы

фона на ней не видно.

окажется внутри прецессирующего конуса облу-

По сравнению с предыдущим случаем ситуация

чения (см. подробное обсуждение в Хабибуллин и

здесь значительно проще, поскольку только одно

Сазонов, 2016). Конечно, в случае маленьких углов

облако потенциально может давать вклад в отра-

коллимации, Θ_r ≪ Θ_p, необходимо делать поправ-

женное излучение, и этот сигнал предсказывается

ку на “рабочий цикл” облучения (Хабибуллин и

не очень протяженным (к сожалению, наиболее

Сазонов, 2016), но этот эффект, вероятно, меньше

яркое пятно в ожидаемом отраженном излучении

неопределенностей, связанных с отсутствием точ-

попадает в промежуток между чипами, см. рис. 6).

ных оценок расстояний до облаков.

По этой причине мы использовали по одной обла-

сти извлечения сигнала и определения фона. Ожи-

4.2. G041.04-00.26

даемая поверхностная яркость отраженного излу-

чения в области извлечения сигнала равна ∼3 ×

Наблюдение Chandra с ObsId 1042 проводилось

в ACIS-S конфигурации с полным временем экс-

× 10-11 эрг/с/см²/кв. градус при L_X = 10³⁹ эрг/с,

позиции 66 килосекунд, его первичной мишенью

Θ_r = 50^◦ и расположении облучающего источни-

был остаток вспышки сверхновой 3C 397 (Сафи-

ка на расстоянии dSS433 = 4.7 кпк (см. среднюю

Харб и др., 2005). Подобно предыдущему слу-

панель на рис. 6). Внутри области, выбранной

чаю, мы полностью исключили из рассмотрения

для определения фона, ожидается только прене-

чип, содержащий мишень наблюдения (S3), для

брежимо малое количество отраженного излучения

того, чтобы избежать загрязнения протяженным

(см. нижнюю панель на рис. 6). Поскольку обла-

излучением остатка сверхновой. Полученная карта

ко G041.04-00.26 располагается далеко (≈50^◦) от

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

2019

№5

ОГРАНИЧЕНИЯ НА КОЛЛИМИРОВАННОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ

339

4.0e-10

оси конуса прецессии струй SS 433, оно может

Chandra, 4-8 keV

облучаться только в случае Θ_r ≳ 30^◦ (см. рис. 4 в

Хабибуллин и Сазонов, 2016). Причем ожидаемая

доля времени, в течение которого облако может

-0.1

3.0e-10

находиться внутри конуса облучения (т.е.

“ра-

бочий цикл” облучения), оказывается ≳0.3 лишь

-0.2

для Θ_r ≳ 40^◦, быстро спадая до нуля при Θ_r ≲

2.0e-10

30^◦ (см. рис. 2 в Хабибуллин и Сазонов, 2016). Как

-0.3

следствие, получаемые на основе данного облака

ограничения более всего соответствуют большим

-0.4

1.0e-10

углам коллимации.

Измеренная после вычитания фона поверхност-

41.3

41.2

41.1

41.0

40.9

40.8

ная яркость в диапазоне 4-8 кэВ равна (12 ±

Galactic longitude

± 2) × 10-12 эрг/с/см²/кв. градус, и верхний пре-

4.0e-10

дел на отраженное рентгеновское излучение 1.4 ×

× 10-11 эрг/с/см²/кв. градус, оказывается весьма

4.7 kpc

похожим на верхние пределы, полученные нами в

предыдущем случае. Это приводит к верхнему пре-

3.0e-10

−0.1

эрг/с при

делу на видимую светимость ∼5 × 10³⁸

эрг/с при dSS433 =

dSS433 ≲ 4.8 кпк и ≲3 × 10³⁹

-0.2

= 4.8-5 кпк, предполагая, что Θ_r = 50^◦ (см. ниж-

2.0e-10

нюю панель на рис. 6). Повторим, что поскольку

данное облако расположено вдали от оси прецес-

-0.3

сии, то ограничения, получаемые в случае Θ_r0^◦,

1.0e-10

гораздо слабее, а именно L_X ≲ 10³⁹ эрг/с при

-0.4

dSS433 ≲ 4.7 кпк, и ≲10⁴⁰ эрг/с вплоть до dSS433 =

41.3

41.2

41.1

41.0

40.9

40.8

= 4.85 кпк.

