ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ, 2019, том 45, № 5, с. 344-366

ДИАГНОСТИКА ПАРАМЕТРОВ РЕНТГЕНОВСКИХ СТРУЙ SS 433

ПО ДАННЫМ СПЕКТРОСКОПИИ ВЫСОКОГО РАЗРЕШЕНИЯ

ОБСЕРВАТОРИИ CHANDRA

¹Институт космических исследований РАН, Москва, Россия

²Институт астрофизики общества им. Макса Планка, Гархинг, Германия

Поступила в редакцию 26.10.2018 г.; после доработки 16.02.2019 г.; принята к публикации 17.02.2019 г.

Рентгеновский спектр Галактического микроквазара SS 433 содержит богатый набор линий излучения

высокоионизованных атомов тяжелых элементов, значительное доплеровское смещение которых

не оставляет сомнений в том, что они производятся в коллимированных релятивистских струях

оттекающего вещества. Мы провели систематический анализ рентгеновских спектров высокого

разрешения, полученных обсерваторией Chandra, с целью определения параметров струй в рамках

многотемпературной модели их излучения, самосогласованно предсказывающей линейчатый и непре-

рывный спектр источника. Показано, что спектр SS 433 на энергиях ниже 3 кэВ статистически

удовлетворительно описывается моделью излучения струй, в то время как выше 3 кэВ требуется

введение дополнительного жесткого компонента. Мы суммируем полученные из аппроксимации

данных ниже 3 кэВ значения параметров струй (скорость, угол раствора, кинетическая светимость,

температура основания, относительное обилие элементов) и описываем выявленные вырождения и

систематические эффекты, вызванные наличием дополнительного компонента. Используя полученные

параметры, показано, что жесткий компонент совместим с излучением горячего (до 40 кэВ) про-

должения видимой части струй, умеренно поглощенного (N_H ∼ 2 × 10²³ см-2) в веществе холодного

ветра. Построенная таким образом комбинированная модель рентгеновского излучения позволяет

самосогласованно описать широкополосный спектр SS 433.

Ключевые слова: черные дыры, нейтронные звезды, аккреция, джеты, SS 433.

DOI: 10.1134/S0320010819050048

1. ВВЕДЕНИЕ

таких как общая излучательная эффективность

аккреции, степень коллимации излучения и его

Одним из важнейших предсказаний теории ак-

спектр, доля энергии, уносимой релятивистскими

креции вещества на компактные объекты (Шаку-

струями, может быть выяснена только при помощи

ра и Сюняев, 1973) является запуск интенсивных

наблюдений источников, в которых, как считается,

газовых оттоков в виде массивных ветров и ре-

реализуется режим сверхкритической аккреции.

лятивистских струй в случае, когда темп передачи

массы оказывается близок или превышает крити-

Класс таких источников достаточно широк —

например, экстремально яркие состояния рент-

ческий уровень. Такие потоки помогают обеспечить

саморегуляцию процесса аккреции в этом режиме,

геновских двойных в Галактике, ультраяркие и

так что темп притока вещества в самые внут-

сверхмягкие ультраяркие рентгеновские источники

ренние области диска, где происходит основное

в близких галактиках (Фенг и Сориа, 2011; Уркварт

энерговыделение, остается близок к критическому,

и Сория, 2015; Лю и др., 2015), события прилив-

при этом значительная часть выделяемой энергии

ного разрушения звезд сверхмассивными черными

трансформируется в кинетическую энергию ветра

дырами в центрах галактик (см. Миддлтон и др.,

и струй. Результаты недавних численных симуля-

2018, и ссылки в статье) и, возможно, растущие

ций (Охсуга и Майнешиге, 2011; Фендер и Галло,

массивные черные дыры в ранней Вселенной. При

2014; Садовский и др., 2014; Цзян и др., 2017) в

этом, в силу своей экстремальной яркости, такие

целом подтверждают эту картину, однако, справед-

источники могут оказывать заметное влияние на

ливость различных количественных предсказаний,

окружающую их среду, будь то молекулярные об-

лака в центрах галактик, около- и межгалактиче-

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

ский газ или галактическая среда первых галак-

344

ДИАГНОСТИКА ПАРАМЕТРОВ РЕНТГЕНОВСКИХ СТРУЙ

345

тик (см., например, Сазонов и Хабибуллин, 2018).

энергии ниже 1 кэВ (Уркварт и Сория, 2015; Лю и

Достаточно точное описание такого влияния также

др., 2015).

требует знаний количественных характеристик их

Значительное (z ∼ 0.1) и периодически меняю-

излучения, ветров и релятивистских джетов.

щееся во времени (из-за прецессии струй с ампли-

Особенно важным классом сверхкритических

тудой 21 градус и периодом 162 дня) доплеровское

аккреторов являются, по-видимому, ультраяркие

смещение позволяет эффективно выделять линии

рентгеновские источники (УРИ) — компактные

излучения струи в оптическом спектре источника

внегалактические источники с рентгеновской све-

и с хорошей точностью определять их парамет-

тимостью 10³⁹-10⁴¹ эрг/c (см. для обзора Фенг

ры, в первую очередь скорость и кинетическую

и Сориа, 2011). Такие источники доминируют в

светимость, которые, при этом показывают ис-

полной рентгеновской светимости звездообразую-

ключительную стабильность на протяжении все-

щих галактик в местном объеме Вселенной (Минео

го периода доступных наблюдений (Черепащук и

и др., 2012; Сазонов и Хабибуллин, 2017) и,

др., 2018), за исключением, по-видимому, пери-

возможно, играли заметную роль в нагреве ранней

одов “выключения” струй, отмечаемых в момен-

Вселенной до эпохи реионизации (Сазонов и

ты повышенной вспышечной активности радио- и

Хабибуллин, 2017; Мадау и Фрагос, 2017).

оптического излучения источника (Котани и др.,

2006). Следует при этом учитывать, что область

Прототипом ультраярких рентгеновских источ-

оптического излучения соответствует ≈0.5-1 дня

ников в нашей Галактике считается уникальный

полета газа струй, т.е. находится на расстояниях

микроквазар SS 433 (Фабрика и Мещеряков, 2001;

≈3-6 × 10¹⁴ см от центрального источника (Фаб-

Бегельман и др., 2006; Поутанен и др., 2007; Фаб-

рика и Борисов, 1987; Панферов и Фабрика, 1993;

рика и др., 2015), стабильно запускающий прецес-

Вайсберг и др., 2018), существенно превышающих

сирующие релятивистские струи вещества (близ-

характерные размеры системы ∼10¹² см (напри-

кого по составу к обычному звездному газу) как ми-

мер, Хиллвиг и др., 2004).

нимум на протяжении более 40 лет непосредствен-

ных наблюдений (см. обзор Фабрика, 2004). Темп

В отличие от оптики, рентгеновское излучение

передачи массы звездой-донором оценивается на

системы определяется во многом именно реляти-

вистскими струями, о чем свидетельствуют сме-

уровне 10-4 M_⊙ в год на основе наблюдаемого

щенные (подобно оптическим линиям) яркие линии

потока в линии Hα (Шкловский, 1981; ван ден

излучения высокоионизованных атомов тяжелых

Хойвель, 1981), что как минимум в несколько сотен

элементов (неона, кремния, серы, железа и нике-

раз превышает критический уровень для любой ра-

ля), наблюдаемые в рентгеновском спектре (Абелл

зумной массы компактного объекта (оцениваемой в

и Маргон, 1979; Бринкманн и др., 1996; Котани

диапазоне от 1 до 15 M_⊙, Фабрика и Бычкова 1990;

и др., 1996; Маршалл и др., 2002; Лопез и др.,

Хиллвиг и др. 2004; Бланделл и др. 2008; Кубота и

2006; Маршалл и др., 2013). Рентгеновское из-

др. 2010; Горанский 2011; Черепащук и др. 2018),

лучение струй хорошо описывается стандартной

оставляя открытым вопрос о его природе.

моделью близкого к баллистическому, умеренно-

Помимо яркого ультрафиолетового излуче-

релятивистского потока вещества, который ста-

ния, светимость которого оценивается на уровне

новится видимым удаленному наблюдателю в мо-

10⁴⁰

эрг/с (Долан и др., 1997; Вайсберг и др.,

мент, когда его температура имеет характерную

2018), именно релятивистские джеты являются ос-

величину T₀ ∼ 30 кэВ (Хабибуллин и др., 2016;

новным наблюдаемым проявлением работы сверх-

Медведев и др., 2018). По мере удаления от ос-

критической “центральной машины”, поскольку

нования, вещество охлаждается за счет адиаба-

рождаемое ею излучение (со светимостью близкой

тического расширения и потерь энергии на излу-

к эддингтоновской) должно эффективно экрани-

чение до тех пор, пока температура не достигнет

роваться от нас толстым аккреционным диском

T ∼ 0.1 кэВ. После этого, по-видимому, в газе

и его ветром. Наблюдатель, расположенный в

развивается тепловая неустойчивость, и происхо-

направлении, близком к оси диска, возможно, мог

дит фрагментация струй (Бринкманн и др., 1996).

бы видеть это излучение, и SS 433 был бы для

Анализ орбитально-прецессионной переменности

него действительно похож на УРИ, однако огра-

рентгеновского излучения позволяет сделать вывод

ничения, полученные на основе поиска отражения

о непосредственной близости области высвечива-

коллимированного излучения SS 433 на атомарном

ния рентгеновских струй к центральному источни-

и молекулярном газе в плоскости Галактики, не

ку, на расстояниях ∼10¹² см (Филиппова и др.,

подтверждают такой картины (Хабибуллин и Са-

2006; Маршалл и др., 2013). Поэтому определе-

зонов, 2016) и указывают на то, что SS

433

ние количественных характеристик рентгеновских

может быть похож скорее на сверхмягкие УРИ,

струй важно также и для понимания физических

практически все излучение которых приходится на

условий в более компактных областях системы, в

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

2019

№5

346

МЕДВЕДЕВ и др.

которых происходит формирование, коллимация и

кополосного спектра. Вместе с тем для лучшего

ускорение джетов (<10⁹ см).

понимания природы жесткого компонента пред-

ставляется необходимым более точно выделить его

Спектр рентгеновского излучения джетов пред-

излучение из полного наблюдаемого спектра ис-

ставляет собой комбинацию непрерывного тепло-

точника, определяя вклад излучения струй по мяг-

вого тормозного излучения, приходящего от наи-

кой области спектра. В этой работе мы проводим

более горячих частей, и набора линий излучения

систематический анализ рентгеновских спектров

вышеупомянутых тяжелых элементов, формирую-

высокого разрешения, полученных обсерваторией

щихся преимущественно в областях с температура-

Chandra, с целью определения параметров струй в

ми, обеспечивающими максимальную излучатель-

рамках многотемпературной модели их излучения,

ную способность плазмы в заданной линии (Ха-

самосогласованно предсказывающей линейчатый

бибуллин и Сазонов, 2012). Такая “стандартная

и непрерывный спектр (Хабибуллин и др., 2016).

