Астрономический журнал, 2021, T. 98, № 8, стр. 630-642

1. ВВЕДЕНИЕ

Остаток сверхновой (ОСН) G11.2–0.3 относится к типу “C” остатков, называемых комбинированными, т.е. имеет расширяющуюся оболочку с расположенной внутри нее туманностью пульсарного ветра (PWN, плерион), окружающей центральный пульсар PSR J1811–1925. Впервые плерион и пульсар в G11.2–0.3 обнаружены в рентгеновском диапазоне из наблюдений ASCA, о чем сообщалось в [1, 2].

G11.2–0.3 – один из трех или четырех самых молодых ОСН с коллапсом ядра (core-collapse supernovae, CC SNR) в Галактике. Оставшаяся после взрыва нейтронная звезда действует как пульсар, создавая PWN в середине расширяющегося выброса. В работе [3] отмечена особенность морфологии плериона в жестком рентгеновском диапазоне: источник синхротронного излучения содержит две противоположно направленные струи, не имеющие аналогов в радиоизлучении.

Возраст остатка по данным измерения скорости расширения туманности в рентгеновском диапазоне на основе наблюдений Chandra оценивается в пределах 1400–2400 лет [3]. Измерения в радиодиапазоне с высоким угловым разрешением выявили круговую симметрию внешней границы G11.2–0.3. Зависимость плотности потока $S$ от частоты $f$ близка к степеннóй в виде $S(f) \propto {{f}^{{ - \alpha }}}$ со спектральным индексом $\alpha = 0.5$ [4]. По данным [5], спектральные индексы оболочки и плериона составляют ${{\alpha }_{S}} = 0.56 \pm 0.02$ и ${{\alpha }_{P}} = 0.25_{{ - 0.10}}^{{ + 0.05}}$ соответственно, а плотности потоков имеют следующие значения: ${{S}_{t}} = 16.6 \pm 0.9$ Ян ($\lambda $ cм) и 8.4 ± 0.9 Ян ($\lambda = 6$ cм), ${{S}_{P}} = 0.36 \pm 0.23$ Ян ($\lambda $ cм) и $0.32 \pm 0.18$ Ян ($\lambda = 6$ cм), ${{S}_{S}} = 16.2 \pm 1.1$ Ян ($\lambda $ cм) и $8.0 \pm 1.1$ Ян ($\lambda = 6$ cм), где обозначено: ${{S}_{t}}$ – плотности потоков всего источника, ${{S}_{P}}$ – плериона и ${{S}_{S}}$ – оболочки. Опираясь на эти данные, можно оценить вклад плериона в полный поток ОСН. На длинах волн $\lambda = 20$ см и 6 см он составил 2.2 и 3.8% соответственно.

Угловой диаметр оболочки G11.2–0.3 составляет $4'$ [4], объект находится, согласно [6], на расстоянии $d \approx 5$ кпк от земного наблюдателя; по другим оценкам $d$ может быть равным от 4.4 кпк [6] до 5.5–7 кпк [7].

На основании морфологии ОСН по данным наблюдений G11.2–0.3 на VLA с разрешением на двух частотах авторы [6] пришли к выводу, что G11.2–0.3 – это аналог Cas A на более поздней стадии эволюции. В работе [8], опубликованной в 1960 г., И.С. Шкловский предсказал эволюционное вековое уменьшение потока у остатков сверхновых и показал, что у молодых ОСН, в частности у Cas A, эффект может быть измерен, что вскоре подтвердилось наблюдениями. Установлено, что радиоспектры молодых ОСН испытывают эволюционные и нестационарные изменения [9–13], изучение которых важно для понимания физики этих объектов, поэтому актуальна задача обнаружения и изучения переменности ОСН G11.2–0.3. Данные радионаблюдений ОСН G11.2–0.3 на разных частотах опубликованы в нескольких десятках работ. Для уточнения спектра G11.2–0.3, выявления динамики его эволюционных и нестационарных изменений необходимы как дальнейшие измерения плотностей потоков, так и приведение опубликованных данных в единую систему на основе точной абсолютной шкалы потоков.