Galactic longitude

Ограничения, полученные на основе данного

облака, заметно слабее тех, что были получены

G041.04-00.26

XRB

в случае G039.34-00.31 и G039.34-00.26. Тем не

менее они очень важны, так как позволяют умень-

10-11

шить условность получаемых результатов, т.е. их

зависимость от попадания индивидуальных обла-

ков в конус облучения SS 433 (с учетом имеющихся

30°

50°

неопределенностей в оценках расстояний для ин-

дивидуальных облаков).

10-12

4.3. G036.14+00.09

10⁴⁰

Наблюдение Chandra с ObsId 12557 проводи-

10³⁹

лось в конфигурации ACIS-I с полным временем

экспозиции 38 килосекунд, его первичной мише-

0.1

10³⁸

нью был молодой пульсар PSR J1856+0245 (Рус-

4.6 4.7 4.8 4.9 5.0 5.1 5.2 5.3 5.4

со и др., 2012). Этот источник не очень ярок,

Distance to SS 433, kpc

≲10-13 эрг/с/см2, и при этом нет проявлений

Рис. 6. Аналогично рис. 4 для области, в которой

связанного с ним протяженного излучения вплоть

ожидается отраженное рентгеновское излучение обла-

ка G041.04-00.26. Нижняя панель показывает ожи-

до еще более низкого уровня потока (Руссо и др.,

даемую поверхностную яркость отраженного излуче-

2012), так что он может быть легко исключен

ния внутри области извлечения сигнала для Θr =

при помощи стандартной процедуры для точеч-

= 50^◦ (синяя кривая) и Θr = 30^◦ (красная кривая),

ных источников. Это позволило нам использовать

а также для области определения фона (штриховая

практически всю площадь всех четырех чипов для

кривая) в зависимости от предполагаемого расстояния

до SS 433. Заштрихованная область показывает изме-

размещения областей извлечения сигнала и опре-

ренную поверхностную яркость в области извлечения

деления фона. Полученная карта поверхностной

сигнала. В нижней части этой панели показаны отно-

яркости в диапазоне 4-8 кэВ показана на рис. 7

шения предсказываемой к измеряемой поверхностной

(верхняя панель). Значимый избыток над уровнем

яркости. Длинными штрихами отмечен уровень 4 ×

фона здесь также не наблюдается.

× 10³⁹ эрг/с (см. обсуждение в тексте).

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

340

ХАБИБУЛЛИН, САЗОНОВ

4.0e-10

Облако G036.14+00.09 — одно из наименее

массивных в нашей выборке (см. табл. 1) — оно

Chandra, 4-8 keV

на порядок величины менее массивно, чем три

0.2

облака, рассмотренные нами ранее. В результате

3.0e-10

ожидаемая для него поверхностная яркость от-

раженного рентгеновского излучения оказывается

0.1

ниже уровня рентгеновского фона даже для L_X =

= 10³⁹ эрг/с и Θ_r = 50^◦, достигая максимальных

2.0e-10

значений при dSS433 ≈ 4.9 кпк (см. среднюю

панель на рис. 7). Однако, благодаря относительно

большому проекционному расстоянию от него до

-0.1

1.0e-10

SS 433, оно может попадать в конус облучения

для относительно большего диапазона dSS433, при

36.2

36.1

36.0

35.9

35.8

условии, что Θ_r достаточно велико, чтобы компен-

Galactic longitude

сировать сравнительно большое (∼35^◦) расстояние

этого облака от оси прецессии (см. рис. 2 и 4 в

4.0e-11

Хабибуллин и Сазонов, 2016). Если Θ_r < 35^◦, то

4.9 kpc

доступный диапазон dSS433 становится достаточно

0.2

узким с центром вблизи 4.8 кпк.

