Обратное комптоновское рассеяние в ближнем узле джета квазара 3С 273
Показано, что за рентгеновское излучение ближнего узла джета 3С 273 может быть ответственно обратное комптоновское рассеяние радиоизлучения квазара. При определенных условиях имеется возможность определения положения низкочастотного завала в спектре квазара по рентгеновскому излучению его джета. Пок...
Saved in:
| Date: | 2010 |
|---|---|
| Main Authors: | , |
| Format: | Article |
| Language: | Russian |
| Published: |
Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України
2010
|
| Subjects: | |
| Online Access: | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/17320 |
| Tags: |
Add Tag
No Tags, Be the first to tag this record!
|
| Journal Title: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| Cite this: | Обратное комптоновское рассеяние в ближнем узле джета квазара 3С 273 / М.С. Михайлова, В.М. Конторович // Вопросы атомной науки и техники. — 2010. — № 4. — С. 149-154. — Бібліогр.: 23 назв. — рос. |
Institution
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| _version_ | 1860221291884183552 |
|---|---|
| author | Михайлова, М.С. Конторович, В.М. |
| author_facet | Михайлова, М.С. Конторович, В.М. |
| citation_txt | Обратное комптоновское рассеяние в ближнем узле джета квазара 3С 273 / М.С. Михайлова, В.М. Конторович // Вопросы атомной науки и техники. — 2010. — № 4. — С. 149-154. — Бібліогр.: 23 назв. — рос. |
| collection | DSpace DC |
| description | Показано, что за рентгеновское излучение ближнего узла джета 3С 273 может быть ответственно обратное комптоновское рассеяние радиоизлучения квазара. При определенных условиях имеется возможность определения положения низкочастотного завала в спектре квазара по рентгеновскому излучению его джета.
Показано, що за рентгенівське випромінювання близького вузла джета 3С 273 відповідально зворотне комптонівське розсіювання радіовипромінювання квазара. За певних умов є можливість визначення положення низькочастотного завалу в спектрі квазара по рентгенівському випромінюванню його джета.
It is shown that for X-ray emission of the inner knot of 3C 273 jet is responsible the inverse Compton scattering of the quasar radio emission. Under certain conditions it is possible to determine the position of the low-frequency break in the spectrum of the quasar using the X-ray radiation of its jet.
|
| first_indexed | 2025-12-07T18:17:54Z |
| format | Article |
| fulltext |
УДК 52.77.735
ОБРАТНОЕ КОМПТОНОВСКОЕ РАССЕЯНИЕ
В БЛИЖНЕМ УЗЛЕ ДЖЕТА КВАЗАРА 3С 273
М.С. Михайлова1, В.М. Конторович1,2
1Радиоастрономический институт НАН Украины, Харьков, Украина;
2Харьковский национальный университет им. В.Н. Каразина, Украина
E-mail: aniramtiger@gmail.com; vkont@ri.kharkov.ua
Показано, что за рентгеновское излучение ближнего узла джета 3С 273 может быть ответственно обрат-
ное комптоновское рассеяние радиоизлучения квазара. При определенных условиях имеется возможность
определения положения низкочастотного завала в спектре квазара по рентгеновскому излучению его джета.
1. ВВЕДЕНИЕ
Килопарсековый джет [1] ближайшего квазара
3С 273 наблюдается с высоким угловым разрешени-
ем ( 0.1′′ ) в широком диапазоне частот [2-5]. Вы-
деляются области повышенной интенсивности –
узлы, которые представляют собой области ускоре-
ния релятивистских электронов [1]. Узельная струк-
тура джета обладает характерной особенностью:
интенсивность узлов в радиодиапазоне нарастает с
удалением от квазара и достигает максимума в за-
вершающем узле, соответствующем головной удар-
ной волне. В рентгеновском диапазоне, наоборот,
интенсивность уменьшается с удалением от квазара.
При этом для дальних узлов рентгеновское излуче-
ние постоянно (за исключением последнего узла,
где рентгеновское излучение ниже порога наблюде-
ния) вдоль джета [3,5]. Такое распределение интен-
сивностей в различных спектральных диапазонах
привело к идее о том, что рентгеновское излучение
дальних узлов джета образуется за счет обратного
комптоновского рассеяния (ОКР) [6] реликтового
излучения, а в ближних узлах − за счет ОКР на из-
лучении квазара (подразумевается как квазар, так и
парсековые джеты с их окружением) [7]. Конкурен-
ция механизмов рассеяния позволила определить
угол джета с картинной плоскостью [8]. Радио- и
оптическое излучение узлов связывают с синхро-
тронным механизмом [2]. Благодаря масштабу, вне-
сенному реликтовым излучением, стало возможным
определить без дополнительных предположений
значения напряженности магнитного поля и концен-
трации релятивистских электронов в дальних узлах
[8,9], сравнивая синхротронное излучение с ОКР.