В работе представлены измерения плотностей потоков G11.2–0.3 на радиотелескопе РТ-32 обсерватории “Светлое” (ИПА РАН), а также результаты сведения опубликованных данных в единую систему на основе шкалы потоков “искусственная луна” (ИЛ) [14] с целью уточнения спектра этого источника и исследования его вариаций.

2. ИЗМЕРЕНИЯ НА РАДИОТЕЛЕСКОПЕ РТ-32 ОБСЕРВАТОРИИ “СВЕТЛОЕ” (ИПА РАН)

Измерения плотностей потоков ОСН G11.2–0.3 относительно стандартов шкалы потоков ИЛ в 2013–2019 гг. Параметры полноповоротного параболического радиотелескопа РТ-32 диаметром 32 м обсерватории “Светлое” (ИПА РАН) приведены в табл. 1 [15–17 ].

Плотности потоков исследуемых источников измерены относительно источников – стандартов шкалы потоков ИЛ [14]. Шкала потоков ИЛ основана на абсолютных измерениях по методу “искусственной луны”, превосходящему по точности другие методы и включает в себя более 15 стандартных источников со спектрами, перекрывающими диапазон частот 38 МГц–200 ГГц. Существенным отличием от других шкал и преимуществом шкалы ИЛ является независимый от абсолютных измерений контроль формы спектров источников (метод относительных спектров). Шкала потоков ИЛ адаптирована на частоты до 200 ГГц и более на основе стандартного спектра Крабовидной туманности, подробно исследованного путем абсолютных измерений по методу “искусственной луны” [10]. Спектр Крабовидной туманности степенной, и на основе метода относительных спектров показано, что степенной закон выполняется, по крайней мере, до 200 ГГц:

где $S(f)$ Ян – плотность потока на частоте $f$ МГц; ${{S}_{0}}$ Ян – параметр, равный плотности потока на частоте ${{f}_{0}}$ МГц; $\alpha $ – спектральный индекс. Среднее значение $\alpha = 0.327 \pm 0.002$ и не зависит от времени; $\tfrac{1}{S}\tfrac{{dS}}{{dt}} = ( - 0.159 \pm 0.024)$ %/год; ${{S}_{0}} = (937 \pm 22)$ Ян на частоте ${{f}_{0}} = 1$ ГГц на эпоху 1992.7.

Основным стандартом радиоизлучения в шкале потоков ИЛ является внегалактический источник 3C295. Его характеризуют стабильное на волнах длиннее 1 см радиоизлучение и малые угловые размеры: [18]. В шкале потоков ИЛ спектр 3C295 в диапазоне частот 1425–8450 МГц определяется степеннóй функцией (1) с параметрами: $\alpha = 1.007$; ${{S}_{0}} = 8.249$ Ян на частоте ${{f}_{0}} = $ = 3500 МГц.

На радиотелескопе РТ-32 можно измерять отношения плотностей потоков исследуемых источников и стандартов шкалы потоков ИЛ на 4 частотах: 1550, 2370, 4840, 8450 МГц. Абсолютные плотности потоков ОСН получены по измеренным отношениям потоков ОСН и стандартов шкалы ИЛ.

Методика коррекции данных и определения погрешностей измерений подробно изложена в работе [13]. Погрешности измерений включают среднеквадратичное отклонение отношений пиковых антенных температур, которое не превышало 3%, а также погрешности поправки за частичное разрешение G11.2–0.3 диаграммой направленности антенны. Методика определения этой поправки также подробно описана в работе [13]. Погрешность коррекции за разрешение источника зависит от разности профилей антенной температуры скана и аппроксимирующей гауссианы. В случае G11.2–0.3 профили сканов вдоль обеих осей мало отличаются от гауссиан, и погрешность поправок, максимальная для длины волны $\lambda = 3.5$ см, не превысила 2.5%. Профили определялись путем усреднения двух противоположно направленных сканов. При наблюдениях применялась методика “on”–“off” и направление позиционного угла источника при наведении на него антенны с круговой поляризацией и круговой симметрией луча поправок не требует. Коррекция за атмосферное поглощение вводилась в виде множителя ${{e}^{\gamma }}$, где $\gamma = {{A}_{\lambda }}{\text{/}}sin(h)$, $h$ – угол места (высота) антенны. Для волн 18, 13, 6.2 и 3.5 см ${{A}_{\lambda }}$ составляет, соответственно, 0.01, 0.011, 0.012 и 0.013.