3.0e-11

Измеренная поверхностная яркость в диапазоне

4-8 кэВ равна (11 ± 5) × 10-12 эрг/с/см²/кв. гра-

0.1

дус, так что верхний предел на отраженное рентге-

2.0e-11

новское излучение 1.6 × 10-11 эрг/с/см²/кв. гра-

дус вновь оказывается близок к верхним преде-

лам, полученным в предыдущих случаях. Для Θ_r =

= 50^◦ получающийся верхний предел на видимую

-0.1

1.0e-11

светимость равен ∼5 × 10³⁹ эрг/с для широко-

го диапазона расстояний, dSS433 = 4.7-5.2 кпк, в

36.2

36.1

36.0

35.9

35.8

то время как он оказывается меньше 10⁴⁰ эрг/с

Galactic longitude

для всех dSS433 < 5.3 кпк (см. нижнюю панель на

рис. 7). Для Θ_r = 21^◦ ограничение L_X < 10⁴⁰ эрг/с

G036.14+00.09

остается верно для dSS433 = 4.65-4.95 кпк, при

XRB

этом наилучшее ограничение (L_X < 3 × 10³⁹ эрг/с

для dSS433 ≈ 4.8 кпк) остается без изменения.

10-11

Таким образом, основной вклад данного облака

заключается в том, что оно дает умеренный верх-

50°

21°

ний предел для широкого диапазона dSS433 при

условии, что Θ_r ≳ 35^◦, и в частности для dSS433 >

10-12

> 5.1 кпк, т.е. там, где полученные ранее ограниче-

ния были очень слабы (см. рис. 5 и 6). Для меньших

Θ_r данное облако усиливает независимость полу-

ченных ограничений на L_X

от неопределенностей

10⁴⁰

в положении индивидуальных облаков для dSS433

10³⁹

вблизи 4.8 кпк.

0.1

10³⁸

4.6 4.7 4.8 4.9 5.0 5.1 5.2 5.3 5.4

5. ОБСУЖДЕНИЕ И ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Distance to SS 433, kpc

В предыдущей Части были получены верхние

пределы на видимую светимость SS 433 в диапа-

Рис. 7. Аналогично рис. 6 для области, в которой

зоне 4-8 кэВ на основе ограничений на отражен-

ожидается отраженное рентгеновское излучение об-

ный сигнал от индивидуальных облаков. Эти верх-

лака G036.14+00.09. Отметим десятикратное измене-

ние масштаба цветовой шкалы на средней панели из-

ние пределы могут быть скомбинированы, пред-

за значительно меньшей массы данного облака (см.

полагая, что оценки расстояний для всех облаков

табл. 1).

точны. Получающиеся кривые для разных зна-

чений угла коллимации показаны на рис. 8. Как

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

ОГРАНИЧЕНИЯ НА КОЛЛИМИРОВАННОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ

341

10⁴¹

Θ_r ≳ 30^◦ каждое из четырех рассмотренных нами

облаков (расположенных на расстояниях 4.55 ±

± 0.18 кпк, 4.72 ± 0.17 кпк, 4.93 ± 0.46 кпк и 5.15 ±

± 0.25 кпк, см. табл. 1) дает ограничение на уровне

не выше, чем ∼4 × 10³⁹ эрг/с (этот уровень отмечен

10⁴⁰

длинными горизонтальными штрихами на нижних

панелях рис. 6 и 7). В этом случае, конечно, чув-

ствительность полученного результата к попада-

нию индивидуальных облаков в конус облучения

10³⁹

существенно уменьшается.

Мы не рассматривали отдельно случай Θ_r ≪

≪ Θ_p = 21^◦ (за исключением кривой для Θ_r =

= 10^◦ на рис. 5), поскольку тогда размер области

10³⁸

облучения становится сравним с типичным раз-

мером облаков, и также требуется принимать во

внимание “рабочий цикл” облучения. Как след-

4.6

4.7

4.8

4.9

5.0

5.1

5.2

5.3

5.4

ствие, соответствующие ограничения зависят от

Distance to SS 433. kpc

Θ_r и других параметров очень сложным образом,

Рис. 8. Совместные верхние пределы на видимую све-

не позволяя получить какие-либо строгие выводы.

тимость SS 433 в диапазоне 4-8 кэВ в зависимости от

Для маленьких углов коллимации, по-видимому,

положения системы вдоль луча зрения на основе огра-

предпочтительным остается рассмотрение отраже-

ничений, полученных для индивидуальных облаков.