В данной работе проведено детальное исследо-
вание комптоновского рассеяния на узле A. Под-
тверждено, что рассеяние излучения квазара на этом
узле происходит с большим изменением частоты. То
есть рентгеновское излучение действительно может
возникать за счет ОКР (раздел 2). Это позволило с
использованием данных наблюдений космической
обсерватории Chandra оценить значение гамма-
фактора релятивистских электронов, рассеяние на
которых дает основной вклад в рентгеновское излу-
чение узла. При этом оказалось, что полученное
значение может и не быть максимальным гамма-
фактором электронного распределения, так как син-
хротронное оптическое излучение узла A должно
происходить на бóльших энергиях электронов
(пункт 2.1). В связи с этим рассмотрена альтернати-
ва, в которой ограничение на Лоренц-фактор вызва-
но не отсутствием более энергетических электронов,
а отсутствием достаточно низких рассеиваемых час-
тот из-за «завала» спектра квазара на низких часто-
тах [10]. Таким образом, появляется уникальная
возможность получить информацию о положении
низкочастотного завала в спектре по рентгеновско-
му излучению узла джета (пункт 2.2).
Рис.1. Изображение килопарсекового джета 3С 273
в рентгеновском (1017 ч 1019 Гц), оптическом
(6170 Å) и радио- (1.6⋅109 Гц) диапазонах [3,11].
Радиоизлучение, наиболее слабое в узле А, представ-
лено в логарифмической шкале. 1'' соответствует
проекционному расстоянию 2.65 кпк. Квазар нахо-
дится за пределами рисунка слева
Другой вариант интерпретации полученного зна-
чения Лоренц-фактора связан с допущением, что
оптическое излучение узла A может иметь не син-
хротронную, а комптоновскую природу (пункт 2.2).
Рассмотрены различные способы учета реляти-
вистской аберрации при обратном комптоновском
рассеянии (пункт 2.3) и их влияние на интерпрета-
цию наблюдаемых спектров.
2. ПЛОТНОСТЬ ПОТОКА ДЛЯ ОБРАТНО-
ГО КОМПТОНОВСКОГО РАССЕЯНИЯ
ПРИ СТЕПЕННЫХ СПЕКТРАХ
При наблюдениях астрофизических объектов ос-
новной характеристикой принимаемого излучения
служит плотность потока энергии. Для протяжен-
ных источников, какими являются узлы джета
___________________________________________________________
ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ. 2010. № 4.
Серия: Плазменная электроника и новые методы ускорения (7), с.149-154.
149
3С 273, плотность потока выражается через интен-
сивность ( )', kI ω ′Ω согласно [12]:
, (1) ( ) ( ),
k
kF Iω ω
′
′
ΔΩ
′ ′= Ω∫ ∫
150
kd ′Ω
где – телесный угол, под которым виден ис-
точник. Интенсивность выражается через распреде-
ление фотонов
k ′ΔΩ
( )N k ′
r
следующим образом:
( ) ( ) ( )
3
2
4 ', 'kI c N N k
c
π ωω ω ω′′ ′ ′Ω = ⋅ ⋅ =
rh
h , (2)
Рис.2. Схема ОКР в узле А. pr , , , – началь-
ные и конечные импульсы электрона и фотона
p′r k
r
h k ′
r
h
Предполагая, что в узле A происходит ОКР из-
лучения квазара (Рис. 1,2), найдем распределение
рассеянных фотонов, используя релятивистское ки-
нетическое уравнение, описывающее этот процесс.
В инвариантной форме это уравнение имеет вид
[13]:
( ) ( ) ( )
( ) ( ) ( )( ) ( ) ( ) ( )( )
3 3 3 1 cos , , ,
1 1
N k d p d p d k p p k k
f p N k N k f p N k N k
β ψ σ′ ′ ′∇ = −
⎡ ⎤′ ′ ′× ⋅ + − ⋅ +⎢⎣
∫∫
r r
,
′ ×
⎥⎦
r r
r r r rr r
r
(3)
где штрихом отмечены величины после рассеяния,
( )f pr – функция распределения (ФР) электронов.
Дифференциальное сечение рассеяния
( ) ( )
( ) ( )
2 2 4 2
, , , 2 1 cos
, ,
er m c cp p k k EE
G p k p k
σ
ωω β ψ
ξ ξ δ
′ ′ = ×′ ′ −
′ ′ ′× + − −
r rr r h
h h
(4)
где ( ) ( ) ( )2, 1 1 2 1 1G ξ ξ ξ ξ ξ ξ ξ ξ ξ′ ′ ′ ′= − + − + + ξ′ ,
( ) ( )2 41 cosE mξ ω β ψ= −h c ,
( ) ( )2 41 cosE mξ ω β ϕ′ ′= −h c ;
er , m – классический радиус и масса электрона;
{ },p E c p=
r ; { },k cω=
r
k ; ( ){ },c t∇ = ∂ ∂ ∇
r
; cβ –
скорость электрона; E , ωh – энергия электрона и
фотона соответственно; ψ , ϕ , θ – углы между им-
пульсами взаимодействующих частиц (см. Рис.2).
