WWW.KONF.X-PDF.RU
БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА - Авторефераты, диссертации, конференции
 


Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 10 |

«КОЛЛИМИРОВАННЫЕ ВЫБРОСЫ ВЕЩЕСТВА В АКТИВНЫХ ЯДРАХ ГАЛАКТИК ...»

-- [ Страница 2 ] --

анного направления выброса. Мы также проанализировали распределения углового отклонения между вектороами сдвига ядра и (i) внутреннего направления выброса, определяемого как позиционный угол самого близкого к РСДБ ядру компонента струи на частоте 15.4 ГГц и (ii) средневзвешенного по потоку значения позиционного угла всех гауссовых компонент струи на частоте 15.4 ГГц. В обоих этих случаях разброс соответствующих девиаций был больше. Это указывает на то, что в большинстве случаев позиционный угол медианного направления выброса является более достоверной оценкой направления истечения вещества в источнике.

Медианное значение сдвига ядра между 15.4 и 8.1 ГГц, полученное нами, составляет 128 µсек дуги. Заметим, что оно превышает соответствующее значение, равное 80 µсек дуги, полученное в работе Sokolovsky et al.

(2011a) и измеренное между теми же частотами, но основанное на гораздо меньшей выборке, состоящей из 20 источников, для которых частотные Рис. 1.9. Сдвиг РСДБ ядра между частотами 15.4 и 8.1 ГГц как функция красного смещения для 160 источников. Пунктирные линии соответствуют заданным значениям линейной шкалы расстояний в проекции на небесную сферу, составляющим 0.1, 1 и 3.1 пк. Кривая, соответствующая максимальному проекционному расстоянию 3.1 пк, ограничивает все значения сдвига ядра. Сплошными кружками показаны квазары, пустыми объекты типа BL Lacertae, треугольниками радиогалактики. Величина типичной ошибки измерения сдвига ядра обсуждается в разд. 1.3.

сдвиги ядра были получены, используя метод самопривязки по яркому компактному компоненту струи. Однако, если рассчитывать величины сдвига ядра между 15.4 и 8.1 ГГц в этой выборке из 20 объектов, используя подогнанные гиперболические зависимости (Sokolovsky et al. 2011a), которые обеспечивают более аккуратные величины сдвига ядра, то соответствующее медианное значение составляет 127 µсек дуги, которое хорошо согласуется с медианной величиной сдвига, полученной в нашей выборке.

Все источники с самыми значительными угловыми сдвигами ядра являются относительно близкими объектами, расположенными на красном смещении z 1, как видно из рис. 1.9, на котором показана величина сдвига ядра между частотами 15.4 и 8.1 ГГц в зависимости от красного смещения. Заметим, что все измерения ограничены кривой, которая соответствует расстоянию 3.1 пк, представляющему собой максимальное значение сдвига ядра в линейной шкале расстояний в проекции на небесную сферу (см.

табл. 1.3). Зависимость углового масштаба [мсек] от линейного a[пк] рассчиРис. 1.10. Сдвиг РСДБ ядра в линейной проекционной шкале между частотами 15.4 и

8.1 ГГц в зависимости от красного смещения для 154 источников. Сплошными кружками показаны квазары, пустыми объекты типа BL Lacertae, треугольниками радиогалактики.

тывалась как

–  –  –

где c скорость света в вакууме.

Напротив, в линейном проекционном масштабе (рис. 1.10) источники с малыми красными смещениями показывают малые сдвиги ядра из-за быстро спадающего масштабного фактора при уменьшении z, тогда как более удаленные объекты имеют б льшие сдвиги. Зависимости углового и линейо ного сдвига ядра между парами частот 15.4–8.4 и 15.4–12.1 ГГц качественно похожи на те, что изображены на рис. 1.9, 1.10, а потому не приводятся.

Рис. 1.11. Признаки возможной космологической зависимости сдвига ядра. То же, что и на рис. 1.9, но с разбиением данных на девять бинов, содержащих одинаковое количество источников. Приведены средние величины сдвига ядра и соответствующие ошибки между частотами 15.4. и 8.1 ГГц.