модель” многотемпературного теплового излуче-

Используя мягкий диапазон энергий 1-3 кэВ,

ния (Бринкманн и др, 1988; Котани и др., 1996;

где относительная интенсивность жесткого ком-

Хабибуллин и др., 2016) оказалась способна до-

понента невелика, а энергетическое разрешение

статочно хорошо описать мягкую часть (до 3 кэВ)

и чувствительность дифракционных решеток для

рентгеновского спектра SS 433, однако вскоре

высоких энергий HETGS достигают наилучших

стало ясно, что на больших энергиях наблюдаемый

показателей, мы извлекаем вклад дополнительно-

спектр имеет заметный избыток излучения. До-

го компонента из совокупного широкополосного

полнительный компонент в рентгеновских спектрах

спектра и делаем выводы относительно справед-

SS 433, не воспроизводимый в стандартной модели

ливости предложенной модели излучения горячего

излучения, был выделен Бринкманн и др. (2005)

продолжения джетов (Медведев и др., 2018).

при анализе данных обсерватории XMM-Newton.

Работа имеет следующую структуру. В разделе 2

Было показано, что рентгеновский континуум на

описан набор исследуемых наблюдательных дан-

энергиях выше 3 кэВ является слишком жестким

ных рентгеновской спектроскопии высокого разре-

в сравнении с тепловым тормозным излучением

шения. В разделе 3 дается краткое описание моде-

вещества в джетах, в то время как линии излучения

ли рентгеновского излучения струй bjet, подробно

водородо- и гелиоподобного железа указывали на

описанной в Хабибуллин и др. (2016). В разде-

температуру плазмы ∼10-15 кэВ. Для объяснения

ле 4 проводятся анализ упрощенных характеристик

природы дополнительного компонента был пред-

спектров и их сравнение с предсказаниями модели

ложен сценарий, согласно которому жесткое излу-

излучения струй и показывается, что спектральная

чение формируется в результате отражения излу-

форма наблюдаемого излучения во всем доступном

чения гипотетического центрального источника от

диапазоне не может быть описана исключительно

непрозрачных стенок “канала” сверхкритического

моделью излучения струй. В разделе 5 проводится

диска (Медведев и Фабрика, 2010), что должно

детальный анализ спектра в области ниже 3 кэВ,

объяснять, помимо избытка жесткого излучения,

где общие характеристики излучения согласуются

также и наблюдаемую флуоресцентную линию ней-

с предсказаниями модели излучения струй и для

трального железа Fe I на энергии 6.4 кэВ. В таком

которой доступно наилучшее качество спектраль-

случае дополнительный компонент и наблюдаемая

ных данных. В разделе 6 проводится сравнение по-

флуоресценция не связаны напрямую с излуче-

лучаемых по мягкой области спектра результатов

нием джетов, а требуемая светимость скрытого

с широкополосным спектром. В разделе 7 предла-

источника оказывается на уровне ∼10⁴⁰ эрг/с, что,

гается физическая модель наблюдаемого избытка

впрочем, вполне может иметь место в случае, если

излучения и проводится аппроксимация широко-

SS 433 является ультраярким рентгеновским ис-

полосного спектра комбинированной моделью. В

точником, наблюдаемым с ребра (см. также Мид-

разделе 8 формулируем основные выводы работы.

длтон и др., 2018). В недавней работе Медве-

дев и др. (2018) был предложен альтернативный

сценарий, в котором, напротив, жесткий компо-

2. НАБЛЮДАТЕЛЬНЫЕ ДАННЫЕ

нент объясняется излучением горячего продолже-

ния видимой части струй, частично поглощенным

В табл. 1 приведена общая информация, вклю-

в результате прохождения через плотный ветер

чающая идентификаторы, даты, времена экспо-

сверхкритического диска.

зиций, темп счета, орбитальные и прецессион-

Неопределенность в механизмах формирования

ные фазы, для наблюдений системы SS 433 об-

жесткого излучения создает большие сложности

серваторией Chandra, проанализированных в этой

для анализа рентгеновского излучения джетов, так

работе. В последнем столбце таблицы указаны

как неизвестная спектральная форма дополни-

ссылки на предыдущие работы, где проводился

тельного компонента не позволяет надежно опре-

анализ соответствующих наблюдений. Все наблю-

делять параметры струй из моделирования широ-

дения были получены с использованием прибора

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

ДИАГНОСТИКА ПАРАМЕТРОВ РЕНТГЕНОВСКИХ СТРУЙ

347

Таблица 1. Журнал спектральных наблюдений SS 433 прибором HETGS обсерватории Chandra. В столбцах

представлены идентификаторы и даты наблюдений, экспозиции, темп счета, орбитальные и прецессионные фазы, а

также библиографические ссылки на предыдущие работы, где использовались соответствующие наблюдения

Темп счета,

Экспозиция,

ObsID

Дата

JD 2’450’000+

отсч/сек

Библиография

ксек

(MEG)

106

1999-09-23

1445.01

28.7

1.59

0.64

0.92

Маршалл и др. (2002)

1020

2000-11-28

1877.06

22.7

0.58

0.67

0.58

Лопез и др. (2006)

1019

2001-03-16

1985.43

23.4

1.58

0.95

0.25

Лопез и др. (2006),

Хабибуллин и др. (2016)

1940

2001-05-08

2038.07

19.6

0.35

0.97

0.57

Маршалл и др. (2013)

1941

2001-05-10

2039.93

18.5

0.22

0.12

0.58

Маршалл и др. (2013)

1942

2001-05-12

2041.94

19.7

0.88

0.27

0.60

Намики и др. (2003),

Маршалл и др. (2013)

5512

2005-08-06

3588.97

19.7

2.31

0.52

0.13

Маршалл и др. (2013)

5513

2005-08-12

3594.83

48.1

1.75

0.97

0.16

Маршалл и др. (2013)

5514

2005-08-15

3597.93

73.1

2.08

0.21

0.18

Маршалл и др. (2013)

6360

2005-08-17

3600.45

57.3

2.07

0.40

0.20

Маршалл и др. (2013)

15781

2014-08-09

6878.98

138.2

0.33

0.01

0.40

ACIS (Advanced CCD Imaging Spectrometer) в

1996) и Python-интерфейса к нему PyXSPEC (вер-

сочетании c высокоэффективной системой про-

сия 2.0.2) для организации конвейерного анализа

пускающих дифракционных решеток для высоко-

данных. Некоторая доля спектральных каналов

энергетичного излучения HETGS (High Energy

имеет низкое отношение сигнал-шум, в этом слу-

Transmission Grating Spectrometer, Вайскопф и

чае применение стандартной χ²-статистики может

др., 2002; Канисарес и др., 2005). Для каждого

приводить к смещенным оценкам наилучших пара-

наблюдения мы объединяли спектры, полученные

метров модели (Хамфрей и др., 2009). Учитывая,

в ±1-х порядках дифракции, но при этом данные с

что нас интересует анализ спектральных линий

дифракционных решеток высоких и средних энер-

струй, мы предпочитаем избегать дополнительного

гий (HEG и MEG) анализировались раздельно, из-

бинирования данных из-за потери информации,

за значительной разницы в их функциях отклика.

присущей такой процедуре. Принимая во внима-

Данные были загружены, подготовлены и обра-

ние низкий фоновый уровень шума дифракционных

ботаны с помощью стандартных пакетов обработки

приборов HETGS, вместо этого будем использо-

TGCat (Хунемордер и др., 2011) и CIAO 4.9. На

вать статистику Кэш (1979) (cи-статистика), при-

рис. 1 показана рентгеновская светимость SS 433,

меняемую для данных имеющих пуассоновскую

пересчитанная из потоков, представленных в таб-

статистику и в то же время асимптотически пе-

лице свойств потоков TGCat (см. Хунемордер и

реходящую в χ²-статистику в пределах большо-

др., 2011) для энергетического диапазона прибора

го количества отсчетов. Отметим, что спектры с

MEG и расстояния до источника принятого равным

малым количеством отсчетов можно также ана-

5 кпк. Так как стандартная процедура определе-

лизировать, используя статистическое взвешива-

ния потоков TGCat не предполагает моделирование

ние Чуразов и др. (1996), как это было продемон-

спектра источника, представленные на рис. 1 ве-

стрировано, например, в работе Хабибуллин и др.

личины предназначены только для качественного

(2016). Достоверность полученного результата и

описания состояний SS 433.

степень вырождения отдельных параметров моде-

Аппроксимация полученных спектров выполня-

лей определялись с помощью метода Монте-Карло

лась с помощью стандартных инструментов про-

по схеме марковских цепей. В качестве схемы мар-

граммного пакета XSPEC (версия 12.10.1, Арно,

ковской цепи был выбран алгоритм Метрополиса-

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

348

МЕДВЕДЕВ и др.

10³⁶

10³⁵

0.15 <

< 0.75

0.15 <

< 0.15

10³⁴

0.0

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

Рис. 1. РентгеновскаясветимостьSS 433,регистрируемаяприборомMEG (0.4-5.0 кэВ) обсерваторииChandra во время

наблюдений, представленных в табл. 1 в зависимости от фазы прецессии системы ψ. Фаза прецессии рассчитана по

эфемеридам Горанский (2011), для наблюдений с ψ > 0.5 фаза прецессии зеркально отражена по формуле: ψ = 1 - ψ.

Рентгеновская светимость рассчитана для расстояния до SS 433, принятого равным 5 кпк. Цифрами сверху указаны

идентификаторы ObsID для каждого наблюдения. Ошибки измерений сравнимы с размером символов. Внезатменные

наблюдения (орбитальные фазы 0.15 < φ < 0.85) изображены закрашенными символами. Вертикальная штриховая

линия обозначает моменты пересечения оси джетов картинной плоскости наблюдателя (моменты кроссовера).

Гастингса (Гастингс, 1970). Ошибки на параметры

Релятивистская струя (джет) рассматривается

аппроксимации, приводимые в настоящей работе,

в виде осесимметричного баллистического потока

соответствуют интервалам между 5% и 95% кван-

барионного вещества (газа), летящего с постоян-

тилями (90% уровень значимости).

ной умеренно-релятивистской скоростью β = v/c

перпендикулярно плоскости аккреционного диска.

3. МНОГОТЕМПЕРАТУРНАЯ МОДЕЛЬ

Степень коллимации газа задается углом полурас-

ТЕПЛОВОГО ИЗЛУЧЕНИЯ СТРУЙ

крытия конуса потока Θ ∼ 0.01 радиан. Для такой

Многотемпературная модель излучения джетов

постановки задачи физические условия вдоль всего

с учетом адиабатического расширения и потерь

джета являются функциями лишь одной коорди-

энергии газа на излучение была рассчитана числен-

наты вдоль оси симметрии. Основным уравнением,

но в работе Бринкманн и др. (1988) и аналитически

определяющим ход температуры газа вдоль джета,

в Коваль и Шакура (1989) (без учета излучения в

является уравнение теплового баланса:

линиях при расчете спектра и функции охлаждения

2n_en_i Λ_Z (T )

газа). В дальнейших работах (Медведев и Фабрика,

= -2(γ - 1)

(1)

2010; Хабибуллин и Сазонов, 2012; Хабибуллин и

3(n_e + n_i) βc

др., 2016) расчеты производились уже на основе

где r — расстояние, отсчитываемое от вершины ко-

современных атомных баз данных, позволяющих

нуса вдоль оси джета, n_e(r), n_i(r) — концентрация

учитывать излучение в линиях и в континууме. В

электронов и ионов, T (r) — температура газа, γ =

особенности удобной для анализа наблюдательных

= 5/3 — показатель адиабаты. Первый и второй

данных выглядит модель из работы Хабибуллин и

члены с правой стороны уравнения соответствуют

др. (2016), благодаря табличному представлению

охлаждению из-за адиабатического расширения и

рассчитанных моделей на сетке параметров, мак-

потерям энергии газа на излучение соответствен-

симально эффективно охватывающих возможную

но. Интегральная излучательная способность газа

область их значений, в том числе за счет физически

∫

Λ_Z (T) =

ϵ_Z(E,T)dE рассчитывается в режиме

мотивированной параметризации модели (далее в

тексте — модель bjet). В этой работе модель bjet

горячей оптически тонкой плазмы в столкнови-

будет использована в качестве основного инстру-

тельном, ионизационном равновесии (CIE) на ос-

мента анализа наблюдательных данных, ниже при-

нове базы данных AtomDB/ APEC¹ (версия 3.0.9,

ведено описание основных принципов модели (опи-

сание в деталях см. в Хабибуллин и др., 2016).