Угол между джетом и лучом зрения 30θ ≈ ° [8].
Дельта-функция выражает законы сохранения энер-
гии и импульса при рассеянии. Так как размеры узла
много меньше расстояния до квазара, ФР начальных
фотонов в узле не зависит от координат. Пренебре-
гая индуцированным рассеянием и выбирая систему
координат таким образом, чтобы ось z была на-
правлена по лучу зрения к наблюдателю, приведем
уравнение (3) к виду:
( ) ( ) ( )
( ) ( ) 3 3 3
1 cos , , ,
.
d N k p p k k
dz
f p N k d p d p d k
β ψ σ′ ′ ′= − ×
′×
∫∫
r r rr r
rr (5)
Распределение электронов полагаем имеющим
степенной энергетический спектр в широком, но
ограниченном интервале энергий min maxE E E< < :
( )f E E γ−=K . (6)
Распределение начальных фотонов находим по
наблюдаемой плотности потока излучения ( )F ω
квазара, предполагая его изотропным (поток энер-
гии в направлении джета может отличаться от при-
нимаемого на Земле. Существенной может оказать-
ся также переменность центрального источника) и
аппроксимируя степенным законом:
( ) ( )
24
L
F
D
Q α
ω
ω
π
−= = ω , (7)
где ( )L ω – светимость квазара на заданной частоте
ω ; D – расстояние до квазара (735 Мпк) [14]. Ис-
пользуя выражение для плотности потока излучения
квазара на узле A
( ) ( ) ( )24
A
L
F c
R
ω
Nω ω ω
π
= = ⋅ ⋅h , (8)
где R – расстояние от квазара до узла А (70 кпк), из
(7) и (8) получаем для ФР фотонов по частоте:
( )( ) ( )
22 1
3 2
4 QDN N k
c c R
απωω ω − +≡ =
r
h
. (9)
Интегрируя (5) по 3d p′ и используя известное
соотношение ( )3 2 2 22c d p E p m c d pδ 4′ ′ ′⋅ = ⋅ − ′ , по-
лучаем для ФР рассеянных фотонов:
( )
( )
( )
( )( )
( )
4 12
2
2
2 2
2
,
1 cos 1 cos4
1 cos
1 cos 1 cos
.
2
e z
p
c G ErN k
E
E
c QD d dEd d
R
l γ
α
ξ ξ ω
β ψ ω θπ
β ϕω δ ω ω
β ψ ω θ
ω
− − −
− −
′ ′
′
2
= ×
′− − −
⎛ ⎞−′× ⋅ −⎜ ⎟⎜ ⎟′− − −⎝ ⎠
× Ω Ω
∫∫
r
h
h
h
2K m
(10)
Здесь zl – толщина узла на луче зрения; pdΩ , dΩ
– телесные углы начальных электронов и фотонов
соответственно.
В рассматриваемом случае E ω ω′h h . Из
аргумента дельта-функции в выражении (10) видно,
что для значительного увеличения частоты рассеян-
ного фотона угол рассеяния должен быть мал:
1 1ϕ Γ . Отдачей рассеянного фотона можно
пренебречь. Для сечения рассеяния примем вначале
обычно используемую аппроксимацию [6, 15-17]
( )0, k p
pk
σ σ ϕ ψ θ δ
⎛ ⎞′⎜= = = ⋅ −
⎜ ⎟′⎝ ⎠
r r
r r ⎟ , (11)
которая означает совпадение направления волновых
векторов фотона и электрона после взаимодействия.
Подставляя (10) в (1), учитывая (11) и интегри-
руя по dω и pdΩ , получаем ( ): 2E mc≡ Γ
( ) ( ) ( )
21 12 2
2
2 2
2 1 cos
( ) .