ния на атомарном газе, даже несмотря на то, что

Черная кривая соответствует углу полураствора ко-

ожидаемая в этом случае поверхностная яркость

нуса коллимированного излучения Θ=50^◦, синяя кри-

отраженного излучения гораздо ниже, чем в случае

вая — Θr = 30^◦, красная кривая — Θr = Θp = 21^◦.

молекулярных облаков.

Наконец, мы можем преобразовать полученные

обсуждалось выше, основной вклад дается об-

пределы из энергетического диапазона 4-8 кэВ в

лаками G039.34-00.31 и G039.34-00.26, которые

более широко используемый диапазон 2-10 кэВ.

достаточно массивны и находятся вблизи небесной

Это может быть сделано при помощи переводных

проекции оси прецессии струй (см. рис. 1).

коэффициентов, приведенных в приложении к ста-

Для максимального угла коллимации Θ_r ≈ 50^◦

тье Хабибуллин и Сазонов (2016). В частности, для

верхний предел равен ∼10³⁸ эрг/с для dSS433 <

степенного спектра с экспоненциальным завалом

этот коэффициент варьируется от 2 до 4 при Γ = 2

< 5кпк,послечегоонбыстрорастетдо∼1039 эрг/с

и энергии завала между 3 и 10 кэВ. Следовательно,

для dSS433 ≈ 5.15 кпк и ∼10⁴⁰ эрг/с для dSS433 ≈

для Θ_r ≳ 21^◦ и dSS433 < 4.9 кпк получается предел

≈ 5.3 кпк. Для dSS433 > 5.3 кпк рассмотренные

LX,2-10 < 8 × 10³⁸ эрг/с на видимую светимость

облака, к сожалению, не позволяют получить су-

щественных ограничений даже для самых больших

в диапазоне 2-10 кэВ. Взятый как есть, этот

результат фактически исключил бы ассоциацию

значений угла коллимации. В случае меньших углов

SS 433 с УРИ. Однако этот результат в основ-

коллимации, Θ_r ≈ Θ_p = 21^◦, ситуация не меняется

ном вытекает из ограничений, полученных по двум

сильно для dSS433 < 4.9 кпк, а именно, верхний

облакам, и существует значительная вероятность

предел остается на уровне ≲2 × 10³⁸ эрг/с, но

того, что в действительности они не попадают в ко-

он увеличивается до ∼5 × 10³⁸ эрг/с для dSS433 ≈

нус облучения. Наиболее консервативная оценка,

≈ 5 кпк и ∼10⁴⁰ эрг/с для dSS433 ≈ 5.15 кпк. Таким

основанная на ограничениях по четырем облакам,

образом, даже для умеренных значений угла кол-

оказывается LX,2-10 ≲ 10⁴⁰ эрг/с, если dSS433 =

лимации получается очень сильное ограничение в

= 4.65-4.85 кпк. В таком случае можно заключить,

широком диапазоне dSS433.

что принадлежность SS 433 к ярчайшим ультра-

В действительности, однако, неопределенности

ярким рентгеновским источникам при наблюдении

в расстояниях до индивидуальных облаков до-

“лицом” маловероятна (если только рентгеновское

статочно велики (≳100 парсек, см. табл. 1), так

излучение системы не очень сильно коллимиро-

что реальное расположение облаков относительно

ванно), несмотря на исключительно высокий темп

SS 433 может значительно отличаться от предпо-

переноса вещества в системе. Очевидно, требуется

лагаемого в нашем моделировании. Поэтому сто-

улучшение покрытия молекулярных облаков рент-

ит рассмотреть, сколько облаков вносят вклад в

геновскими наблюдениями для того, чтобы данный

ограничение для каждого dSS433. Как можно видеть

результат мог быть расширен на больший диапазон

из рис. 5, 6 и 7, для dSS433 = 4.75 ± 0.1 кпк и

dSS433, а также, чтобы устранить его зависимость

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

342

ХАБИБУЛЛИН, САЗОНОВ

от попадания индивидуальных облаков в предпола-

Бегельман и др. (M.C. Begelman, A.R. King, and

гаемый конус облучения.

J.E. Pringle), MNRAS 370, 399 (2006).

Бланделл, Боулер (K.M. Blundell and M.G. Bowler),

Полученные ограничения могут указывать на

Astrophys. J. 616, L159 (2004).