¹http://www.atomdb.org

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

ДИАГНОСТИКА ПАРАМЕТРОВ РЕНТГЕНОВСКИХ СТРУЙ

349

Фостер и др., 2012). Таким образом, потери энергии

клон спектра при этом оказывается чувствитель-

газа на излучение рассчитываются самосогласо-

ным к температуре видимого основания струй в

ванно, что позволяет с высокой точностью воспро-

силу убывания дифференциальной меры эмиссии

изводить распределение меры эмиссии в диапазоне

с уменьшением температуры газа вдоль джета и

температур, соответствующих как непрерывному

слабо зависит от других параметров модели ввиду

излучению, так и излучению в спектральных лини-

отсутствия ярких линий излучения в этом диапа-

ях (Хабибуллин и др., 2016). Общий спектр модели

зоне энергий. Поток в рентгеновском диапазоне

определяется суммированием вкладов тонких од-

6-9 кэВ, напротив, во многом зависит от потока

нотемпературных поперечных слоев вдоль джета.

в линиях железа и никеля, что делает отношение

Входными параметрами модели bjet² являются

потоков 6-9 к 3-6 кэВ чувствительным к метал-

кинетическая светимость L_k, температура газа в

личности газа в струях, так как предсказываемый в

основании джета T₀ (основанием называется бли-

модели континуум в этом диапазоне энергий фор-

жайшая к компактному объекту область джета,

мируется в основном за счет тормозного излучения

непосредственно видимая наблюдателю), попереч-

водорода и гелия. Другим инструментом диагности-

ная оптическая толщина по электронному рассея-

ки температуры основания джетов служат измере-

нию в основании джета τe0, обилие тяжелых эле-

ния потоков в линиях водородо- и гелиоподобного

ментов Z_i относительно солнечного химического

железа, наиболее ярких линий джетов в рентгенов-

состава (Андерс и Гревеза, 1989) (в этой работе мы

ских диапазонах длин волн (см. описание метода

будем развязывать обилия различных элементов

оценки параметров струй, показанного на примере

во время аппроксимации данных, поэтому нами

ObsID 1019, в работе Хабибуллин и др., 2016).

была подготовлена аналогичная модель со свобод-

В качестве предварительной оценки параметров

ными параметрами обилий³). Форма получаемого

джетов получим описанные спектральные характе-

в модели спектра определяется распределением

ристики для выборки наблюдений, представленных

дифференциальной меры эмиссии вдоль джета и

в табл. 1. Для этого опишем наблюдаемые спектры

зависит в основном от параметра α (но также и

в диапазоне энергий 3-6 кэВ степенным законом

от T₀ и Z_i), представляющего собой отношение

с поглощением. Результаты аппроксимации пока-

потерь энергии на излучение к адиабатическому

охлаждению в основании джета:

заны на верхней панели рис. 2. Далее, увеличивая

диапазон энергий до 9 кэВ, опишем основные на-

2 τe0 Λ_Z(T₀) X

α=

(2)

блюдаемые линии суммой гауссиан со связанны-

3 Θβ σ_ecT₀ 1 + X

ми доплеровскими смещениями, соответствующи-

ми лучевым скоростям двух джетов. В этом диа-

где Λ_Z (T₀) — излучательная способность плаз-

пазоне энергий наиболее яркими линиями джетов

мы, X = n_i/n_e ≈ 0.91 — отношение концентраций

являются линии железа и никеля Fe XXV K_α,

ионов и электронов, σ_e = 6.65 × 10-25 см² —

Fe XXVI Ly_α Ni XXVII K_α. Центроид несмещенной

томсоновское сечение. Если считать, что поте-

линии Ni XXVII K_α (E₀ ∼ 7.8 кэВ, средневзве-

ри на излучение обусловлены лишь тормозным

шенный центроид триплета) лежит на краю чув-

излучением водорода и гелия, то можно полу-

(

)1/2

ствительности первого порядка дифракции прибо-

10 кэВ

чить простую оценку α ≈ 4.42 τe0 ×

ра HEG, поэтому линия уверенно регистрируется

T₀

только для джета с положительной лучевой скоро-

При малых α ≪ 1 охлаждение газа определяется

стью. Помимо релятивистских линий, надежно ре-

адиабатическим расширением джета, при α ≫ 1 —

гистрируется флуоресцентная линия нейтрального

потерями энергии газа на излучение (см. подробнее

железа Fe I K_α на энергии 6.4 кэВ с эквивалент-

Хабибуллин и др., 2016).

ной шириной ≈50-60 эВ, опишем эту линию при

помощи гауссианы с фиксированным центроидом.

4. ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ

Найденные из аппроксимации отношения потоков

ШИРОКОПОЛОСНЫХ СПЕКТРОВ

в диапазонах 6-9 и 3-6 кэВ и отношения потоков

в линиях Fe XXVI Ly_α и Fe XXV K_α показаны на

Модель многотемпературных джетов предска-

средней и нижней панелях рис. 2 соответственно.

зывает степенной спектр в диапазоне энергий 3-

6 кэВ, который складывается из тормозного из-

По своим спектральным характеристикам

лучения плазмы с разными температурами. На-

рассматриваемые наблюдения можно разбить

на три группы. Первая группа наблюдений —

²В работе используется версия, адаптированная для ана-

ObsID 5512, 5514 и 6360, характеризуется жест-

лиза спектров SS 433, см. подробнее Хабибуллин и др.

ким континуумом с фотонным индексом Γ ∼

(2016).

∼ 1 и наибольшим относительным вкладом ли-

³Модель доступна для общего пользования и может быть

загружена с веб-адреса: http://hea133.iki.rssi.ru/

ний излучения. Для второй группы наблюдений,

public/bjet/

ObsID 1940, 1941, 1942, 1020, 15781, напротив,

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

350

МЕДВЕДЕВ и др.

2.5

0.15 < φ < 0.75

2.0

-0.15 < φ < 0.15

1.5

1.0

1.4

1.2

1.0

0.8

0.6

0.5

0.4

0.3

0.2

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

Рис. 2. Основные характеристики спектров SS 433 для наблюдений Chandra/HETGS в зависимости от фазы

прецессии системы ψ, для наблюдений с фазами ψ > 0.5 фаза прецессии зеркально отражена. На верхней панели

изображен спектральный индекс степенного закона в диапазоне энергий 3-6 кэВ. Горизонтальная штриховая линия

показывает значение Γ = 1.5. На средней панели показано отношение потоков в энергетических диапазонах 6-9 и

3-6 кэВ, найденное с помощью описания спектров степенным законом и суммой из 6 гауссиан в диапазоне 3-9 кэВ.

Горизонтальной штриховой линией указано отношение потоков ≈0.75 для степенного спектра с Γ = 1.5. На нижней

панели показано отношение потоков в линиях Fe XXVI Lyα и Fe XXV Kα. Горизонтальная штриховая линия показывает

величину 0.3, соответствующую температуре основания джетов ≈12 кэВ (см. рис. 7 в Хабибуллин и др. 2016). Все

величины поправлены за поглощение для эквивалентной плотности водорода на луче зрения 1.2 × 10²² атомов/см².

Вертикальной линией обозначены моменты пересечения оси джетов картинной плоскости наблюдателя (кроссовер).

континуум описывается степенным наклоном Γ ∼

ObsID 106 и 1020 явно указывают на собственную

∼ 2, а линии струй в диапазоне 6-9 кэВ плохо

переменность центрального рентгеновского источ-

детектируются. Наблюдения из второй группы со-

ника в SS 433: для первого наблюдения континуум

ответствуют фазам прецессии, когда аккреционный

в диапазоне 3-6 кэВ заметно “мягче” в сравнении

диск SS 433 виден практически “с ребра”, что

с другими внезатменными наблюдениями в этом

может указывать на обширную структуру ветра

диапазоне фаз прецессии, а во время второго

аккреционного диска, затмевающую горячее осно-

наблюдения линии излучения струй практически

полностью отсутствовали как в мягкой части

вание струй. Третья, “промежуточная”, группа —

спектра 1-3 кэВ (Лопез и др., 2006), так и в

ObsID 106, 5513, 1019, в основном наблюдалась

во время орбитальных фаз системы φ < 0.15 и

диапазоне энергий 6-9 кэВ (см. среднюю панель

φ > 0.85, во время которых излучение от горячих

рис. 2). Сравнивая рис. 1 и 2, можно отметить

областей аккреционного диска и джетов вблизи

обратную корреляцию между рентгеновским пото-

компактного объекта может быть частично закры-

ком, регистрируемым прибором MEG и степенным

то от наблюдателя звездой-компаньоном. В то же

наклоном в диапазоне энергий 3-6 кэВ.

время спектральные характеристики наблюдений

Из рис. 2 видно, что степенной наклон спектров

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

ДИАГНОСТИКА ПАРАМЕТРОВ РЕНТГЕНОВСКИХ СТРУЙ

351

первой группы наблюдений значительно меньше

также во время других наблюдений: во время сов-

Γ = 1.5, предельного значения в модели излучения

местной наблюдательной компании 2006 г. в рент-

джетов для температуры основания ≈40 кэВ. В то

геновском (обсерватория Suzaku) и оптическом

же время отношения потоков в линиях Fe XXVI

(6-м телескоп БТА) диапазонах длин волн (Кубота

Ly_α и Fe XXV K_α указывают на умеренную тем-

и др., 2010), а также во время недавних наблю-

пературу газа вблизи основания струй ≈10 кэВ

дений обсерваторией XMM-Newton с суммарной

(сравните с рис. 7 из работы Хабибуллин и др.

экспозицией ≈120 ксек (Медведев и др., 2018). В

2016). Подобное противоречие было отмечено и по

этой работе мы исследуем влияние подобной спек-

данным наблюдений обсерваторией XMM-Newton

тральной переменности рентгеновского источника

с прибором EPIC-PN (Бринкманн и др., 2005). От-

в SS 433 на результаты анализа данных с помощью

метим, что для наблюдений из второй группы линии

разбиения каждого наблюдения на две равные ча-

железа Fe XXVI Ly_α и Fe XXV K_α едва детек-

сти, после чего каждая часть анализируется таким

тируются, поэтому найденные для них отношения

же методом, как и данные полной экспозиции.