e z
k
QDF r l mc
R
d
γ α
α γ α
ω θ
ω
− +
− − + +
′
′ ⎡ ⎤= −⎣ ⎦
′×ΔΩ ΔΩ Γ Γ∫
K ×
(12)
Интегрирование по в (12) проводим с учетом
ограничения спектра электронов по энергии сверху
значением . Область интегрирования
(Рис.3) при представляет собой гиперболу в
плоскости , на которой выполняется закон
сохранения энергии при рассеянии:
Γ
maxΓ ≤ Γ
1Γ
2ω−Γ
151
2
2(1 cos )
ω
θ ω
′Γ =
−
. (13)
Рис.3. Область интегрирования в (5) при ограниче-
нии со стороны электронного спектра
При 2 3 0α γ− + ≥ в интеграле по энергии (12)
доминирует верхний предел. В данном случае это
неравенство выполняется с запасом, учитывая, что
можно выбрать спектральный индекс излучения
квазара 0.75α ≈ , а спектральный индекс (по дан-
ным [4, 23] 2 Syn 1γ α≡ + , где Synα в указанных диа-
пазонах длин волн равно: 0.55±0.03 (6…2 см),
0.67±0.03 (18…6 см), 0.82±0.02 (73…18 см), 0.9±0.12
(3.6-2-1.3 см)) электронного распределения в узле A,
определяемый по его радиоизлучению, 2.6γ ≈ . При
этом 2 3 2α γ− + ≈ . Выражение для плотности пото-
ка приобретает вид:
( ) ( )
( )
2 212
2
1 2
max
2
2 1 cos ( ) .
e z
k
r l QDF mc
R
γ
α α
ω
θ ω
−
′
+ −
′ =
′⎡ ⎤× − Γ ⋅⎣ ⎦
K ΔΩ ΔΩ ×
(14)
Из (14) следует, что спектральный индекс рассе-
янного (рентгеновского) излучения должен совпа-
дать со спектральным индексом излучения квазара,
что не противоречит данным наблюдений [3].
Согласно (14) основной вклад в принимаемый
рентгеновский поток от узла дает рассеяние на элек-
тронах, обладающих максимальной энергией maxΓ
(Рис.4). В диапазон «Чандры» с( )17 1910 ...10ω′ = –1 рас-
сеиваются фотоны излучения квазара с частотами
2
max2 (1 cos
ωω
)θ
′=
Γ −
. (15)
Как видно, рассеяние происходит с большим изме-
нением частоты, что и соответствует ОКР.
Используя данные наблюдений [18] оценим мак-
симальную энергию степенного электронного рас-
пределения maxΓ (Табл.1).
Таблица 1
FX, 10 –9
Янских [18] ω', 1018 с–1
maxΓ , 105
46 1.34 1.1
28 2.37 1.06
12 6.59 1.02
Константу электронного распределения най-
дем через концентрацию релятивистских электронов
в узле А:
K
( ) 36 ñìen f E dE −= ≈∫ [8]. Интегрируя
(6) по энергии, получим ( ) ( )1 12
min1emc nγ γγ− −= − ΓK .
Из (14) при min 1Γ ≈ и СГС в диапазоне
частот 1.46·10
165 10Q −≈ ⋅
10…5 ·1012 находим max
510Γ ≈ .
Рис.4. ФР фотонов и электронов в логарифмиче-
ском масштабе (схема). Отмечена часть спектра,
дающая основной вклад в рассеяние
2.1. РОЛЬ РАССЕИВАЕМЫХ ФОТОНОВ
В джете наблюдается оптическое излучение, ко-
торое [19] имеет синхротронную природу. При маг-
нитном поле 610H −≈ Гс [8] за синхротронное опти-
ческое излучение ответственны электроны с Ло-
ренц-фактором Γ 710 , ( ) 230.29
2opt
eH
mc
ω = Γ . По-
этому найденная из (14) энергия электронов не яв-
ляется максимальной. Это может означать (см.,
впрочем, сноску 2), что ограничение при интегриро-
вании возникает не от электронной ФР, а от ФР рас-
сеиваемых фотонов. Действительно, фотонов со
столь низкими частотами, которые рассеивались бы
электронами с 710Γ ≥ , может просто не существо-
вать в излучении центрального источника из-за низ-
кочастотного завала в его синхротронном спектре.
Низкочастотный завал в спектре излучения ква-
зара является результатом действия синхротронного
самопоглощения, поглощения в тепловой плазме
или эффекта Разина-Цытовича [20, 21]. Частота за-
вала связана с параметрами источника и окружаю-
щей среды [10, 22] и дает возможность их определе-
ния. Основная трудность исследования завала в том,
что он происходит на низких радиочастотах, труд-
ных и не всегда доступных для радионаблюдений.
Следовательно, появляется уникальная возможность
определять положение низкочастотного завала в
спектре центрального источника по рентгеновскому
излучению его джета.