Мы также обнаружили указание на уменьшение углового сдвига РСДБ ядра с увеличением красного смещения, разбивая данные на девять бинов таким образом, что каждый из них содержит одинаковое количество источников (рис. 1.11) с отличными от нуля значениями сдвига ядра на уровне 2 (см. разд. 1.3). Непараметрический коэффициент ранговой корреляции Кендалла составил = 0.67 для средних по бинам значений, что соответствует вероятности случайной корреляции = 0.012. В то же время, мы не можем утверждать, что найденная зависимость значима, поскольку разброс величин сдвига ядра в каждом из бинов довольно большой, что является, скорее всего, результатом разных физических условий и углов к лучу зрения в разных источниках, расположенных на одинаковых расстояниях от наблюдателя. Тем не менее, это интересный экспериментальный результат, поскольку инструмент VLBA ничего “не знает” о расстоянии до источника. Возможно, будущие исследования эффекта сдвига ядра дадут ответ на вопрос существования такой зависимости.

Кроме того, мы также исследовали, влияет ли на измеряемые сдвиги Рис. 1.12. Сдвиг РСДБ ядра между частотами 15.4 и 8.1 ГГц в зависимости от модуля разности направлений вектора сдвига и главной оси диаграммы направленности.

РСДБ ядра эффект блендирования ввиду ограниченного углового разрешения, падающего с ростом длины волны наблюдения. Если эффект значителен, то он будет проявлять себя в анизотропии, а именно в избирательности увеличения тех векторов сдвига, которые лучше совпадают с направлением главной оси синтезированной диаграммы направленности интерферометра.

Таким образом, это должно приводить к U-образной форме зависимости между длиной вектора сдвига rcore, 12 и величиной |cs bpa|, где cs позиционный угол вектора сдвига ядра, bpa позиционный угол главной оси диаграммы, при этом 90 bpa 90. Мы не обнаружили такой зависимости (рис. 1.12) для измерений сдвига ядра между 15.4 и 8.1 ГГц, что свидетельствует о том, что (1) найденные измерения сдвига РСДБ ядра являются реальными, (2) блендирование не вносит доминирующий вклад в эффект сдвига РСДБ ядра.

1.3 Точность метода 1.3.1 Случайные ошибки

Как видно из ур. (1.4), неопределенность величины сдвига ядра 1 2 определяется ошибками положения компонента ядра и ошибкой совмещения изображений. Однако, получение индивидуальных апостериорных оценок точности совмещения карт является проблематичным, поскольку (1) в нашем случае распределение значений применяемого критерия подобия при выполнении процедуры нормированной кросс-корреляции не является гауссовым, затрудняя оценку случайных ошибок; и поскольку (2) систематические ошибки могут быть оценены только с помощью численного моделирования. Поэтому, для оценки типичной случайной ошибки в определении величины сдвига РСДБ ядра в исследуемой выборке источников мы использовали статистический подход. Если мы предположим, что (i) сдвиг ядра происходит вдоль струи, а также (ii) ошибки распределены случайным образом по направлению и сравнимы по величине, тогда стандартное отклонение поперечных проекций векторов сдвига ядра на направление выброса задает типичную величину случайной ошибки.

На рис. 1.13 приведены сооветствующие распределения поперечных проекций векторов сдвига между парами частот 15.4–8.1, 15.4–8.4 и 15.4–

12.1 ГГц, из которых мы определяем, что 15.4–8.1 ГГц = 50 µсек, 15.4–8.4 ГГц = 51 µсек и 15.4–12.1 ГГц = 35 µсек дуги. Из этих значений следует, что в 57%, 59% и 58% случаев соответствующие сдвиги ядра являются отличными от нуля на уровне значимости, превышающем 2, а также, что более чем 90% из этих значимых сдвигов отклоняются менее чем на 30 от медианного направления выброса. Заметим, что полученные оценки ошибок являются консервативными, поскольку в ряде источников угловые отклонения вектора сдвига ядра от медианного направления выброса могут быть реальными, например, если струя имеет изгиб, который усиливается эффектом проекции.

Рис. 1.13. Распределения поперечных проекций векторов сдвига РСДБ ядра между парами частот 15.4–8.1, 15.4–8.4 и 15.4–12.1 ГГц на направление выброса.