потоков оказываются плохо ограниченными.

Анализ данных проводился с помощью стан-

дартных инструментов программного пакета

XSPEC (версия 12.10.1, Арно, 1996). Следуя

5. ДИАГНОСТИКА СТРУЙ ПО МЯГКОЙ

работе Хабибуллин и др. (2016), вклад двух про-

ЧАСТИ РЕНТГЕНОВСКИХ СПЕКТРОВ

тивоположно направленных струй рассчитывался

Неизвестная спектральная форма излучения

при помощи суперпозиции двух моделей bjet

дополнительного компонента вносит большие

(модель bjet описана в Разделе 3). Доплеровский

неопределенности при описании широкополосных

сдвиг спектральных линий струй задавался с помо-

спектров SS

433, полученных обсерваторией

щью сверточной модели zashift (в модели также

Chandra, моделью излучения струй. Поэтому

учитывается эффект релятивистского усиления

представляется важным попытаться отделить

яркости). Профиль и ширина линий задавались

рентгеновское излучение, производимое в струях,

путем сглаживания модельного спектра функцией

от излучения дополнительного компонента, что

Гаусса при помощи инструмента gsmooth со

должно позволить более точно определить как

степенным индексом 1, в соответствии с моделью

параметры струй, так и механизмы формирования

уширения линий в результате баллистического

наблюдаемого жесткого континуума. Для этой

разлета газа струй. Межзвездное и внутреннее

цели наиболее подходящим выглядит диапазон

фотопоглощение рентгеновского излучения SS 433

энергий 1-3 кэВ, где излучается основная часть

учитывалось при помощи мультипликативной мо-

рентгеновских линий, а вклад дополнительного

дели phabs с обилием поглощающего вещества

компонента ожидается сравнительно небольшим.

заданным в соответствии с работой Асплунд и

Высокая эффективность дифракционных решеток

др. (2009)4. Мы провели тесты, используя дру-

HETGS в этом диапазоне энергий (наилучшее

гие модели поглощения, а именно модели wabs,

энергетическое разрешение и наибольшая чувстви-

TBgas и TBabs, и также тесты этих моделей

тельность) позволяет раздельно измерять интен-

в сочетании с обилием (Вилмс и др.,

2000).

сивности и положения линий приближающейся и

Величины эквивалентной плотности водорода на

удаляющейся струй, что делает возможным иссле-

луче зрения (N_H ), найденные из анализа данных

дование их характеристик движения, геометрии и

с моделями поглощения phabs, TBabs и TBgas для

распределения меры эмиссии в газе вдоль струй.

двух наборов химического состава поглощающего

Для определения параметров струй по мягкой

вещества, согласуются между собой в пределах

части рентгеновских спектров наиболее оптималь-

5%, в то время как величина N_H для модели wabs

ными выглядят фазы прецессии вблизи экстремума

оказывается существенно ниже, в среднем на 25%.

ψ = 0, когда линии двух струй лучше разделяют-

Суммарная модель, использованная для описания

ся и угол наклона струй к лучу зрения меняется

наблюдаемых спектров в диапазоне энергий до

медленно. Наиболее “стабильными” выглядят на-

3 кэВ, может быть условно записана следующим

блюдения ObsID 5512 и 6360, во время которых

образом:

не наблюдалось резких изменений рентгеновско-

го потока и положения линий. Во время наблю-

Model = phabs ∗ (gsmooth ∗ (zashift_b ∗ jet_b +

дений обсерваторий VLBA и Chandra (Маршалл

+ constant ∗ zashift_r ∗ jet_r)),

(3)

и др., 2013), соответствующих идентификаторам

ObsID 5513 и 5514, было обнаружено резкое

⁴Мы предполагаем, что поглощение рентгеновского излу-

смещение положения линий излучения струй за

чения SS 433 может быть частично обусловлено фотопо-

время экспозиции наблюдений, сопровождавшееся

глощением в газе внутри системы, поэтому набор обилий

выбросом порции газа в радиоджетах. Подобное

для межзвездного вещества из работы Вилмс и др. (2000)

“дрожание” рентгеновских струй детектировалось

не использовался.

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

352

МЕДВЕДЕВ и др.

где множитель constant позволяет учитывать до-

также Маршалл и др. 2013) в моменты мини-

полнительное ослабление излучения красного дже-

мального наклона оси диска и струй к лучу зре-

та на постоянный фактор во всем диапазоне энер-

ния (прецессионные фазы ψ < 0.2). Наблюдение

гий. Мы будем считать обе струи идентичными

ObsID 1019 показывает сложность аппроксима-

как в плане геометрических характеристик, так и

ции спектров во время прецессионных фаз, близ-

физических свойств газа в них. Поэтому число

ких к кроссоверу, когда линии двух струй распо-

свободных параметров модели сокращается путем

ложены близко относительно друг друга. Видно,

связывания параметров кинетической светимости,

что многочисленные линии Ne, Na, Fe и Ni на

температуры основания, обилия элементов и шири-

энергиях <1.5 кэВ сливаются между собой, что

ны спектральных линий для двух струй.

создает трудности для определения обилия этих

элементов, ширины и положения центроидов ли-

ний. Более того, для других наблюдений вбли-

Результаты аппроксимации

зи кроссовера (“мягкая” группа спектров), поми-

мо сложности разделения линий джетов, возни-

Начальные параметры доплеровских смещений

кают проблемы, связанные с плохим качеством

и фактор подавления красной струи constant за-

данных (низким отношением сигнал/шум), что в

давались в соответствии с найденными величи-

свою очередь является следствием низкого тем-

нами из анализа спектральных характеристик в

па счета во время соответствующих наблюдений

диапазоне 6-9 кэВ (см. Раздел 4). В качестве

(см. табл. 1). Для “жесткой” группы спектров

начальной оценки ширины линий (гауссовой сред-

модель, заданная уравнением (3), дает хорошее

неквадратичной ширины) использовалось значение

описание формы и уровня континуума до энергии

≈2.5 кэВ, на более высоких энергиях наблюда-

Σ(E) ≈ 25 эВ × (E/6 кэВ), соответствующее углу

ется избыток потока относительно предсказыва-

раствора и скорости струй, заданных в модели

емого в модели, что, вероятно, связано с уве-

bjet. Начальный состав струй задавался равным

личением относительного вклада дополнительного

солнечному химическому составу (Андерс и Греве-

компонента. Представленные модели наилучшей

за, 1989; см. обсуждение ниже), за исключением

аппроксимации имеют следующие значения си-

обилия никеля, избыток которого неоднократно

статистики, отнесенной к количеству степеней сво-

подтверждался как по мягкой части спектра, так

боды: 12083/11147 = 1.08, 11063.48/11147 = 0.99,

и в диапазоне энергий 6-9 кэВ, мы задаем на-

11890/11147 = 1.07 и 11390.85/11147 = 1.02.

чальное обилие никеля Z_Ni = 8 (Бринкманн и др.,

В рассматриваемой части спектра хорошо де-

2005; Медведев и Фабрика, 2010; Хабибуллин и

тектируется множество линий, формирующихся в

др., 2016; Медведев и др., 2018). На первом ша-

струях, в том числе линии неона, натрия, магния,

ге аппроксимации производился поиск положения

алюминия, кремния, серы, железа и никеля. Высо-

линий струй в спектре. Для этого фиксируются

кое разрешение спектра позволяет разделять ли-

все параметры, кроме доплеровских смещений ли-

нии разных ионизационных состояний элементов.

ний, нормировки спектра и температуры. Спектр

Все линии, детектируемые с хорошей значимостью,

аппроксимируется в диапазоне энергий 0.8-3 кэВ

принадлежат релятивистским струям. Исключение

для прибора MEG и 1-3 кэВ для прибора HEG.

составляет лишь слабая линия с центроидом на

На втором шаге положение линий фиксируется, из

энергии 2 кэВ (E₀ ≈ 1.92 кэВ для z = -0.044)

данных определяется величина межзвездного по-

между линиями Si XIII K_α и Si XIV Ly_α, хорошо

глощения. Далее определяется модель наилучшей

видимая во время наблюдения ObsID 6360. По-

аппроксимации для параметров обилия элементов

добной линии не обнаружено для других наблюде-

Ne, Na, Al, Mg, S, Fe и Ni, ширины линий джетов и

ний, что может быть результатом блендирования

множителя constant, при фиксированном солнеч-

с более яркими линиями джетов попадающих на

ном обилии Si.

энергию 2 кэВ. Наибольшее отклонение от пред-

На рис. 10-11 представлены найденные модели

сказаний модели наблюдается для линий дуплета

наилучшей аппроксимации по мягкой части рент-

водородоподобного кремния Si XIV Ly_α по данным

геновских спектров для наблюдений ObsID 6360,

ObsID 6360, в то время как другие линии кремния

описываются достаточно хорошо. Анализ данных

5512, 5513 и 1019. Наблюдения ObsID 6360 и

5512 относятся к “жесткой”, внезатменной группе

не выявил подобных проблем для аналогичных

линий серы и магния (см. рис. 10-11).

спектров (см. раздел 4). Наблюдения ObsID 5513

и ObsID 1019 соответствуют орбитальным фа-

зам системы вблизи максимальной глубины за-

Температура и состав рентгеновских струй

тмения (см. табл. 1). Из сравнения наблюдений

Линии излучения, наблюдаемые в мягкой ча-

ObsID 6360, 5512 и 5513 хорошо видно, что мягкая

сти стандартного рентгеновского диапазона, фор-

часть спектров практически не затмевается (см.

мируются преимущественно в областях джетов с

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

2019

№5

ДИАГНОСТИКА ПАРАМЕТРОВ РЕНТГЕНОВСКИХ СТРУЙ

353

температурами <3 кэВ, при которых достигается

компонента, который к тому же значительно меня-

максимальная излучательная способность плазмы

ется от наблюдения к наблюдению.

в заданной линии. Так, например, для линии S XVI

Тем не менее температуру основания джетов

Lyα (E₀ = 2.62 кэВ) пик излучательной способно-

можно определить, предполагая состав газа в стру-

сти достигается при температуре плазмы ≈2.2 кэВ.

ях близким к солнечному химическому составу,

В то же время наблюдаемое отношение потоков в

что позволяет рассчитать модельный поток в ли-

линиях железа Fe XXVI Ly_α и Fe XXV K_α (рис. 2)

ниях излучения. Мы используем такое предпо-

явно указывает на температуры основания джетов

ложение, фиксируя на последнем этапе аппрок-

T₀ ≳ 10 кэВ. В таком случае горячий газ вблизи

симации данных обилие кремния в соответствии

основания джетов высвечивает свою энергию пре-

с солнечным значением Андерс и Гревеза (1989).