2.2. ВЛИЯНИЕ НИЗКОЧАСТОТНОГО ЗАВАЛА
В СПЕКТРЕ ЦЕНТРАЛЬНОГО ИСТОЧНИКА
НА РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ УЗЛА
При влиянии завала излучение на заданных
рентгеновских частотах возникает за счет ОКР фо-
тонов с частотой, соответствующей частоте завала,
на электронах, имеющих энергию ICΓ меньшую,
чем максимальная (Рис.5). maxΓ
Рис.5. ФР фотонов и электронов при ограничении
со стороны фононного спектра. Отмечена часть
спектра, дающая основной вклад в рассеяние
ФР рассеянных фотонов получаем из формулы (5)
интегрированием по с использованием δ−функ-
ции, отражающей закон сохранения энергии:
dE
( )
( )
( ) ( )
( ) ( ) ( )
2 2 2 112 2
2 2
11
22 22
cos
4
2 1 cos 1 cos .
e z
p
r l c QDN k mc
R
d d
γγ
γγ
α
ϕ
π
ω θ ϕ ω ω
ω
+− −
−−
− − −
′ =
⎡ ⎤ ′× − − − Ω⎢ ⎥′⎣ ⎦
∫∫
r
h
K
152
ω
ΔΩ×
(16)
При влиянии на ОКР низкочастотного завала в
спектре рассеиваемого излучения область интегриро-
вания (Рис.6) отличается от использованной выше.
Рис.6. Область интегрирования при ограничении
из-за завала в спектре рассеиваемых фотонов
Используя выражения (1) и (11), интегрируя по
pdΩ , получаем:
( ) ( ) ( )
0
2 2 1 122
2
1 2 51
2 2
2 1 cos
2
,
e z
k
r l QDF m
R
d
γ γ
γ α γ
ω
ω θ
ω ω ω
− −
− + −
− + −
′
′ = −⎡ ⎤⎣ ⎦
′×ΔΩ ΔΩ ∫
Kc ×
(17)
где 0ω – частота завала в спектре центрального ис-
точника. Так как 2 3 0α γ+ − > , то в интеграле в (17)
доминирует нижний предел, то есть фотоны с часто-
той завала рассеиваются наиболее эффективно. Со-
ответствующие им рассеивающие электроны имеют
энергии ICΓ уже не являющиеся максимальными в
электронном спектре и определяющиеся через час-
тоту завала с помощью того же соотношения (15),
прочитанного в обратном порядке:
2
0
1
2(1 cos )IC
ω
θ ω
′Γ =
− ⋅
. (18)
Выражение для принимаемой плотности потока
примет вид (при 2 3 2α γ+ − = ):
( ) ( )
( ) ( )
2 2 1
2
2
1 11 12 2
0
2 1 cos
2
.
e z
k
r l QDF
R
mc
γ
γ
γ
ω θ
ω ω
−
−
− +− −
′
′ = − ×⎡ ⎤⎣ ⎦
′× ΔΩ ΔΩK
(19)
Используя данные наблюдений (см. Табл.1) по-
лучаем значение частоты завала . Спектр
рентгеновского излучения при этом оказывается
«плоским» и отличается от наблюдаемого спектра
узла А в диапазоне «Чандры».
8
0 10ω ≈
Как видно из Рис. 4 и 5 и соотношения (15) при
частотах
2
* 0 max 2(1 cos )ω ω ω θ′ ′> = Γ ⋅ − (20)
область интегрирования в (10) определяется макси-
мальным гамма-фактором, а при условии
2
* 0 max 2(1 cos )ω ω ω θ′ ′< = Γ ⋅ − (21)
− низкочастотным завалом в спектре. Если переиз-
лучают электроны с максимальным гамма-
фактором, то для частоты завала получаем оценку
12
0 max 2(1 cos )ω ω θ
−
′ ⎡ ⎤< ⋅ Γ ⋅ −⎣ ⎦ , (22)
что для диапазона «Чандры» дает с6
0 3 10ω < ⋅ -1.
Иное объяснение полученного в пункте 2.3 отли-
чия максимальных энергий, определенных по об-
ратному Комптон-эффекту и по синхротронному
механизму, состоит в том, что оптическое излучение
в узле А может быть вызвано не синхротронным
механизмом, а также как и рентгеновское излуче-
ние, ОКР на фотонах центрального источника. В
Табл. 2 приведены наблюдаемая и рассчитанная в
этом предположении (по формуле (14)) плотность
потока оптического излучения в узле А. Видно хо-
рошее совпадение. Значения спектральных индексов
[4] также не противоречат этому предположению.
Наблюдаемые obs
optF и полученные по ОКР (14)
IC
optF плотности потоков оптического излучения
Таблица 2
optω , 1015 c–1 obs
optF , 10–6 Ян
IC
optF , 10–6 Ян
1,17 7,6 6
3,05 3,6 3,1
6,28 2,4 1,2
2.3. ВЫЧИСЛЕНИЕ ПОТОКА БЕЗ АППРОК-
СИМАЦИИ СЕЧЕНИЯ РАССЕЯНИЯ
В данном разделе вычислим плотность потока
не прибегая к аппроксимации (11) [17]. Вследст-
вие малости угла ϕ полагаем cos cosψ θ≈ (в
противном случае, вычисления приводят к гипер-
геометрическим функциям).