Причиной погрешности определения плотности потока ОСН при сравнении со стандартом 3C295 может быть различие спектральных индексов (соответственно ≈0.5 и 1.007). В нашем случае погрешность не превышает 0.3% и поправки не вводились.

Измерения плотностей потоков G11.2–0.3 выполнены на частотах 4840 и 8450 МГц между апрелем 2013 г. и октябрем 2019 г. На обеих частотах измерения повторялись с целью выявления изменений в излучении источника. Плотности потоков G11.2–0.3, определенные на частотах 4840 и 8450 МГц между эпохами 2013.34 и 2019.89 в шкале потоков ИЛ, приведены в табл. 2. Поскольку измерения выполнялись на одном радиотелескопе и в одинаковых условиях, в табл. 2 приведены только случайные погрешности.

Рисунок 1 представляет данные табл. 2 в логарифмическом масштабе, что позволяет визуально оценить соответствие временных последовательностей $log(S)$ линейному закону. $log(S)$ зависит от времени линейно, если скорость изменения потока $\tfrac{1}{S}\tfrac{{dS}}{{dt}} = {\text{const}}$.

Рисунок 2 также иллюстрирует данные табл. 2, однако для лучшего восприятия деталей наблюдаемого процесса, на рис. 2 временной интервал ограничен в пределах 2018.2–2020.0.

Линейная аппроксимация зависимости $log(S(t))$ на волне $\lambda = 6.2$ см по данным табл. 2 имеет вид:

То же на волне $\lambda = 3.5$ см: где $t = {\text{Epoch}}$.

На волне $\lambda = 6.2$ см в интервале времени 2017.95–2019.66 плотность потока в среднем уменьшалась со скоростью: $d(lnS(t)){\text{/}}dt = - (0.054 \pm $ $ \pm \;0.066)$, т.е. $\tfrac{1}{S}\tfrac{{dS}}{{dt}} = ( - 5.4 \pm 6.6)$ %/год, а на волне $\lambda = 3.5$ см в интервале времени 2013.34–2019.89 плотность потока также в среднем уменьшалась со скоростью: $d(lnS(t)){\text{/}}dt = - (0.015 \pm 0.009)$, т.е. $\tfrac{1}{S}\tfrac{{dS}}{{dt}} = ( - 1.5 \pm 0.9)$%/год.

Наблюдалось крупномасштабное во времени уменьшение плотностей потоков на обеих частотах в указанных временны́х интервалах при наличии значимых быстрых отклонений текущих значений $log(S)$ от средних зависимостей. Наибольшие отклонения $log(S)$ от средних значений наблюдались на волне $\lambda = 6.2$ см в эпохи 2018.74 ($ + 11.7\sigma $) и 2018.97 ($ - 3.1\sigma $), а на волне $\lambda = 3.5$ см в эпоху 2019.26 ($ - 5.2\sigma $).

На волне $\lambda = 6.2$ см в интервале времени 2018.74–2019.58 наблюдался процесс изменения $S$ относительно среднего уровня от (+39%) в эпоху 2018.74 до (–18%) в эпоху 2018.97 и выход на средний уровень в эпоху 2019.58. Подобная, но менее подробная картина наблюдалась на волне $\lambda = 3.5$ см: “провал” глубиной (–16%) относительно среднего уровня наблюдался в эпоху 2019.26.

3. СПЕКТР И ПЕРЕМЕННОСТЬ СПЕКТРА ОСН G11.2–0.3

Для уточнения спектра G11.2–0.3 и исследования его эволюционных изменений на длительном временном интервале в широком диапазоне частот опубликованные в литературе данные измерений, позволяющие сравнить плотности потоков G11.2–0.3 и стандартных источников, были приведены нами к шкале потоков ИЛ [14]. Преимущества шкалы ИЛ перед широко используемой шкалой BGPW [19] обсуждались в [14]. Приведенные к шкале потоков ИЛ плотности потоков G11.2–0.3 представлены в табл. 3. Таким образом, была получена единая система данных, определенная на временнóм интервале 1966.95–2019.89 в диапазоне частот 80 МГц – 32 ГГц.