имущественно за счет тормозного излучения водо-

Обилия остальных элементов при этом остаются

рода и гелия, и тем самым вносит существенный

свободными параметрами модели, что позволя-

вклад в поток непрерывного излучения в мягкой

ет рассчитать “относительные” обилия элементов

части спектра, в то время как излучение в линиях

и температуру основания струй, соответствующие

формируется в значительно более холодных частях

наблюдаемым эквивалентным ширинам линий при

джетов. Поэтому получить наблюдаемую эквива-

условии солнечного обилия кремния. В качестве

лентную ширину заданной линии произвольного

нормировки выбрано обилие кремния ввиду наи-

элемента можно для различных комбинаций его

большего вклада линий этого элемента в поток в

обилия и температуры основания джетов, путем

диапазоне 1-3 кэВ (≈5-7%). Помимо этого, поток

изменения которой можно регулировать вклад из-

в линиях кремния хорошо детектируется благодаря

лучения горячего основания в диапазоне энергий

ярким линиям Si XIV Ly_α и Si XIII K_α, редко

рассматриваемой линии. Температура основания

перекрывающимся с линиями противоположного

T₀, наряду с другими параметрами модели, за-

джета.

дает ход дифференциальной меры эмиссии плаз-

На рис. 3 показаны найденные по линиям из-

мы вдоль джета, тем самым изменяя относитель-

лучения в 1-3 кэВ обилия элементов в газе струй

ный вклад линий различных элементов. В случае

в единицах солнечного обилия (Андерс и Гревеза,

же квазиадиабатического режима охлаждения газа

1989). Пунктирной линией показан набор солнеч-

вблизи основания (α ≪ 1), который предполагается

ных обилий элементов из работы Асплунд и др.

из соображений размеров рентгеновских джетов

(2009). Для наблюдений ObsID 5513 и 5514 изме-

SS 433 и их наблюдаемой рентгеновской свети-

рения были произведены по спектрам, полученным

мости (см. Хабибуллин и др. 2016), распределение

после разбиения полной экспозиции на две части,

дифференциальной меры эмиссии принимает инва-

приведены усредненные по двум частям значе-

риантную форму относительно вариации парамет-

ния. Мы не приводим измерения для наблюдений

ров модели:

ObsID 1020, 1940, 1941, 1942 и 15781 по причине

плохого качества детектирования линий излучения

dEM

DEM(T/T₀) =

(4)

струй. Среди измерений состава газа выделяется

d ln(T/T₀)

наблюдение ObsID 106, для которого спектр на

)3/4

энергиях <1.5 кэВ оказывается сильно поглощен

n_en_i dV

⁽T

∝

и имеет плохую статистику, в результате обилия

d ln T/T₀

T₀

многих элементов оказываются смещены в сторону

меньших значений.

В таком случае каждый поперечный однотемпе-

ратурный газовый слой джета вносит постоян-

Чувствительность модели к обилию железа в

ный относительный вклад в суммарный выходя-

основном определяется большим количеством ли-

щий спектр модели. Поэтому в рамках рассмат-

ний на энергиях <1.5 кэВ, соответствующих пере-

риваемого формализма параметр температуры ос-

ходам в ионах Fe XVII-XXIV, общий вклад линий

нования оказывается вырожденным относитель-

железа в поток в полосе энергий 1-3 кэВ сопоста-

но абсолютной нормировки обилия элементов при

вим с вкладом линий кремния. Отметим, что обилия

аппроксимации данных в диапазоне энергий 1-

элементов с линиями преимущественно в мягкой

3 кэВ. Заметим, что помимо уровня континуу-

части спектра <1.5 кэВ больше всего подверже-

ма температура основания, очевидно, влияет на

ны зависимости от принятой плотности водорода

наклон спектра многотемпературного тормозного

на луче зрения в модели поглощения. Как видно

излучения джетов, что, однако, оказывает слабый

из рис. 3, низкое относительное обилие железа в

эффект на спектр в узком диапазоне энергий 1-

сравнении с Андерс и Гревеза (1989) гораздо лучше

3 кэВ. На практике такой эффект почувствовать

согласуется с более новыми измерениями железа в

сложно, так как вблизи энергии 3 кэВ ситуа-

фотосфере Солнца из работы Асплунд и др. (2009).

ция усложняется существенным вкладом жесткого

Обилие неона надежно измеряется по линиям иона

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

354

МЕДВЕДЕВ и др.

ObsID:

106

5514

6360

1019

5513

5514

0.1

Ne Na Mg Al Si S Fe Ni

Chemical element

Рис. 3. Состав газа в струях SS 433, найденный по мягкой части 1-3 кэВ рентгеновских спектров HETGS/Chandra.

Обилие кремния принято равным солнечному значению (Андерс и Гревеза, 1989). Показаны найденные обилия неона

(Ne), натрия (Na), магния (Mg), кремния (Si), серы (S), железа (Fe) и никеля (Ni) для выборки наблюдений из табл. 1.

Пунктирной линией показан набор обилий элементов, соответствующий солнечному химическому составу из работы

Асплунд и др. (2009).

Ne X, в частности наиболее яркая из них, соответ-

ниже 1.5 кэВ. Полученный избыток обилия никеля

ствующая K_α переходу и формирующаяся в наи-

в пересчете к Z_Ni/Z_Fe ∼ 10 в целом согласуется

более холодных областях рентгеновских джетов

с измерениями потоков в линиях Ni XXVII K_α,

(температура пиковой светимости ≈0.5 кэВ), на-

Ni XXVIII Ly_α относительно линий железа Fe XXV

дежно детектируется в рассматриваемых спектрах.

K_α, Fe XXVI Ly_α в диапазоне энергий 6-9 кэВ по

Найденное значение также соответствует солнеч-

данным обсерватории XMM-Newton (Бринкманн и

ному химическому составу. Несколько хуже опре-

др., 2005; Медведев и Фабрика, 2010; Медведев и

деляется обилие серы, так как в области наиболее

др., 2018).

ярких линий этого элемента вклад дополнительного

На рис. 4 показана найденная температура ос-

компонента становится существенным, в результа-

нования джетов, обеспечивающая наблюдаемые

те чего определяемое обилие смещается в сторону

эквивалентные ширины линий для обилий элемен-

больших значений. Учитывая это обстоятельство,

тов, описанных выше. Видно, что температура ос-

мы также приходим к выводу о близком к сол-

нования струй практически не зависит от орбиталь-

нечному обилию S. Относительное обилие магния

ных затмений, что также ясно из сравнения линий в

надежно определяется по яркой линии Mg XII

мягкой части спектра на рис. 10-11. Для большин-

Ly_α. В спектрах наилучшего качества (ObsID 6360

ства наблюдений вблизи кроссовера линии струй

и 5512) также детектируется триплет Mg XI K_α,

плохо детектируются, поэтому, как и в случае оби-

лия элементов, температура основания плохо огра-

найденное обилие оказывается примерно в два раза

ничивается из данных. Наиболее точно параметры

меньше солнечного значения. Хуже всего опреде-

модели ограничиваются по данным наблюдений

ляется обилие натрия, линии излучения которого

ObsID 106, 5512, 5513, 5514, 6360, 1019. На рис. 5

дают наименьший вклад в поток в рассматривае-

приведены распределения плотности вероятностей

мом диапазоне энергий (<1%). Найденное высо-

параметров модели для ObsID 6360. Из двумерных

кое обилие натрия в основном вызвано невязками

распределений видно, что увеличение температуры

в области несмещенной энергии E₀ ≈ 1.275 кэВ,

основания соответствует уменьшению плотности

где помимо линии Na X K_α, излучается большое

водорода на луче зрения. Тем не менее при условии

количество более ярких линий Fe XXI, Ne X,

близкого к солнечному химического состава струй

Ni XIX-Ni XXV, поэтому полученное значение мо-

все параметры модели достаточно хорошо ограни-

жет быть сильно завышенным. Примечательно, что

чиваются из данных.

подобная невязка модели и данных наблюдается

для всей рассматриваемой выборки наблюдений,

Угол раствора и скорость струй

в том числе и для наблюдения вблизи кроссовера

ObsID 1019. Наибольшее отклонение от солнечно-

Движение линий джетов в спектре SS 433 яв-

го химического состава найдено для никеля. Яркие

ляется результатом сочетания продольного и по-

линии никеля надежно детектируются на энергиях

перечного эффектов Доплера. Поперечный эффект

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

ДИАГНОСТИКА ПАРАМЕТРОВ РЕНТГЕНОВСКИХ СТРУЙ

355

1.8

1.7

1.6

1.5

1.4

1.3

1.2

1.1

1.0

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

Рис. 4. Параметры наилучшей аппроксимации данных HETGS/Chandra в диапазоне энергий 1-3 кэВ моделью теп-

лового излучения барионных джетов bjet, при фиксированном солнечном обилии кремния и свободными параметрами

обилиядругих элементов: Ne, Na, Mg, Al, S, Fe и Ni (см. рис. 3). По оси абсцисс отложена фаза прецессиисистемыψ, для

наблюдений с фазами ψ > 0.5 фаза прецессии зеркально отражена. На верхней панели показана температура основания

джетов для наблюдений из табл. 1, на нижней панели — плотность водорода на луче зрения для модели поглощения

phabs. Вертикальная штриховая линия показывает положение кроссоверов.

Доплера явно наблюдается в моменты пересечения

то есть

(

)

струй картинной плоскости (моменты кроссоверов,

1+z_b

ψ = 0.35 и ψ = 0.65), когда доплеровские смеще-

cos φ =

(7)

ния линий струй совпадают и равны v^r,-/c = γ - 1,

(

)

1+z_r

z_r - z_b

где γ = (1 - β²)-1/2 — Лоренц-фактор, β = v/c —

-1

скорость газа в джетах в единицах скорости света.

2γβ

Измерения смещения линий позволяют непосред-

Наконец, описывая профиль линий гауссианной со

ственно определять скорость струй и их геомет-

среднеквадратичной шириной Σ(E₀) (E₀ — поло-

рию, угол наклона к лучу зрения и угол раствора

жение несмещенного центроида линии), угол полу-

струй. Обозначим доплеровское смещение струи,

раскрытия конуса газового потока в джете может

которая большую часть периода прецессии при-

быть найден из уравнения:

ближается к наблюдателю символом z_b, смещение

√

противоположной струи — z_r, а их среднее зна-

2 ln 2

Σ(E₀)

чение — z₀ = (z_r + z_b)/2. Тогда, предполагая иде-

Θ=

(8)

βγ sin φ E₀

альную симметрию и одинаковую скорость струй,

получим (Хабибуллин и др., 2016):

√

Как было отмечено выше, во время наблюдений

ObsID 5513 и 5514 была обнаружена спектральная

β=

(5)

(1 + z₀)²

переменность SS 433 (Маршалл и др., 2013). Мы

(

)

проверяем влияние такой переменности на полу-

√

ченные параметры, разбивая экспозицию каждого

2z₀

z₀ + O(z²⁰)

наблюдения на две части и повторяя процедуру

аппроксимации для каждой части отдельно. На

Аналогичным образом может быть найден угол φ

рис. 6 показаны результаты измерений для скоро-

между осью джетов и лучом зрения:

сти струй β и угла раствора Θ, кружками показан

z_b = γ (1 - β cos φ) - 1,

(6)

результат анализа полной экспозиции, треуголь-

z_r = γ (1 + β cos φ) - 1,

никами — для двух частей каждого наблюдения.

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

356

МЕДВЕДЕВ и др.