В случае степенного спектра рассеиваемого
излучения после интегрирования выражения (10)
по dω , получим:
( ) ( )
( )
( ) ( )
12 2 2
3
2 2
12 2
1 cos
8 1 cos
1 cos .
e zr l c QDN k
R
mc d d
α
α
α
γ γ
β
β
θ
ω
π ϕ
ϕ
+
− −
+
− − −
−
′ =
−
×ΔΩ Γ Γ −
∫∫
r
h
K
′ ×
(23)
При интегрировании по углу доминирует
нижний предел 0ϕ = . Поэтому, воспользовав-
шись соотношением 21 1 2β ≈ − Γ , получим:
( ) ( ) ( )
( )
( )
max
2 2 2 1
2
12 3 2
/2 1 cos
2 1 cos
8 1
.
e zr l c QDN k
R
mc d
α
γ α α γ
θ
θ
π α
ω
+
Γ
− − − −
′Ω Ω −
′ ⎡ ⎤= ΔΩ −⎣ ⎦+
′× ∫
r
h
K
153
×
Γ Γ
(24)
При 2 1 0α γ+ − ≥ в интеграле по энергии су-
щественен верхний предел. Мы ограничиваемся
этим случаем, учитывая, что α и γ здесь незави-
симые параметры (α относится к спектру кваза-
ра, а γ - к распределению электронов в узле).
Переходя к плотности потока, получим:
( ) ( )
( ) ( )
( )
12 2 2
2
1 2 1
max
2 1 2 1
2 1 cos ( ) .
e z
k
r l mc QD
F
R
γ
α α γ α
ω
α α γ
θ ω
−
′
+ + − −
′ =
+ + −
′⎡ ⎤× − Γ ⋅⎣ ⎦
K
ΔΩ ΔΩ ×
)
(25)
В случае доминирующей роли низкочастотно-
го завала в спектре излучения квазара, интегри-
руя по (1 cosd ϕ− выражение (16) и учитывая,
что основной вклад в интеграле по частотам дает
нижний предел, получаем:
( ) ( ) ( )
( )
0
2 12 2
2
2
5 2 312 2 2
2 1 cos
8 1
.
e zr l c QDN k
R
mc d
γ
γ α γγ
ω
θ
π γ
ω ω ω
+
+ + −− − −
′ ⎡ ⎤= −⎣ ⎦+
′× ∫
r
h
K
ΔΩ×
(26)
Отсюда следует спектральная плотность потока
( ) ( )( ) ( )
( )
12 2
2
2
2 1 112 2 2
0
2 1 cos
1 2 1
.
e z
a
k
r l QDF
R
mc
γ
γ γγ
ω
γ α γ
ω ω
+
+ − −− − −
′
′ ⎡ ⎤= ⎣ ⎦+ + −
′×ΔΩΔΩ K
θ− ×
(27)
Отличие от рассмотренного выше случая (11)
связано с тем, что интегрирование по pdΩ теперь
вносит малый множитель 21 Γ , так как дают
вклад только малые углы 21ϕ Γ . Соответственно,
множитель в (14) исчезает (при 2
maxΓ 2 1
Таким образом возникает принципиальная воз-
можность определения положения низкочастотного
завала в спектре центрального источника по изме-
рениям рентгеновского излучения ближайших уз-
лов, обусловленного ОКР излучения квазара.
Результат (в отличие от (14) и (19)) весьма чув-
ствителен к значениям спектральных индексов и
величине принимаемого потока, а также к отклоне-
нию реального спектра центрального источника от
чисто степенного спектра.
ВЫВОДЫ
Проанализировано рентгеновское излучение
первого узла джета 3С 273 как результат ОКР сте-
пенного спектра излучения квазара на степенном
распределении релятивистских электронов в узле.
Основной вклад в рентгеновское излучение дает
рассеяние на высокоэнергетических электронах, что
подтверждает предположение об обратном Комп-
тон-эффекте. Оказалось, что Лоренц-фактор элек-
тронов, излучающих синхротронным механизмом
на оптических частотах, может быть больше, чем
полученная оценка максимального Лоренц-фактора
при ОКР. Объяснение этого различия связано с ог-
раничением в спектре центрального источника со
стороны низких частот. При этом в заданный рент-
геновский диапазон рассеиваются фотоны от облас-
ти завала спектра на низких частотах. Причем рас-
сеяние происходит на электронах, обладающих Ло-
ренц-фактором меньшим, чем максимальный. Таким
образом наблюдения в рентгеновском диапазоне
дают уникальную возможность определить характер
низкочастотного радиоспектра квазара. Показано
также, что часто используемое моделирование сече-
ния рассеяния существенно влияет на окончатель-
ный результат.