то, что SS 433 является сверхмягким ультраяр-

Бринкманн и др. (W. Brinkmann, T. Kotani, and

ким рентгеновским источником (Уркхарт и Сория,

N. Kawai), Astron. Astrophys. 431, 575 (2005).

2016; Хабибуллин и Сазонов, 2016). Источники

Вайсберг и др. (I. Waisberg, J. Dexter,

этого класса имеют видимую светимость около

P. Olivier-Petrucci, G. Dubus, and K. Perraut),

нескольких 10³⁹ эрг/с, причем у них практически

arXiv, arXiv:1811.12564 (2018).

нет излучения выше 2 кэВ. Безусловно, рассмот-

Ван ден Хевел и др. (E.P.J. van den Heuvel,

ренный нами сигнал отражения не позволяет огра-

S.F. Portegies Zwart, and S.E. de Mink), MNRAS

ничить светимость источника ниже 2 кэВ, посколь-

471, 4256 (2017).

ку альбедо отражения (суть отношение сечений

Вихлинин и др. (A. Vikhlinin, M. Markevitch,

рассеяния и фотопоглощения) на этих энергиях

S.S. Murray, C. Jones, W. Forman, and

очень низко. В таком случае, однако, возможно

L. Van Speybroeck), Astrophys. J. 628, 655 (2005).

исследовать предполагаемое влияние этого излу-

Гильфанов и др. (M. Gilfanov, H.-J. Grimm, and

R. Sunyaev), NuPhS 132, 369 (2004).

чения на более близкую окрестность SS 433 (Пан-

10.

Гудолл и др. (P.T. Goodall, F. Alouani-Bibi, and

феров и Фабрика, 1993; Хабибуллин и Сазонов,

K.M. Blundell), MNRAS 414, 2838 (2011).

2016, 2017; Вайсберг и др., 2018).

11.

Долан и др. (J.F. Dolan, P.T. Boyd, S. Fabrika,

В заключение отметим, что полученные ограни-

S. Tapia, V. Bychkov, A.A. Panferov, M.J. Nelson, et

чения соответствуют светимости, усредненной по

al.), Astron. Astrophys. 327, 648 (1997).

значительному промежутку времени, ввиду эффек-

12.

Исраэль и др. (G.L. Israel, A. Papitto, P. Esposito,

та конечности скорости распространения света. А

L. Stella, L. Zampieri, A. Belfiore, G.A. Rodr´ıguez

именно, время прохождения света через типичное

Castillo, et al.), MNRAS 466, L48 (2017).

облако составляет ∼50 лет, в то время как рас-

13.

Каарет и др. (P. Kaaret, H. Feng, and T.P. Roberts),

пространение излучения от SS 433 до любого из

Am. Rev. Astron. Astrophys. 55, 303 (2017).

рассмотренных облаков занимает ∼600 или более

14.

Кабальеро-Гарсия и др. (M.D. Caballero-Garcia,

лет. Наблюдения показывают стабильность SS 433

S. Fabrika, A.J. Castro-Tirado, M. Bursa,

M. Dovciak, A. Castellon, and V. Karas), arXiv,

на протяжении последних 40 лет, в течение кото-

arXiv:1802.07149 (2018).

рых доступны непосредственные наблюдения (см.,

15.

Кавашима и др. (T. Kawashima, K. Ohsuga,

например, Черепащук и др., 2018), в то время как

S. Mineshige, T. Yoshida, D. Heinzeller, and

структуры, наблюдаемые внутри туманности W 50,

R. Matsumoto), Astrophys. J. 752, 18 (2012).

указывают на активность SS 433 за последние

16.

Кальберла, Керп (P.M.W. Kalberla and J. Kerp), Am.

∼1000 лет или более (Гудолл, Алуани-Биби, Блан-

Rev. Astron. Astrophys. 47, 27 (2009).

делл, 2011; Панферов, 2017). Помимо этого, по-

17.

Карпано и др. (S. Carpano, F. Haberl, C. Maitra, and

следний временной масштаб должен быть короче,

G. Vasilopoulos), MNRAS 476, L45 (2008).

чем характерные времена эволюции системы (см.,

18.