N^phabs, 10²² cm² = 1.39+0.03H0.03

6 keV

, eV = 17.33^+0.920.84

21.0

19.5

18.0

16.5

15.0

+1.07

0.89

T₀, keV = 14.62

jet_r/jet_b = 14.62^+0.040.04

0.36

0.30

0.24

0.18

0.12

Lk e0, 10³⁸ erg/s = 1.29⁺

0.02

1.36

1.32

1.28

1.24

N^phabs, 10²² cm²

6 keV

, eV

T₀, keV

jet_r/jet_b

L_k _e0, 10³⁸ erg/s

Рис. 5. Одно- и двумерные маргинализованные апостериорные распределения параметров модели излучения барионных

джетов (см. уравнение (3)) для аппроксимации данных ObsID 6360 в диапазоне энергий 1-3 кэВ. Распределения

показаны для следующих параметров: N^phabsH — плотность водорода на луче зрения в модели фотопоглощения phabs,

T0 — температура основания джетов (температуры фиксировались равными для двух джетов), Σ6 keV — среднеквадра-

тичная ширина гауссова профиля линий джетов на энергии 6 кэВ, L_k × τe0 — произведение кинетической светимости на

оптическую толщину по электронному рассеянию в основании джетов. Величина L_k × τ рассчитана в предположении

расстояния до SS 433, равного 5 кпк. jetr/jetb соответствует параметру подавления красного джета constant. Обилие

кремния фиксировалось равным солнечному, в то время как обилия остальных элементов, излучающих яркие линии в

рассматриваемом диапазоне энергий, определялись из аппроксимации. 5%-ный, 50%-ный и 95%-ный квантили показаны

вертикальными штриховыми линиями.

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

ДИАГНОСТИКА ПАРАМЕТРОВ РЕНТГЕНОВСКИХ СТРУЙ

357

0.32

0.05

0.30

0.04

0.28

0.03

0.26

0.02

0.24

Full exp, 1-3 keV

0.01

0.22

Full exp, 5-8 keV

First part, 1-3 keV

Second part, 1-3 keV

0.20

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

Рис. 6. Скорость (β, левая панель) и угол полураскрытия конуса (Θ, правая панель) струй SS 433, полученные по

измерениям положения и ширины линий в мягкой (1-3 кэВ черные символы) и жесткой (6-9 кэВ, синие символы)

частях рентгеновских спектров по данным обсерватории Chandra в зависимости от фазы прецессии системы ψ, для

наблюдений с фазами ψ > 0.5 фаза прецессии зеркально отражена. Треугольниками показаны измерения по мягкой

части спектра при разбиении экспозиции наблюдений на две части (первая часть — треугольники, направленные вниз).

Горизонтальная штриховая линия на левой панели показывает величину β = 0.26, на правой панели — Θ = 0.013.

Вертикальные штриховые линии показывают положение кроссовера.

Синие маркеры соответствуют измерениям пара-

железа, необходимо добавить еще одну стационар-

метров по линиям в жесткой части спектра 6-9 кэВ

ную линию, с центроидом в диапазоне энергий 6.6-

методом, описанным в разделе 6.

6.65 кэВ, которая также была зарегистрирована по

данным XMM-Newton (Медведев и др., 2018).

На первом шаге параметры модели lbjet фик-

6. ЭМИССИОННЫЕ ЛИНИИ В

сировались в соответствии с найденными по мяг-

ДИАПАЗОНЕ ЭНЕРГИЙ 5-8 кэВ

кому диапазону энергий, из аппроксимации данных

определялись параметры модели континуума. По-

Найденные из анализа данных в диапазоне

лученная таким способом оценка потока в линиях

энергий 1-3 кэВ параметры модели излучения

железа в диапазоне энергий 5-8 кэВ оказывается

джетов, а именно их полная рентгеновская све-

в два-три раза меньше наблюдаемых потоков в

тимость, температура основания и обилие химиче-

линиях “жесткой” группы спектров. Для того что-

ских элементов, позволяют предсказывать потоки

бы получить приемлемое качество аппроксимации,

в линиях, излучаемых в спектре на энергиях выше

нормировку линий в модели lbjet можно изменять

3 кэВ. В этом разделе мы проверяем, согласуются

двумя способами: за счет изменения величины L_k ×

ли найденные параметры струй с наблюдаемыми

× τ, т.е. полной рентгеновской светимости дже-

линиями излучения железа и никеля в диапазоне

тов или путем изменения обилия соответствующих

энергий 5-8 кэВ. Для этой цели мы используем

элементов. Мы остановимся на втором способе,

подход, описанный в работе Медведев и др. (2018),

чтобы формально определить разницу требуемо-

извлекая из совокупного спектра модели bjet

го обилия железа по линиям в мягком и жест-

отдельный компонент непрерывного излучения.

ком диапазонах спектров обсерватории Chandra.

После этого непрерывный компонент вычитается

Для этого мы аппроксимируем данные, отпуская

из полного излучения модели, таким образом

в модели основные параметры линий — ширину

определяется модель излучения спектральных

и доплеровские смещения, обилия элементов и

линий без континуума (модель lbjet). В качестве

температуру основания, но при этом фиксируя

модели континуума мы используем спектр од-

рентгеновскую светимость джетов, найденную из

нотемпературного тормозного излучения плазмы.

анализа данных в диапазоне 1-3 кэВ. Отметим,

Флуоресцентная линия железа Fe I K_α описывает-

что в рассматриваемом случае параметры обилия

ся стандартным образом, при помощи добавления

и температуры теперь уже не вырождены, так как

к модели гауссианы с фиксированным центроидом

отношение потоков в линиях Fe XXV K_α и Fe XXVI

на энергии 6.4 кэВ. Помимо флуоресцентной линии

Ly_α чувствительно к температуре основания струй

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

358

МЕДВЕДЕВ и др.

OBS ID, 6360,

OBS ID, 5512,

OBS ID, 5513,

zb = 0.04,

zb = 0.07,

zb = 0.06,

zr = 0.11

zr = 0.15

zr = 0.12

10²

10³

5.0

5.5

6.0

6.5

7.0

7.5

5.5

6.0

6.5

7.0

7.5

5.5

6.0

6.5

7.0

7.5

8.0

Energy, keV

Рис. 7. МоделированиенаблюденийObsID 6360, 5512и 5513 в диапазонеэнергий5-8 кэВ припомощимоделиизлучения

линий джетов lbjet (голубые и красные линии для приближающегосяи удаляющегосяджетов соответственно) в сумме с

моделью тормозного излучения континуума (черный пунктир) и двумя гауссианами (черные пунктиры) с центроидами

на энергиях 6.4 и 6.6 кэВ. На рисунке изображены данные с прибора HEG (синие точки) и MEG (черные точки),

сгруппированные для лучшей визуализации со значимостью детектирования не менее 5σ. Сверху голубыми стрелками

указаны линии приближающегося джета, красными — удаляющегося, черными — стационарные линии.

2.0

3.5

1.8

3.0

1.6

2.5

1.4

2.0

1.2

1.5

1.0

0.8

0.5

0.6

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

Рис. 8. Найденные из анализа данных в диапазоне 5-8 кэВ параметры модели lbjet в зависимости от фазы прецессии

системы ψ, для наблюдений с фазами ψ > 0.5 фаза прецессии зеркально отражена. Вертикальными пунктирными

линиями отмечены моменты положения кроссоверов. На левой панели показана температура основания джетов,

определяющая соотношение потоков в линиях Fe XXV Kα и Fe XXVI Lyα, на средней панели приведены потоки во

флуоресцентной линии железа Fe I Kα на энергии 6.4 кэВ (черные кружки) и в стационарной линии на энергии 6.6 кэВ

(красные кружки), предположительно формирующейся в результате флуоресценции на ионах Fe XXII-XXIII в горячих

областях ветра. На правой панели показано обилие железа в солнечных единицах (Андерс и Гревеза, 1989), необходимое

для описания линий железа при фиксированных параметрах модели излучения джетов, найденных по мягкой части

спектра (см. Раздел 5).

(см. раздел 4). Полученные таким способом модели

поток в линиях железа, необходимо формально

наилучшей аппроксимации изображены на рис. 7,

увеличить его обилие до величины ≈1.3 (с большим

найденные параметры показаны на рис. 8.

разбросом), в то время как по мягкой части спек-

тров обилие железа соответствует ≈0.5 в солнеч-

Анализ данных показал, что температура осно-

ных единицах. Из этого можно сделать вывод, что

вания джетов, необходимая для описания линий в

более горячая часть джетов, с температурой выше

диапазоне энергий 5-8 кэВ, немного выше, чем

температуры основания T₀, обеспечивающей на-

найденная из моделирования линий в мягком диа-

блюдаемое соотношение между потоками в линиях

пазоне энергий 1-3 кэВ (левая панель на рис. 8).

и в континууме в мягкой части спектра, должна

Однако для того чтобы получить наблюдаемый

вносить существенный вклад в излучение джетов

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

2019

№5

ДИАГНОСТИКА ПАРАМЕТРОВ РЕНТГЕНОВСКИХ СТРУЙ

359

на энергиях ≳ 3 кэВ, но быть при этом практически

линий формируется наблюдаемая низкоконтраст-

полностью подавленной в мягкой части спектра.

ная широкая подложка (Медведев и др., 2013).

Вклад излучения таких горячих и более компакт-

Положение центроида линии лежит в диапазоне

ных областей джетов подтверждается наблюдае-

6.55-6.64 кэВ, что может соответствовать степени

мым уменьшением температуры формирования ли-

ионизации железа XXII-XXIII.

ний железа в моменты орбитальных затмений в

системе, в то время как в мягкой части спек-

7. МОДЕЛЬ ЖЕСТКОГО КОМПОНЕНТА

тра существенные изменения не наблюдаются. Как

следует из сравнения скорости и угла разлета по

Высокий темп переноса массы в ветре сверх-

линиям в мягком и жестком диапазонах энергий на

критического диска (∼M) приводит к образованию

рис. 6, предполагаемое горячее продолжение дже-

плотных структур газа вокруг центральной машины

тов должно быть полностью идентично по своим

SS 433. Очевидно, что такой ветер полностью

кинематическим и геометрическим характеристи-

блокирует излучение джетов в области их форми-

кам с незатменными частями джетов, доминирую-

рования, коллимации и ускорения, размер которой

щими в мягкой части спектра (некоторые отклоне-

можно сопоставить с радиусом сферизации сверх-

ния обнаружены только для моментов “дрожания”

критического диска R_sph (Поутанен и др., 2007):

струй во время наблюдений ObsID 5513 и 5514).

Помимо линий джетов, большой интерес пред-

R_sph =

R_in = 1.8 × 10⁹ см,

(9)

ставляет флуоресцентная линия железа Fe I K_α.