На рис. 3 представлены плотности потоков G11.2–0.3 в зависимости от частоты по данным табл. 3.

Следует отметить, что погрешности измерений, указанные в опубликованных работах, содержат неопределенность абсолютной привязки, вклад которой значителен. При представлении этих данных в шкале потоков ИЛ погрешности должны снижаться из-за устранения этой составляющей, но ввиду ее неопределенности погрешности сохранены. Вследствие значительной неопределенности погрешностей измерений данные табл. 3 аппроксимировались степеннóй зависимостью плотности потока от частоты в виде (1) без учета веса данных измерений. Кроме того, не учитывалась точка на частоте 635 МГц (эпоха 1967.78) с отклонением от среднего спектра более, чем на 5$\sigma $. Получена аппроксимирующая степеннáя функция

с параметрами: $\alpha = 0.445 \pm 0.02$; ${{S}_{0}} = (16.51 \pm $ $ \pm \;0.52)$ Ян; ${{f}_{0}} = 1$ ГГц.

На рис. 4 представлены логарифмы измеренных потоков Sam из табл. 3, нормированных на расчетные значения ${{S}_{c}}$ на разных частотах в зависимости от времени; нормирование позволяет представить все данные в одинаковом крупном масштабе. Изменения плотностей потоков содержат значительную нестационарную составляющую, скорости изменений $R = d(lnS){\text{/}}dt$ различны на разных частотах, а на отдельных частотах меняются во времени. Оценки $R$ для большинства частот ограничены временны́ми интервалами ($6 \leqslant \Delta t \leqslant 17$) лет, при этом для большинства частот $R$ положительны и уменьшаются с ростом частоты. Имели место “избытки” и “провалы” потока в течение коротких временных интервалов, что отмечалось и в данных наших наблюдений на РТ-32.

Для определения параметра $R = d(lnS){\text{/}}dt$ на частотах 80, 1410, 4840, 8450 и 32000 МГц использовались данные табл. 2 и 3, приведенные к указанным частотам на основе значения α = $ = 0.445 \pm 0.002)$.

Для определения $R$(80 МГц) использовались данные 80 МГц в эпохи 1968, 1971 и 1974;

R(1410 МГц) – данные 1410 МГц (эпоха 1967.78), 1415 МГц (эпоха 1975.5) и 1408 МГц (эпоха 1984.287);

R(2695 МГц) – данные 2695 МГц (эпоха 1966.95), 2650 МГц (эпоха 1967.78), 2.7 МГц (эпоха 1969.0) и 2695 МГц (эпоха 1983.1);

R(4840 МГц) – данные 5000 МГц (эпоха 1967.68), 5000 МГц (эпоха 1968.67), 4850 МГц (эпоха 1996.12) и 4840 МГц (эпоха 2017.95);

R(8450 МГц) – данные 10 630 МГц (эпоха 1968.67), 10 450 МГц (эпоха 1999.62) и 8450 МГц (эпоха 2013.34);

R(32 000 МГц) – данные 32 000 МГц в эпохи 1986.0 и 1999.33.

Параметры эволюционной переменности радиоизлучения определялись сравнением не только плотностей потоков на отдельных частотах, но и разнесенных во времени текущих спектров G11.2–0.3. В табл. 3 данные измерений расположены в хронологическом порядке и естественно разделяются на три группы, объединяющие близкие по времени измерений ($ \leqslant {\kern 1pt} 8.55$ года) данные. На основе этих групп определены три текущих спектра для средних эпох: 1970.38, 1985.65 и 1997.79. Спектр 1970.38 включает данные измерений между эпохами 1966.95 и 1975.5, за исключением точки на частоте 635 МГц (эпоха 1967.78) с большим отклонением от среднего спектра, спектр 1985.65 основан на измерениях в интервале от 1983.1 до 1987.87, а спектр 1997.79 включает измерения от 1996.1 до 1999.62. Параметры этих спектров определялись в виде (1) без учета веса данных измерений, они приведены в табл. 4.