Кинг и др. (A.R. King, M.B. Davies, M.J. Ward,

например, Павловский и др., 2017; Ван ден Хевел,

G. Fabbiano, and M. Elvis), Astrophys. J. 552, L109

Портегис Цварт и де Минк, 2017). Таким образом,

(2001).

полученные ограничения могут рассматриваться

19.

Котани и др. (T. Kotani, N. Kawai, M. Matsuoka,

именно как пределы на современную видимую све-

and W. Brinkmann), Publ. Astron. Soc. Japan 48, 619

тимость SS 433.

(1996).

20.

МакКи, Острайкер (C.F. McKee and E.C. Ostriker),

Данное исследование было поддержано грантом

Am. Rev. Astron. Astrophys. 45, 565 (2007).

14-12-01315 Российского научного фонда. Мы вы-

21.

Маршалл и др. (H.L. Marshall, C.R. Canizares, and

ражаем искреннюю благодарность Е.М. Чуразову

N.S. Schulz), Astrophys. J. 564, 941 (2002).

за предоставление программного пакета для под-

22.

Маршалл и др. (H.L. Marshall, C.R. Canizares,

готовки, первичной обработки и анализа данных

T. Hillwig, A. Mioduszewski, M. Rupen, N.S. Schulz,

обсерватории Chandra, помощь в работе с ним и

M. Nowak, and S. Heinz), Astrophys. J. 775, 75

ценные обсуждения.

(2013).

23.

Медведев, Фабрика (A. Medvedev and S. Fabrika),

MNRAS 402, 479 (2010).

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

24.

Медведев и др. (P.S. Medvedev, I.I. Khabibullin,

1. Абрамович и др. (M.A. Abramowicz, M. Calvani, and

S.Y. Sazonov, E.M. Churazov, and S.S. Tsygankov),

L. Nobili), Astrophys. J. 242, 772 (1980).

Aston. Lett. 44, 390 (2018).

2. Бачетти и др. (M. Bachetti, F.A. Harrison,

25.

Миллер-Джонс и др. (J.C.A. Miller-Jones,

D.J. Walton, B.W. Grefenstette, D. Chakrabarty,

S. Migliari, R.P. Fender, T.W.J. Thompson,

F. F ¨urst, D. Barret, A. Beloborodov, et al.), Nature

M. van der Klis, and M. M ´endez), Astrophys. J.

514, 202 (2014).

682, 1141 (2008).

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

ОГРАНИЧЕНИЯ НА КОЛЛИМИРОВАННОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ

343

26.

Мильяри и др. (S. Migliari, R. Fender, and

45.

Сугизаки и др. (M. Sugizaki, K. Mitsuda, H. Kaneda,

M. M ´endez), Scince 297, 1673 (2002).

K. Matsuzaki, S. Yamauchi, and K. Koyama),

27.

Минео и др. (S. Mineo, M. Gilfanov, and

Astrophys. J. Suppl. Ser. 134, 77 (2001).

R. Sunyaev), MNRAS 419, 2095 (2012).

46.

Сюняев,

Чуразов

(R.A.

Sunyaev

and

28.

Моларо и др. (M. Molaro, R. Khatri, and

E.M. Churazov), Astron. Lett. 22, 648 (1996).

R.A. Sunyaev), Astron. Astrophys.

564, A107

47.

Уолтон и др. (D.J. Walton, et al.), Astrophys. J. 793,

(2014).

21 (2014).

29.

Олберт и др. (C.M. Olbert, J.W. Keohane,

48.

Уркхарт, Сория (R. Urquhart and R. Soria), MNRAS

K.A. Arnaud, K.K. Dyer, S.P. Reynolds, and

456, 1859 (2016).

S. Safi-Harb), Astrophys. J. 592, L45 (2003).

49.

Фабрика, Мещеряков (S. Fabrika and

30.

Осуга, Минешай (K. Ohsuga and S. Mineshige),

A. Mescheryakov), IAU Simp. 205, 268 (2001).

SSRv, 183, 353 (2014).

50.

Фабрика (S. Fabrika), ASPRv 12, 1 (2004).

31.

Панферов, Фабрика (A.A. Panferov and

S.N. Fabrika), Astron. Lett. 19, 41 (1993).