Edd

Существует несколько версий относительно меха-

низмов формирования флуоресцентного излучения

где R_in = 6GM_X /c² = 2.7 × 10⁶ см — внутренний

в SS 433. В работе (Медведев и др., 2018) была

радиус аккреционного диска и

M /M Edd ∼ 400 —

предложена модель, согласно которой флуорес-

темп переноса массы со звезды-донора в еди-

центное излучение может формироваться в опти-

ницах эддингтоновского темпа аккреции

M_Edd =

(

)

чески тонких областях ветра сверхкритического

M_X

= 3 × 10-8

M_⊙/год, для массы компактно-

диска, которые частично блокируют и рассеивают

M_⊙

излучение от наиболее горячих частей джетов. На

го объекта в системе M_X = 3 M_⊙ (см. Фабрика,

рис. 8 представлены потоки в линии Fe I K_α и

2004). В то же время на расстояниях вдоль оси

в стационарной линии на энергии ≈6.6 кэВ. От-

джета, где температура газа приближается к темпе-

носительно большая ошибка измерений связана с

ратуре основания T₀ ≈ 15 кэВ, ветер должен иметь

модельной зависимостью вклада линий никеля и

достаточно низкую плотность, соответствующую

железа удаляющегося джета в наблюдаемый поток

оптической толщине по электронному рассеянию

в области рассматриваемых линий. Хорошо вид-

≲10-2, как это видно из оценок плотности водорода

но, что потоки в линиях меняются схожим обра-

на луче зрения (рис. 4). При этом геометрический

зом. Видно также, что потоки в линиях зависят

размер такой области должен быть сопоставим

от степени “жесткости” спектров (см. Раздел 4),

с эффективным радиусом полости Роша звезды-

иными словами при увеличении вклада дополни-

донора в SS 433, то есть RT0 ≳ 2 × 10¹² см (Хил-

тельного компонента поток во флуоресцентной ли-

лвиг и Гиес, 2008; Лопез и др., 2006; Маршалл

нии растет. Хорошо видно, что обе линии, как и

и др., 2013), для того чтобы обеспечить отсут-

дополнительный компонент, существенно слабе-

ствие изменений в мягкой части спектра в мо-

ют в моменты орбитальных затмений в системе.

менты орбитальных затмений. В работе Медведев

Флуоресцентная линия железа описывается узкой

и др. (2018) был предложен сценарий, согласно

гауссианой с шириной 10-20 эВ, в то время как

которому избыток жесткого излучения формиру-

линия на энергии 6.6 кэВ существенно шире: для

ется в горячем продолжении джетов, максималь-

внезатменных наблюдений получена ширина линии

ная температура газа которого может значительно

на уровне ∼60 эВ, в моменты затмений ширина

превышать температуру видимого основания T₀ ≈

линии уменьшается до ∼40 эВ. Измеренные харак-

≈ 15 кэВ. Такая ситуация возможна, если суще-

теристики линий в целом согласуются с моделью

ствует область ветра вокруг джетов, плотность ко-

формирования линий в результате флуоресценции

торой обеспечивает заметную оптическую толщину

на железе в ветре сверхкритического диска. В

по фотопоглощению, блокируя излучение джетов

этом случае линия на энергии 6.6 кэВ должна

на энергиях ниже 3 кэВ, но при этом оптически

излучаться во внутренних, сильно ионизованных

тонкая по электронному рассеянию, в результате

частях ветра, скорость которых должна быть весь-

чего жесткое излучение наиболее горячих частей

ма большой, ∼3000 км/c. Тем не менее возможно,

джетов проходит насквозь и лишь частично рассе-

что разлет вещества в ветре может происходить

ивается. В такой ситуации флуоресцентная линия

и с большими скоростями, в результате чего в

излучения Fe I K_α формируется вместе с рассе-

профиле оптических стационарных эмиссионных

янным непрерывным излучением, вклад которого в

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

360

МЕДВЕДЕВ и др.

полный наблюдаемый спектр ожидается на уровне

τ_T ! 1

Bjet model

τ_T ∼ 0.1. В этой работе мы продолжаем разви-

вать идею, предложенную в работе Медведев и

Jet base

T₀, τ_e0

τ_T ~ 0.1

др. (2018), рассчитывая модель излучения горячего

Cwind model

θ_f

Hbjet

продолжения барионных джетов (модель hbjet),

призванную стать связующим звеном между харак-

теристиками излучения джетов, дополнительного

жесткого компонента и флуоресцентного излуче-

τ_T @ 1

ния в рентгеновских спектрах SS 433.

Горячее продолжение джетов и рассеянный

компонент излучения

В рамках предложенного формализма фор-

мирования жесткого излучения широкополосный

спектр SS 433 может быть описан сочетанием трех

спектральных моделей (см. схему на рис. 9)⁵:

i) модель bjet: вклад излучения непоглощенной

части джетов, доминирующий на энергиях ниже

Рис. 9. Схема моделиформированияширокополосного

рентгеновского спектра SS 433 в рамках теплового

3 кэВ. Максимальная температура газа T₀ ≈ 15 кэВ

излучения джетов. Приближающийся и удаляющийся

достигается в точке, называемой основанием дже-

от наблюдателя джеты изображены голубой и красной

тов. Модель была предложена в работе Хабибул-

областями соответственно. Ветер сверхкритического

лин и др. (2016);

аккреционного диска представлен в виде однородного

сферического облака нейтрального газа с радиальной

ii) модель hbjet: фотопоглощенное излучение

томсоновской оптической толщиной τT , в котором

горячего продолжения джетов. Вклад компонен-

“вырезаны” симметричные конические полости c углом

та доминирует на энергиях выше 3 кэВ. Модель

раствора Θ_d = arccos μ_d вдоль оси, проходящей через

описывает излучение части джета с температурами

центр облака и образующей угол i = arccos μ по отно-

шению к лучу зрения наблюдателя.

от T₀ до максимальной видимой температуры газа

T_max, после которой излучение джета полностью

блокируется плотным ветром.

для аналогичного набора параметров, что и модель

iii) модель cwind: рассеянный в оптически тон-

bjet, но имеет дополнительный параметр для мак-

ком ветре компонент излучения горячего продол-

симальной видимой температуры газа T_max.

жения джетов с учетом флуоресценции нейтраль-

Описание спектральной модели cwind пред-

ных атомов. Компонент воспроизводит наблюда-

ставлено в работе Медведев и др. (2018). В модели

емый поток во флуоресцентных линиях, однако

источник излучения помещен в центр однородного

интегральный вклад компонента относительно мал,

сферического облака нейтрального газа с ради-

∼τ_T ∼ 0.1. Модель предложена в работе Медведев

альной томсоновской оптической толщиной τ_T и

и др. (2018).

обилием тяжелых элементов Z, в котором выре-

Спектральная модель hbjet рассчитывалась по

заны симметричные конические полости c углом

аналогии с моделью bjet (Хабибуллин и др., 2016).

раствора Θ_d = arccos μ_d вдоль оси, проходящей

Краевые (начальные) условия для решения урав-

через центр облака и образующей угол i = arccos μ

нения теплового баланса (см. уравнение (1)) по-

с лучом зрения наблюдателя (см. рис. 9). Пред-

прежнему задаются в точке вдоль оси джета, на-

полагается, что точечный источник соответству-

зываемой основанием (r₀), где джет становится

ет части джета с наибольшей температурой T_max,

спектр которого задается моделью однотемпера-

непосредственно виден для наблюдателя. После

турного тормозного излучения.

этого уравнение теплового баланса решается в

“обратном” направлении, в сторону увеличения

температуры газа. Расчет прекращается в точке

Результаты аппроксимации

r_min, когда температура газа достигает величины

Параметры модели bjet фиксируются в соот-

T_max. Будем считать, что излучение порции джета

с координатами r < r_min полностью блокируется

ветствии с найденными из анализа мягкой части

спектра (см. раздел 5). Получение точных парамет-

ветром аккреционного диска. Модель рассчитана

ров модели жесткого компонента выходит за рам-

ки настоящей работы, поэтому для качественного

⁵Все три модели доступны для общего пользования и мо-

гут быть загружены с веб-адреса: http://hea133.iki.

описания спектра мы используем модель hbjet

rssi.ru/public/bjet/

только для летящего в сторону наблюдателя джета,

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

364

МЕДВЕДЕВ и др.

который вносит основной вклад в наблюдаемый

рентгеновское излучение, производимое в струях,

спектр. Такое приближение кажется разумным, так

от излучения дополнительного компонента. Для

как для наблюдений на фазах прецессии ψ < 0.2

этой цели были использованы данные в мягком

найденный из аппроксимации фактор подавления

рентгеновском диапазоне энергий 1-3 кэВ, где

противоположного джета constant указывает на

излучается основная часть рентгеновских линий,

весьма существенное дополнительное поглощение,

а вклад дополнительного компонента ожидается

вероятно обусловленное газом в экваториальной

сравнительно небольшим. В этой части спектра

плоскости системы. Фотопоглощение излучения

энергетическое разрешение и чувствительность

hbjet, как и до этого, задается моделью phabs.

дифракционных решеток HETGS достигают наи-

Все параметры модели, кроме максимальной тем-

лучших показателей, что позволяет раздельно

пературы газа T_max, “сшиваются” в точке r₀, со-

измерять интенсивности и положения линий

ответствующей в модели bjet положению основа-

приближающейся и удаляющейся струй. Такие

ния джетов. Для модели рассеянного компонента

измерения дают ценную количественную инфор-

излучения cwind параметр температуры тормоз-

мацию относительно температуры и химического

ного излучения источника связывается с темпера-

составе газа в джетах. Однако определяемое

турой T_max, оптическая толщина — с параметром

обилие элементов оказывается напрямую связано с

N_H мультипликативной модели phabs для горячей

предполагаемой температурой видимого основания

части джета hbjet. Полученная модель может быть

джетов, что приводит к вырождению модельных

записана в виде:

параметров при прямой аппроксимации данных.

Получить ограничение на температуру основания

Model = phabs ∗ (gsmooth ∗ (zashift_b ∗ bjet_b +

струй можно исходя из анализа относительных

+ constant ∗ zashift_r ∗ bjet_r) +

интенсивностей линий, формирующихся в областях

+ phabs ∗ gsmooth ∗ zashift_b ∗ hbjet_b +

джетов с различной температурой, обеспечива-

ющей максимальную излучательную способность

+ cwind).

плазмы в заданной линии. На практике, к сожа-

Полученные модели наилучшей аппроксимации

лению, такой способ оказывается непригодным

для наблюдений ObsID 6360 и 5513 показаны

при анализе линий в мягкой части спектра, потому

на рис. 12. Видно, что наблюдается недостаток

как распределение меры эмиссии в холодном

потока в линиях железа в диапазоне энергий 5-

“хвосте” рентгеновских джетов оказывается не

8 кэВ, мы считаем, что это может быть связано с

чувствительным к температуре основания струй. С

очевидной упрощенностью используемой модели.

другой стороны, такая ситуация позволяет точно

В частности, мы не учитываем изменение плотности

измерять относительные обилия элементов, линии

вещества ветра вдоль луча зрения для разных точек

которых высвечиваются в мягком диапазоне энер-

вдоль оси джета, фиксируя параметр N_H для всего

гий. Анализ данных показал, что относительные

обилия всех элементов, за исключением никеля,

выходящего излучения модели hbjet. Помимо это-

близки к солнечным значениям. Это позволило

го, в модели cwind рассматривается нейтральный

определить температуру основания джетов T₀ ≈

и однородный газ в ветре с простой сферически-

≈ 15 кэВ, при которой уровень континуума в

симметричной геометрией, что очевидно является

мягкой части обеспечивает наблюдаемые эквива-

грубым приближением. Центральная часть ветра

лентные ширины линий при условии близкого к

может иметь высокую степень ионизации газа, на

солнечному химического состава струй.