Таблица 4 иллюстрируется рис. 5 и 6, где показаны зависимости спектрального индекса $\alpha $ и параметра ${{S}_{0}}$ от времени соответственно.

Как видно из рис. 5 и 6, зависимости $\alpha $ и $log({{S}_{0}})$ от времени близки к линейным:

где $t = ({\text{Epoch}} - 1965.0)$.

Из (1) следует:

Скорость изменения потока $R = \tfrac{1}{S}\tfrac{{dS}}{{dt}} = $ $ = d(lnS){\text{/}}dt$. Дифференцируя (4), определяем Средняя скорость изменения потока на временнóм интервале 1967–2000 гг. зависит от частоты: рост потока наблюдался на частотах ниже 10.2 ГГц, на более высоких частотах поток падал. Значения частот $f$ [MHz], скоростей $R$ [%/год], погрешностей определения $R$, $\sigma R$ [%/год] и интервал времени $\Delta t$ приведены в табл. 5.

Зависимость $R(f)$ по спектрам определяется соотношением (7), или его эквивалентом:

На рис. 7 представлены скорости изменения потоков ОСН G11.2–0.3, определенные по текущим спектрам и по измерениям на одной частоте по данным табл. 5.

На рис. 7 видно, что скорости изменения потоков, определяемые на отдельных частотах и по спектрам, различны в пределах погрешностей, за исключением частоты 80 МГц, где интервалы $\Delta t$, в которых определялись значения $R$, наиболее различны.

Пользуясь соотношением (8'), данные табл. 3 можно скорректировать к общей эпохе для компенсации крупномасштабной переменности. Для эпохи 1972.5 был получен спектр с параметрами:

Комбинированный ОСН G11.2–0.3 состоит из оболочки и плериона с пульсаром в центре. Спектры оболочки и плериона степенны́е, с разными спектральными индексами, что позволяет разделить общий спектр источника при достаточно точном его определении на две части, соответствующие компонентам источника. Методика изложена в [13], где она применялась к ОСН 3C396. Коротко, процесс заключается в следующем.

1. Для уточнения спектра комбинированного источника усреднялись логарифмы потоков, измеренных на близких частотах; средний логарифм потока соответствует среднему логарифму частоты. При усреднении не учитывались данные с быстрыми отклонениями от средних значений более 2$\sigma $. Усреднение минимизирует эффект быстрой переменности и погрешности измерений. Уточненный спектр не включает однократно измеренные данные, а также данные с признаками быстрых изменений во времени. В табл. 6 представлен спектр на эпоху 1972.5. Функция $\left\langle {log({\text{Sam}})} \right\rangle = F(log(f))$ аппроксимируется полиномом второй степени.

В табл. 6 данные усреднены в следующих интервалах частот:

$i = 1$, частоты 1410, 1415, 1408 МГц;

$i = 2$, частоты 2695, 2650, 2700, 2695 МГц;

$i = 3$, частоты 5000, 4850 МГц;

$i = 4$, частоты 10 630, 10 450 МГц;

$i = 5$, частоты 32 000, 32 000 МГц.

2. Обозначим S$_{{{{1}_{с}}}}$ и S$_{{{{2}_{с}}}}$ спектры компонентов 1 и 2 (оболочки и плериона, соответственно), а $\left\langle {\mathop {{\text{Sam}}}\nolimits_i } \right\rangle $ – усредненные плотности потоков на частотах ${{f}_{i}}$. Параметры одной из двух составляющих спектра, $\alpha 1$ и ${{S}_{{01}}}$, задаются произвольно, и расчет плотностей потоков ${{S}_{{{{1}_{с}}}}}({{f}_{i}})$ на частотах ${{f}_{i}}$ выполняется по формуле:

Оптимальные параметры, при которых среднеквадратичное отклонение суммы расчетных значений ${{S}_{{{{1}_{с}}}}} + {{S}_{{{{2}_{с}}}}}$ от значений $log\left\langle {{\text{Sa}}{{{\text{m}}}_{{1972,i}}}} \right\rangle $ достигает минимума, определялись по следующей схеме. Плотности потоков второй составляющей ${{S}_{{{{2}_{c}}}}}$ на частотах ${{f}_{i}}$ определяются как разность $\left\langle {{\text{Sa}}{{{\text{m}}}_{i}}} \right\rangle - {{S}_{{{{1}_{с}}}}}({{f}_{i}})$, а параметры степенной зависимости ${{S}_{{{{2}_{с}}}}}(f)$, $\alpha 2$ и ${{S}_{{02}}}$ определяются в виде подгонки степенной функции для выборки значений разностей: Среднеквадратичное отклонение $\sigma $ двухкомпонентной модели определяется по совокупности сравнений квадратичной аппроксимации $\left\langle {{\text{Sa}}{{{\text{m}}}_{i}}} \right\rangle $ из табл. 6 и сумм ${{S}_{\Sigma }}({{f}_{i}}) = {{S}_{{{{1}_{c}}}}}({{f}_{i}}) + {{S}_{{{{2}_{c}}}}}({{f}_{i}})$, вычисленных согласно (8) и (10). Паре значений $\alpha 1$ и ${{S}_{{01}}}$ однозначно соответствуют $\alpha 2$ и ${{S}_{{02}}}$, с их изменением меняется среднеквадратичная погрешность двухкомпонентной модели, достигая минимума при оптимальных значениях параметров $\alpha 1$, ${{S}_{{01}}}$, $\alpha 2$, ${{S}_{{02}}}$.

Для эпохи 1972.5 получены следующие значения параметров:

4. ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ

На основе приведенных к шкале потоков “искусственная луна” (ИЛ) опубликованных данных измерений плотностей потоков ОСН G11.2–0.3 получена единая система данных о частотно-временнóм распределении интенсивности радиоизлучения источника в интервале времени 1966.95–1999.62 на частотах от 80 МГц до 32 ГГц. Обнаружена переменность излучения на временны́х шкалах от 0.8 до ~50 лет. Эволюционные (усредненные) изменения потоков происходят на фоне их быстрой нестационарной переменности (рис. 4) и описываются выражением (6). Плотность потока на частоте $f$ менялась со средней скоростью, убывающей пропорционально $log(f{\text{/}}{{f}_{0}})$, где ${{f}_{0}} = 1000$ МГц. На частотах 80–10 000 МГц плотности потоков росли, выше по частоте они падали со временем.

Интенсивности ОСН G11.2–0.3 регулярно измерялись на длинах волн $\lambda = 6.2$ и 3.5 см в 2013–2019 гг. на радиотелескопе РТ-32 обсерватории “Светлое” (ИПА РАН). Были получены убывающие временны́е последовательности плотностей потоков (рис. 1 и 2). На обеих длинах волн наблюдались значительные нестационарные отклонения данных от линейной подгонки. Средние скорости уменьшения потока составили ($ - 5.4 \pm 6.6$) и ($ - 1.5 \pm 0.9$) %/год на волнах $\lambda = 6.2$ и 3.5 см соответственно. Временны́е последовательности аппроксимируются линейными соотношениями (2) и (3), которые в истории эволюции источника являются продолжением во времени ранее протекавших процессов, описываемых соотношением (7). Временны́е зависимости (7) переходят в (2) и (3) в эпохи 2017.5 для $\lambda = 6.2$ см и 2016.3 для $\lambda = 3.5$ см, где рост потоков сменился их падением.

И.С. Шкловский показал, что у молодых остатков сверхновых, расширяющихся в однородной межзвездной среде, интенсивность радиоизлучения с течением времени испытывает эволюционное уменьшение, которое он назвал вековым [8]. Наблюдения исторических ОСН подтвердили предсказанный эффект (напр., [9, 10]). Эволюция излучения G11.2–0.3 протекает по другому сценарию.