ЛИТЕРАТУРА
1. Физика внегалактических источников радиоиз-
лучения / Под ред. Р.Д. Дагкесаманского. Моск-
ва: «Мир», 1987, 364 с.
2. T.J.-L. Courvoisier. The bright quasar 3C 273 // As-
tron. Astrophys. Rev. 1998, v.9, №1-2, p.1-32.
3. H.L. Marshall, D.E. Harris, J.P. Grimes, et al. Struc-
ture of the X-ray emission from the jet of 3C 273 //
Astrophys. Journal. 2001, v.549, p.167-171.
4. S. Jester, H.-J. Röser, K. Meisenheimer, et al. The
radio-ultraviolet spectral energy distribution of the jet
in 3C273 // Astron.Astrophys. 2005, v.431, p.477-502.
5. R.M. Sambruna, C.M. Urry, F. Tavecchio, et al.
Chandra observations of the X-ray jet of 3С 273 //
Astrophys. Journal. 2001, v.549, p.161-165.
6. В.Л. Гинзбург. Теоретическая физика и астро-
физика. Москва: «Наука», 1981, 504 с.
0α γ+ − =
он заменяется на , а при maxlogΓ 2 1 0α γ+ − > оста-
ется степенная зависимость ( ) 1 2 1
max2 1 α γα γ − + −+ − Γ ).
Соответственно, при вкладе завала в выражении (19)
множитель
3
2( )
γ
ω
−
−
′ заменяется на
1
2( )
γ
ω
−
−
′ в (27),
что дает приемлемое значение для рентгеновского
спектрального индекса.
7. Е.Ю. Банникова, В.М. Конторович. Определение
параметров космических струй по их тонкой
структуре в радио- и рентгеновском диапазонах
// Космічна наука і технологія. 2003, т.9, №5/6,
с.153-157.
8. М.С. Михайлова, Е.Ю. Банникова, В.М. Конто-
рович. Определение наклона килопарсекового
джета квазара 3С 273 по конкуренции механиз-
154
мов рентгеновского излучения его узлов // Ас-
трон. журнал. 2010, т.87, №6, с.531-538.
9. М.С. Михайлова, Е.Ю. Банникова, В.М. Конто-
рович. Излом в энергетическом спектре реляти-
вистских электронов в джете квазара 3С 273, оп-
ределяемый по интенсивности излучения джета в
радио-, оптическом и рентгеновском диапазонах
// Вопросы атомной науки и техники. 2008, №4,
с.128-132.
10. V.I. Slish. Angular size of radio stars // Nature.
1963, v.199, №4894, p.682.
11. http://hea-www.harvard.edu/XJET/
12. Дж.Д. Краус. Радиоастрономия. Москва: «Сов.
радио», 1973, 456 с.
13. Д.И. Нагирнер. Радиационные механизмы в аст-
рофизике. Ст-Петербург: «СПбГУ», 2007, 296 с.
14. http://nedwww.ipac.caltech.edu/
15. C.D. Dermer, S.J. Sturner, R. Schlickeiser. Non-
thermal Compton and synchrotron processes in the
jets of active galactic nuclei // Astron. J. Suppl.
1997, v.109, p.103-137.
16. S. Reynolds. Theoretical studes of compact radio
sources. II. Inverse Compton radiation from anisot-
ropic photon and electron distributions: general re-
sults and spectra from relativistic flows // Astropys.
J. 1982, v.256, p.38-53.
17. G.R. Blumenthal, R.J. Gould. Bremsstrahlung, syn-
chrotron radiation, and Compton scattering of high-
energy electrons traversing dilute gases // Rev. Mod.
Phys. 1970, v.42, №3, p.237-270.
18. Ya. Uchiyama, C. Urry, C. Cheung, et al. Shedding
new light on the 3C 273 jet with the SPITZER space
telescope // Astrophys. J. 2006, v.648, p.910-921.
19. H.-J. Röser, K. Meisenheimer. The synchrotron light
from the jet of 3C 273 // Astron. Astrophys. 1991,
v.252, p.458-474.
20. В.Л. Гинзбург, С.И. Сыроватский. Происхожде-
ние космических лучей. Москва: «Изд.
АН СССР», 1963, 384 с.
21. А. Пахольчик. Радиоастрофизика. М.: «Мир»,
1973. Радиогалактики. М.: «Мир», 1980.
22. С.Я. Брауде, А.В. Мень. О связи низкочастотных
спектров нетепловых радиоисточников с физиче-
скими характеристиками космической среды //
Радиофиз. и радиоастрон. 1998, т.3, №2, с.147-
165; т.5, №1, с.5-19.
23. R.G. Conway, S.T. Garrington, R.A. Perley, et al.
Synchrotron radiation from the jet of 3C 273. II The
radio structure and polarization // Astron. Astrophys.
1993, v.267, p.347-362.
Статья поступила в редакцию 07.06.2010 г.