что указывает наблюдаемая стационарная линия на

энергии 6.6 кэВ, описанная в разделе 5. Ожидается

Найденные параметры модели по мягкой части

также, что ветер должен иметь существенно

спектра позволяют предсказывать потоки в линиях

неоднородную структуру (см., например, Охсуга

излучения джетов во всем диапазоне энергий об-

и Майнешиге, 2011). Тем не менее мы видим, что

серватории Chandra. Оказалось, что наблюдаемые

потоки и требуемая температура основания струй

предложенная модель способна качественно вос-

производить как жесткий континуум на энергиях

для линий железа в диапазоне энергий 5-8 кэВ

заметно выше предсказываемых в модели по лини-

> 3 кэВ, так и почти полностью скомпенсировать

избыток потока в линиях железа.

ям в мягкой части спектра. В отличие от линий в

мягкой части спектра, наблюдаемые потоки в лини-

ях железа указывают на уменьшение температуры

8. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

основания струй в моменты орбитальных затмений

Неизвестная спектральная форма излучения

в системе.

дополнительного компонента вносит большие

В качестве объяснения дополнительного ком-

неопределенности при описании широкополосного

понента мы развиваем формализм предложений в

спектра обсерватории Chandra при помощи модели

работе Медведев и др. (2018). Согласно предло-

излучения струй. В работе путем систематического

женному в этой работе сценарию, избыток жестко-

анализа данных предпринята попытка отделить

го излучения формируется в горячем продолжении

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

ДИАГНОСТИКА ПАРАМЕТРОВ РЕНТГЕНОВСКИХ СТРУЙ

365

джетов, максимальная температура газа в кото-

10.

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

рых может значительно превышать температуру

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

видимого основания T₀ ≈ 10 кэВ. Такая ситуация

arXiv:1811.12564 (2018).

возможна, если существует область ветра вокруг

11.

ван ден Хойвель (E.P.J. van den Heuvel), VA 25, 95

джетов, плотность которой обеспечивает заметную

(1981).

оптическую толщину по фотопоглощению, блоки-

12.

Вайскопф и др. (M.C. Weisskopf, B. Brinkman,

C. Canizares, G. Garmire, S. Murray, and

руя излучение джетов на энергиях ниже 3 кэВ,

L.P. Van Speybroeck), Publ. Astron. Soc. Pasific

но при этом оптически тонкая по электронному

114, 1 (2002).

рассеянию, в результате чего жесткое излучение

13.

Вилмс, Маккрай (A. Wilms McCray), Astrophys. J.

наиболее горячих частей джетов проходит насквозь

542, 914 (2000).

и лишь частично рассеивается. В этой работе мы

14.

Гастингс (W.K. Hastings), Biometrika 57 (1), 97, 109

рассчитали модель излучения горячего продолже-

(1970).

ния барионных джетов (модель hbjet), призванную

15.

Горанский (V. Goranskij), Peremennye Zvezdy 31, 5

стать связующим звеном между характеристика-

(2011).

ми излучения джетов, дополнительного жесткого

16.

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

компонента и флуоресцентного излучения в рентге-

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

новских спектрах SS 433. Параметры моделей по-

J.W. Percival, G.W. van Citters, D. C. Taylor, and

глощенной и непоглощенной частей джетов связы-

M.J. Taylor), Astron. Astrophys. 327, 648 (1997).

ваются между собой краевыми условиями в точке

17.

Канисарес и др. (C.R. Canizares, et al.), Publ.

основания джетов, непосредственно видимой для

Astron. Soc. Pasific 117, 1144 (2005).

наблюдателя без поглощения в ветре. Сочетание

18.

Коваль, Шакура (E.V. Koval and N.I. Shakura),

модели излучения непоглощенных рентгеновских

ESASP 296, 479 (1989).

джетов вместе с частично рассеянным и фото-

19.

Кэш (W. Cash), Astrophys. J. 228, 939 (1979).

поглощенным излучением горячего продолжения

20.

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

джетов дает полную самосогласованную карти-

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

ну формирования широкополосного рентгеновско-

(1996).

го спектра SS 433 в рамках теплового излучения

21.

Котани и др. (T. Kotani, S.A. Trushkin, R. Valiullin,

барионных джетов в системе. Требуемая эквива-

K. Kinugasa, S. Safi-Harb, N. Kawai, and

лентная плотность водорода на луче зрения для

M. Namiki), Astrophys. J. 637, 486 (2006).

фотопоглощенной части джетов оказывается в ра-

22.

Кубота и др. (K. Kubota, et al.), Publ. Astron. Soc.

зумных пределах N_H = 15-20 × 10²² атомов/см² с

Japan 62, 323 (2010).

максимальной температурой газа до 40 кэВ.

23.

Лопез и др. (L.A. Lopez, H.L. Marshall,

C.R. Canizares, N.S. Schulz, and J.F. Kane),

Работа выполнена при поддержке Российского

Astrophys. J. 650, 338 (2006).

научного фонда (проект № 14-12-01315). Мы

24.

Лю и др. (J.-F. Liu, Y. Bai, S. Wang, S. Justham,

благодарим Е.М. Чуразова за предоставленную

Y. J. Lu, W.-M. Gu, Q.-Z. Liu, R. di Stefano, J.-

спектральную модель рассеяния в холодном ветре

C. Guo, A. Cabrera-Lavers, P.

Alvarez, Y. Cao, and

cwind.

S. Kulkarni), Nature 528, 108 (2015).

25.

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

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

N.S. Schulz), Astrophys. J. 564, 941 (2000).

1. Абелл, Маргон (G.O. Abell and B. Margon), Nature

26.

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

279, 701 (1979).

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

2. Асплунд и др. (M. Asplund, N. Grevesse,

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

A.J. Sauval, and P. Scott), Am. Rev. Astron.

(2013).

Astrophys. 47, 481 (2009).

27.

Мадау, Фрагос (P. Madau and T. Fragos), Astrophys.

3. Андерс, Гревеза (E. Anders and N. Grevesse),

J. 840, 13 (2017).

Geochimica et Cosmochimica Acta 53, 197 (1989).

28.

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

4. Арно (K. Arnaud), ASP Conf. 101, 17 (1996).

MNRAS 402, 479 (2010).

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

29.

Медведев и др. (P.S. Medvedev, S.N. Fabrika,

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

V.V. Vasiliev, V.P. Goranskij, and E.A. Barsukova),

6. Бланделл и др. (K. Blundell, M. Bowler, and

Astron. Lett. 39, 826 (2013).

L. Schmidtobreick), Astrophys. J. 678, L47 (2008).

30.

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

7. Бринкманн и др (W. Brinkmann, H.H. Fink,

S.Yu. Sazonov), Astron. Lett. 44, 390 (2018).

S. Massaglia, G. Bodo, and A. Ferrari), Astron.

31.

Миддлтон и др. (M.J. Middleton, D.J. Walton,

Astrophys. 196, 313 (1988).

W. Alston, T. Dauser, S. Eikenberry, Y.-F. Jiang,

8. Бринкманн и др. (W. Brinkmann, B. Aschenbach,

A.C. Fabian, F. Fuerst, M. Brightman, H. Marshall,

and N. Kawai), Astron. Astrophys. 312, 306 (1996).

M. Parker, C. Pinto, F.A. Harrison, M. Bachetti,

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

D. Altamirano, A.J. Bird, G. Perez, J. Miller-Jones,

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

P.A. Charles, S. Boggs, F. Christensen, W. Craig,

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019

366

МЕДВЕДЕВ и др.

K. Forster, B. Grefenstette, C. Hailey, K. Madsen,

48.

Фендер, Галло (R. Fender and E. Gallo), SSRv 183,

D. Stern, and W. Zhang), arXiv:1810.10518 (2018).

323 (2014).

32.

Милгром (M. Milgrom), Astron. Astrophys. 76, L3

49.

Филиппова и др. (E. Filippova, M. Revnivtsev,

(1979).

S. Fabrika, K. Postnov, and E. Seifina), Astron.

33.

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

Astrophys. 460, 125 (2006).

R. Sunyaev), MNRAS 418, 2095 (2012).

50.

Фостер и др. (A.R. Foster, L. Ji, R.K. Smith, and

34.

Намики и др. (M. Namiki, N. Kawai, T. Kotani, and

N.S. Brickhouse), Astrophys. J. 756, 128 (2012).

K. Makishima), Publ. Astron. Soc. Japan 55, 281

51.

Хабибуллин, Сазонов (I.I. Khabibullin and

(2003).

S.Y. Sazonov), Astron. Lett. 38, 443 (2012).

35.

Охсуга, Майнешиге (K. Ohsuga and S. Mineshige),

52.

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

Astrophys. J. 736, 2 (2011).

S. Sazonov), MNRAS 455, 1414 (2012).

36.

Панферов, Фабрика (A.A. Panferov and

53.

Хабибуллин, Сазонов (I. Khabibullin and

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

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

37.

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

54.

Хамфрей и др. (P.J. Humphrey, W. Liu, and

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

D.A. Buote), Astrophys. J. 693, 822 (2009).

MNRAS 377, 1187 (2007).

55.

Хиллвиг и др. (T.C. Hillwig, D.R. Gies, W. Huang,

38.

Садовский и др. (A. Sadowski, R. Narayan,

M.V. McSwain, M.A. Stark, A. van der Meer, and

J.C. McKinney, and A. Tchekhovskoy), Astrophys. J.

L. Kaper), Astrophys. J. 615, 422 (2004).

543, 28 (2000).

56.

Хиллвиг, Гиес (T. Hillwig and D. Gies), Astrophys. J.

39.

Сазонов, Хабибуллин (S. Sazonov and

676, L37 (2008).

I. Khabibullin), MNRAS 468, 2249 (2017).

57.

Хунемордер и др. (D.P. Huenemoerder et al.), Astron.

40.

Сазонов, Хабибуллин (S. Sazonov and

J. 141, 129 (2011).

I. Khabibullin), MNRAS 476, 2530 (2018).

58.

Цзян и др. (Y.-F. Jiang, J. Stone, and S.W. Davis),

41.

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

arXiv: 1709.02845 (2017).

456, 1859 (2016).

59.

Чуразов и др. (E. Churazov, M. Gilfanov, W. Forman,

42.

Фабрика, Борисов (S.N. Fabrika and N.V. Borisov),

and C. Jones), Astrophys. J. 471, 673 (1996).

Sov. Astron. Lett. 13, 279 (1987).

60.

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

43.

Фабрика, Бычкова (S. Fabrika and L. Bychkova),

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

Astron. Astrophys. 240, L5 (1990).

Astron. Rep. 52, 487 (2018).

44.

Фабрика, Мещеряков (S. Fabrika and

61.

Черепащук и др. (A.M. Cherepashchuk,

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

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

45.

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

4844 (2018).

46.

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

62.

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

O. Sholukhova, and M. Shidatsu), Nature Phys. 11,

Astron. Astrophys. 24, 337 (1973).

551 (2015).

47.

Фендер, Галло (H. Feng and R. Soria), NewAR 55,

63.

Шкловский (I.S. Shklovskii), Sov. Astron. 25, 315

166 (2011).

(1981).

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45

№5

2019