Хотя рост потоков у G11.2–0.3 нельзя отнести к типичным явлениям, он не является исключением: рост мощности радиоизлучения наблюдается у очень молодого ОСН 1987A в Большом Магеллановом Облаке [34, 35]. Источники G11.2–0.3 и 1987А принадлежат к числу ОСН с коллапсом ядра и имеют много подобных признаков, но отметим главное: в обоих случаях ударная волна взрыва распространяется в сильно неоднородной околозвездной среде (CSM) с плотностью, растущей с удалением от центра. Радиоизлучение ОСН 1987А экспоненциально растет, указывая на то, что распространяющаяся ударная волна и связанный с ней возрастающий ударный объем взаимодействуют со все более плотной областью CSM. Синхротронное излучение связано с ускорением частиц в результате механизма Ферми первого порядка, процесса, в котором частицы движутся между верхней и нижней по потоку областями прямой ударной волны, набирая энергию [35].

На основании морфологии в рентгене, авторы [3] относят G11.2–0.3 к категории остатков сверхновых, образовавшихся в результате взрыва после потери большей части водородной оболочки прародителя (несколько солнечных масс) до взрыва. После взрыва ударная волна сверхновой столкнулась с этой потерянной массой, как радиально, так и азимутально неоднородной, и рост потока оболочки ОСН обусловлен ускорением электронов на фронте прямой ударной волны с возрастающей эффективностью.

Динамика спектров ОСН 1987А и G11.2–0.3 различна: спектр G11.2–0.3 становился со временем круче (табл. 4), в отличие от спектров 1987А, а также CasA, которые со временем становятся более плоскими. В двух последних случаях взаимодействуют прямая ударная волна и окружающая среда, в отличие от G11.2–0.3, где необходимо учитывать взаимодействие плериона и обратной ударной волны, достигшей, согласно [3], центра остатка. Можно ожидать, что крутизна спектра оболочки G11.2–0.3 со временем уменьшается подобно ОСН 1987А, а общий рост спектрального индекса обусловлен вкладом плериона, подвергшегося воздействию обратной ударной волны. Вследствие сжатия обратной ударной волной, в центральном объеме остатка должно усилиться магнитное поле. Синхротронное излучение при этом также усиливается, но одновременно растут потери энергии на синхротронное излучение релятивистских частиц [36]. Этот эффект может наблюдаться в виде излома спектра. Согласно [37] экстраполяция спектра мощности PWN в рентгеновском диапазоне на радио приводит к частоте “излома” ~8 ГГц с возрастанием спектрального индекса на 0.5, ожидаемым значением от синхротронных потерь в однородном источнике с постоянной инжекцией электронов. Для реализации такого сценария при предполагаемом возрасте остатка 2000 лет требуется напряженность магнитного поля около 3 мГс. Если излом спектра на частоте ${{f}_{b}} \sim 8$ ГГц обусловлен синхротронными потерями, то поток радиоизлучения плериона на частотах $f \geqslant {{f}_{b}}$ должен со временем падать, а средний спектральный индекс в диапазоне частот 0.08–32 ГГц возрастать.

Перечисленные наблюдательные факты и связанные с ними выводы можно сопоставить с нашими результатами определения параметров спектров оболочки и PWN.

На частоте 1410 МГц вклад плериона в полный поток G11.2–0.3 в 1972 г. составил 34%. Эту оценку можно сравнить с оценками, полученными в [5], приведенными в разделе 1. Оценки [5] относятся к эпохе 1985.0. Наш спектральный индекс плериона $\alpha {{2}_{{1972}}}$ совпадает с ${{\alpha }_{P}}$ [5], хотя отличие нашего $\alpha {{1}_{{1972}}}$ от ${{\alpha }_{S}}$ оболочки [5] выходит за пределы погрешностей. Однако оценки вклада PWN в полный поток остатка отличаются заметно. На длине волны $\lambda $ см в эпоху 1972.5 мы оцениваем отношение ${{S}_{P}}{\text{/}}{{S}_{t}} = 0.34$, в отличие от ${{S}_{P}}{\text{/}}{{S}_{t}} = 0.02$ согласно [5]. Чтобы выяснить, какой результат ближе к истине, следует отождествить компонент источника, в котором могут происходить быстрые и глубокие “провалы” радиоизлучения. Длительность процесса накладывает ограничение на линейный размер области, в которой он действует. При наблюдениях на радиотелескопе РТ-32 (раздел 2) отмечены провалы относительно средних значений на волнах $\lambda = 3.5$ и 6.2 см в 16 и 18% соответственно в интервалах времени $\Delta t \leqslant 0.4$ года. Таблица 3 содержит данные о “провалах” на частотах f = 80 МГц (–17%) и f = 635 МГц (‒28%) относительно среднего спектра, длившихся не более 4–5 лет. При расстоянии 5 кпс оболочка G11.2–0.3 имеет диаметр 5.8 пк (19 св. лет), что ограничивает минимальное характерное время нестационарной переменности ее излучения и исключает локализацию всех наблюдаемых “провалов” в оболочке. Следовательно, “провалы” связаны с излучением PWN и не могут превышать вклад этого компонента в общий поток ОСН. Наши оценки согласуются с этим условием, в отличие от [5].