51.

Фабрика и др. (S. Fabrika, Y. Ueda, A. Vinokurov,

32.

Павловский и др. (K. Pavlovskii, N. Ivanova,

O. Sholukhova, and M. Shidatsu), NatPh 11, 551

K. Belczynski, and K.X. Van), MNRAS 465, 2092

(2015).

(2017).

52.

Фюрст и др. (F. F ¨urst, et al.), Astrophys. J. 831, L14

33.

Панферов (A. Panferov), Astron. Astrophys. 562,

(2016).

A130 (2014).

53.

Хабибуллин и др. (I. Khabibullin, P. Medvedev, and

34.

Панферов (A.A. Panferov), Astron. Astrophys. 599,

S. Sazonov), MNRAS 455, 1414 (2016).

A77 (2017).

54.

Хабибуллин, Сазонов (I. Khabibullin and

35.

Поутанен и др. (J. Poutanen, G. Lipunova,

S. Sazonov), MNRAS 457, 3963 (2016).

S. Fabrika, A.G. Butkevich, and P. Abolmasov),

55.

Хабибуллин, Сазонов (I.I. Khabibullin and

MNRAS 377, 1187 (2007).

S.Y. Sazonov), Astron. Lett. 43, 388 (2007).

36.

Раппапорт и др. (S.A. Rappaport, P. Podsiadlowski,

56.

Черепащук и др. (A.M. Cherepashchuk, V.F. Esipov,

and E. Pfahl), MNRAS 356, 401 (2005).

A.V. Dodin, V.V. Davydov, and A.A. Belinskii),

37.

Ратборн и др. (J.M. Rathborne, A.M. Johnson,

Astron. Rep. 62, 747 (2018).

J.M. Jackson, R.Y. Shah, and R. Simon), Astrophys.

57.

Черепащук и др. (A.M. Cherepashchuk,

J. Suppl. Ser. 182, 131 (2009).

38.

Ревнивцев и др. (M. Revnivtsev, S. Sazonov,

K.A. Postnov, and A.A. Belinski), MNRAS 479,

M. Gilfanov, E. Churazov, and R. Sunyaev), Astron.

4844 (2018).

Astrophys. 452, 169 (2006).

58.

Чуразов и др. (E. Churazov, R. Sunyaev, and

39.

Роман-Дюваль и др. (J. Roman-Duval,

R. Sazonov), MNRAS 330, 817 (2002).

J.M. Jackson, M. Heyer, A. Johnson, J. Rathborne,

59.

Чуразов и др. (E. Churazov, A. Vikhlinin,

R. Shah, and R. Simon), Astrophys. J. 699, 1153

Zhuravleva, A. Schekochihin, I. Parrish,

(2009).

Sunyaev, W. Forman, H. B ¨ohringer, and

40.

Роман-Дюваль и др. (J. Roman-Duval,

S. Randall), MNRAS 421, 1123 (2012).

J.M. Jackson, M. Heyer, J. Rathborne, and

60.

Чуразов и др. (E. Churazov, I. Khabibullin,

R. Simon), Astrophys. J. 723, 492 (2010).

R. Sunyaev, and G. Ponti), MNRAS

465,

41.

Руссо и др. (R. Rousseau, et al.), Astron. Astrophys.

(2017).

544, A3 (2012).

61.

Чуразов и др. (E. Churazov, I. Khabibullin, G. Ponti,

42.

Сазонов, Хабибуллин (S. Sazonov and

and R. Sunyaev), MNRAS 468, 165 (2017).

I. Khabibullin), MNRAS 466, 1019 (2017).

62.

Чуразов и др. (E. Churazov, I. Khabibullin,

43.

Сазонов, Хабибуллин (S.Y. Sazonov and

R. Sunyaev, and G. Ponti), MNRAS 471, 3293

I.I. Khabibullin), Astron. Lett. 43, 211 (2017).

(2017).

44.

Сафи-Харб и др. (S. Safi-Harb, G. Dubner, R. Petre,

S.S. Holt, and P. Durouchoux), Astrophys. J. 618,

63.

Шакура, Сюняев (N.I. Shakura and R.A. Sunyaev),

321 (2005).

Astron. Astrophys. 24, 337 (1973).

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019