INVERSE COMPTON SCATTERING IN THE INNER KNOTS OF JET OF QUASAR 3С 273
M.S. Mykhailova, V.M. Kontorovich
It is shown that for X-ray emission of the inner knot of 3C 273 jet is responsible the inverse Compton scattering
of the quasar radio emission. Under certain conditions it is possible to determine the position of the low-frequency
break in the spectrum of the quasar using the X-ray radiation of its jet.
ЗВОРОТНЕ КОМПТОНІВСЬКЕ РОЗСІЮВАННЯ В БЛИЗЬКИХ ВУЗЛАХ ДЖЕТА КВАЗАРА 3С 273
М.С. Михайлова, В.М. Конторович
Показано, що за рентгенівське випромінювання близького вузла джета 3С 273 відповідально зворотне
комптонівське розсіювання радіовипромінювання квазара. За певних умов є можливість визначення поло-
ження низькочастотного завалу в спектрі квазара по рентгенівському випромінюванню його джета.
ЗВОРОТНЕ КОМПТОНІВСЬКЕ РОЗСІЮВАННЯ В БЛИЗЬКИХ ВУЗЛАХ ДЖЕТА КВАЗАРА 3С 273
|
| id | nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-17320 |
| institution | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| issn | 1562-6016 |
| language | Russian |
| last_indexed | 2025-12-07T18:17:54Z |
| publishDate | 2010 |
| publisher | Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України |
| record_format | dspace |
| spelling | Михайлова, М.С. Конторович, В.М. 2011-02-25T12:54:33Z 2011-02-25T12:54:33Z 2010 Обратное комптоновское рассеяние в ближнем узле джета квазара 3С 273 / М.С. Михайлова, В.М. Конторович // Вопросы атомной науки и техники. — 2010. — № 4. — С. 149-154. — Бібліогр.: 23 назв. — рос. 1562-6016 https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/17320 52.77.735 Показано, что за рентгеновское излучение ближнего узла джета 3С 273 может быть ответственно обратное комптоновское рассеяние радиоизлучения квазара. При определенных условиях имеется возможность определения положения низкочастотного завала в спектре квазара по рентгеновскому излучению его джета. Показано, що за рентгенівське випромінювання близького вузла джета 3С 273 відповідально зворотне комптонівське розсіювання радіовипромінювання квазара. За певних умов є можливість визначення положення низькочастотного завалу в спектрі квазара по рентгенівському випромінюванню його джета. It is shown that for X-ray emission of the inner knot of 3C 273 jet is responsible the inverse Compton scattering of the quasar radio emission. Under certain conditions it is possible to determine the position of the low-frequency break in the spectrum of the quasar using the X-ray radiation of its jet. ru Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України Коллективные процессы в космической плазме Обратное комптоновское рассеяние в ближнем узле джета квазара 3С 273 Зворотне комптонівське розсіювання в близьких вузлах джета квазара 3С 273 Inverse compton scattering in the inner knots of jet of quasar 3С 273 Article published earlier |
| spellingShingle | Обратное комптоновское рассеяние в ближнем узле джета квазара 3С 273 Михайлова, М.С. Конторович, В.М. Коллективные процессы в космической плазме |
| title | Обратное комптоновское рассеяние в ближнем узле джета квазара 3С 273 |
| title_alt | Зворотне комптонівське розсіювання в близьких вузлах джета квазара 3С 273 Inverse compton scattering in the inner knots of jet of quasar 3С 273 |
| title_full | Обратное комптоновское рассеяние в ближнем узле джета квазара 3С 273 |
| title_fullStr | Обратное комптоновское рассеяние в ближнем узле джета квазара 3С 273 |
| title_full_unstemmed | Обратное комптоновское рассеяние в ближнем узле джета квазара 3С 273 |
| title_short | Обратное комптоновское рассеяние в ближнем узле джета квазара 3С 273 |
| title_sort | обратное комптоновское рассеяние в ближнем узле джета квазара 3с 273 |
| topic | Коллективные процессы в космической плазме |
| topic_facet | Коллективные процессы в космической плазме |
| url | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/17320 |
| work_keys_str_mv | AT mihailovams obratnoekomptonovskoerasseânievbližnemuzledžetakvazara3s273 AT kontorovičvm obratnoekomptonovskoerasseânievbližnemuzledžetakvazara3s273 AT mihailovams zvorotnekomptonívsʹkerozsíûvannâvblizʹkihvuzlahdžetakvazara3s273 AT kontorovičvm zvorotnekomptonívsʹkerozsíûvannâvblizʹkihvuzlahdžetakvazara3s273 AT mihailovams inversecomptonscatteringintheinnerknotsofjetofquasar3s273 AT kontorovičvm inversecomptonscatteringintheinnerknotsofjetofquasar3s273 |