Быстрые нестационарные изменения потока, отмеченные при наблюдениях G11.2–0.3 на радиотелескопе РТ-32 обсерватории “Светлое” (ИПА РАН), имеют признаки, общие для многих плерионов. Ранее они отмечались у 3С58 [11], G21.5–0.9 [12], 3С396 [13]. В этих источниках существуют потоки релятивистских частиц и магнитные поля, инжектируемые пульсаром. В динамике процессов имеется аналогия с солнечными вспышками, физический механизм которых основан на перезамыкании силовых линий магнитного поля с быстрым освобождением энергии магнитного поля и всплеском мощности радиоизлучения, сменяющимся его кратковременным ослаблением. Быстрые нестационарные изменения радиоизлучения плерионов могут быть обусловлены перезамыканием силовых линий магнитного поля.

Альтернативное объяснение быстрых нестационарных изменений радиоизлучения предложено в [13]. Предполагается, что радиоизлучение компактных источников, находящихся в PWN, может взаимодействовать с оболочкой, выполняющей роль случайного фазового экрана, и создающей в плоскости наблюдателя дифракционную картину. Переменность этой картины обусловлена собственными движениями в оболочке.

Еще одной возможной причиной отклонений от степенного закона в спектрах радиоизлучения плерионов могут быть подобные отклонения в энергетических спектрах излучающих релятивистских электронов, инжектируемых пульсаром в туманность.

5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В настоящей работе исследовались спектр и переменность радиоизлучения ОСН G11.2–0.3. Применение шкалы потоков “искусственная луна” в качестве основы для объединения данных измерений плотностей потоков G11.2–0.3, накопленных в течение более 50 лет наблюдений, а также собственных наблюдений, позволило уточнить спектр источника и динамику его изменений во времени. В результате:

• обнаружены необычные свойства эволюции G11.2–0.3 – рост потоков в широкой полосе частот на длительном временнóм интервале. Необычно то, что ранее рост потоков наблюдался только у очень молодых остатков – G1.9+0.3 и 1987A, в то время, как G11.2–0.3 находится в продвинутой стадии эволюции – близко к фазе Седова при возрасте ~2000 лет;

• рост потоков на длинах волн λ = 6.2 и 3.5 см сменился падением в эпоху $2016.9 \pm 0.6$. Изменения в динамике радиоизлучения остатка могут быть обусловлены либо выходом переднего фронта ударной волны за пределы области с высокой плотностью CSM, либо ослаблением воздействия обратной ударной волны на PWN;

• определены параметры спектров компонентов композитного ОСН – оболочки и PWN, а также исследованы их изменения во времени.

Получены данные о быстрых нестационарных изменениях интенсивности радиоизлучения G11.2–0.3. Возможными физическими механизмами явления могут быть: перезамыкание силовых линий магнитного поля, дифракция компактных источников, находящихся в PWN, на случайном фазовом экране, который представляет собой оболочка ОСН, а также отклонения от степеннóго закона в энергетических спектрах излучающих релятивистских электронов, инжектируемых пульсаром в туманность. Однако этот вопрос нуждается в специальном исследовании.

Отмечая уникальные свойства ОСН G11.2–0.3, можно предположить, что дальнейшие наблюдения и теоретические исследования этого объекта будут результативными.