Альтернативный способ оценки типичной случайной ошибки в определении сдвига ядра основан на том факте, что частотные диапазоны 8.1 и 8.4 ГГц расположены близко (разнесены лишь на 3.5%), но обработка данных этих диапазонов была проведена независимо. Таким образом, естественно ожидать, что сдвиги между парами частот 15.4–8.1 и 15.4–8.4 ГГц, а именно их продольные проекции на медианное направление выброса на частоте 15.4 ГГц, будут фактически одинаковыми, а ненулевые отличия между ними являются результатом случайных ошибок измерений (рис. 1.14). Этот метод оценки типичной ошибки также применялся в работе Sokolovsky et al.

(2011a). Вычисляя стандартное отклонение в распределении этих разностей, мы определили что 15.4–8.1 ГГц 15.4–8.4 ГГц 55 µсек дуги. Эта величина типичной случайной ошибки измерения сдвига ядра хорошо согласуется оценкой, полученной с помощью первого метода. Среднее и медианное значение данного распределения близки к нулю и составили 5.2 и 3.8 µсек дуги, соответственно.

Поскольку существует некая свобода при выборе области струи, котоРис. 1.14. Распределение разности продольных проекций векторов сдвига РСДБ ядра между парами частот 15.4–8.1 и 15.4–8.4 на направление выброса.

рая будет использоваться процедурой нормированной кросс-корреляции для нахождения сдвига между изображениями источника на разных частотах, то существует вероятность того, что решения, принимаемые пользователем при выборе соответствующей области выброса, могут влиять на результаты совмещения оптически тонких областей струи. Мы протестировали робастность (надежность/устойчивость) алгоритма совмещения изображений по отношению к этому человеческому фактору, а именно к своего рода предвзятости в выборе такой области тем или иным пользователем. Тест заключался в том, что два разных человека выполняли процедуру совмещения изображений каждый по отдельности. Каждый из них получил одинаковые инструкции относительно выбора подходящей для совмещения области струи, а именно, во-первых, она должна быть оптически тонкой, а во-вторых, она должна включать в себя как можно больше элементов структуры. Распределение соответствующих разностей векторов IS имело стандартное отклонение 50 µсек дуги для N = 24 пар изображений, что также хорошо согласуется с типичной величиной случайной ошибки, оцененной выше двумя разными способами.

1.3.2 Систематические ошибки

До этого момента мы обсуждали случайные ошибки, но метод совмещения изображений подвержен также и систематическим ошибкам, которые могут влиять на измерения сдвига РСДБ ядра. Дело в том, что предположение о постоянстве спектрального индекса областей струи, используемых для определения сдвига между картами, не обязательно должно в точности выполняться в реальных выбросах. Действительно, градиенты спектрального индекса присутствуют вдоль выбросов активных ядер галактик, как это обсуждается в Главе 2, а именно, величина среднего градиента спектрального индекса вдоль оптически тонкой части струи, полученная по данным наблюдений 370 источников между 2 и 8 ГГц, составила 0.06 мсек1. Схожая статистика получена Hovatta et al. (2014) по результатам анализа данных наблюдений по выборке, состоящей из 190 источников. Так, для карт распределения спектрального индекса между частотами 8.1 и 15.4 ГГц: типичные градиенты спектрального индекса находятся в интервале значений от 0.3 мсек1 до +0.1 мсек1 со средним значением по соответствующему распределению 0.1 мсек1.

Используя моделирование, мы протестировали систематический эффект, который может вызываться градиентами спектрального индекса, и, как следствие, оказывать влияние на результаты совмещения РСДБ изображений источника на разных частотах. Для такого моделирования мы отобрали пять источников с разной морфологией выброса: NGC 315 (прямой, длинный и очень гладкий выброс), 0716+714 (прямой, короткий и гладкий выброс; рис. 1.15, внизу), 3C 273 (длинный, волнистый выброс с отчетливыми компонентами; рис. 1.16, внизу), BL Lac (широкий, искривленный выброс, имеющий один яркий компонент по течению струи) и 3C 454.3 (сложный, искривленный выброс с рядом компонент). Для каждого источника мы создали три набора симулированных изображений на шести частотах таким образом, что они показывают три различных по величине градиента спекРис. 1.15. Карта полной интенсивности источника 0716+714 на 15.4 ГГц с использованием естественного взвешивания данных (внизу). Ошибка совмещения изображений, представленная в единицах ширины диаграммы направленности вдоль выброса, как функция отношения частот (вверху слева). Ошибка совмещения изображений в направлении перпендикулярном выбросу (вверху справа). Ошибка определяется как r1 r2, где r1 положение изображения на низкой частоте, а r2 положение изображения на высокой частоте. Зависимости представлены для трёх величин градиента спектрального индекса:

0.1 мсек1 (чёрные квадратики), 0.2 мсек1 (синие крестики) и 0.3 мсек1 (красные кружки).

трального индекса вдоль струи: 0.1, 0.2 и 0.3 мсек1. При создании симулированных изображений использовались реальные РСДБ карты каждого из рассматриваемых источников на частоте 15.4 ГГц, к которым был применен градиент спектрального индекса вдоль выброса и, таким образом, созданы новые изображения на частотах в 1.25, 1.50, 1.75, 2.00, 2.25 и

2.50 раза меньше оригинальной частоты. Наконец, к каждому из симулированных изображений был добавлен случайно распределенный шум на том же уровне, что и на оригинальном изображении на частоте 15.4 ГГц. Этот шаг был выполнен для того, чтобы гарантировать, что распределения шумов между оригинальным и смоделированным изображениями не коррелируют между собой. Затем, была выполнена процедура совмещения оригинального и смоделированного изображения, используя алгоритм нормированной двумерной кросс-корреляции. Заметим также, что выбранный набор параметров для моделирования задаёт наиболее неблагоприятный вариант в том смысле, что градиент спектрального индекса предполагается постоянным на всей протяженности струи, тогда как в реальных выбросах это не является типичным.

Результаты моделирования показывают, что (1) градиенты спектрального индекса вдоль выброса действительно могут влиять на результаты совмещения изображений, (2) систематическая ошибка, введённая добавлением градиента, зависит от морфологии струи, величины самого градиента, а также от отношения частот совмещаемой пары изображений. В источниках 3C 273 и BL Lac, в которых наблюдаются хорошо выделяемые структурные детали в оптически тонкой области выброса, ошибки совмещения вдоль направления струи не превосходят 5% и 3% от размера диаграммы напрваленности, соответственно, для всех исследуемых значений градиента и соотношений частот, не превышающих 2. Для объекта 3C 273 градиент спектрального индекса со значением 0.1 мсек1 приводит к ошибке менее 1% от размера диаграммы (рис. 1.16, вверху слева). Выброс в квазаре 3C 454.3 также имеет богатую структуру, и систематическая ошибка, вызванная наличием градиента 0.1 мсек1, составляет менее 4% размера диаграммы в направлении струи. Однако, для более существенных градиентов спектрального индекса эти ошибки возрастают и составляют менее 10% размера диаграммы при отношении частот совмещаемых изображений, не превосходящих 2. Наиболее сильно подверженными влиянию градианта спектрального индекса вдоль выброса оказались источники NGC 315 и 0716+714, не показывающие богатой структуры выброса. Так, даже градиент величиной Рис. 1.16. Карта полной интенсивности источника 0716+714 на 15.4 ГГц с использованием естественного взвешивания данных (внизу). Ошибка совмещения изображений, представленная в единицах ширины диаграммы направленности вдоль выброса, как функция отношения частот (вверху слева). Ошибка совмещения изображений в направлении перпендикулярном выбросу (вверху справа). Ошибка определяется как r1 r2, где r1 положение изображения на низкой частоте, а r2 положение изображения на высокой частоте. Зависимости представлены для трёх величин градиента спектрального индекса:

0.1 мсек1 (чёрные квадратики), 0.2 мсек1 (синие крестики) и 0.3 мсек1 (красные кружки).

0.1 мсек1 приводит к систематической ошибке совмещения изображений на уровне 10–18% от размера диаграммы. В объекте 0716+714 градиенты

0.2 и 0.3 мсек1 приводят к ошибке 24% и 27% от размера диаграммы, соответственно, при соотношении частот совмещаемых изображений, не превосходящим 2 (рис. 1.15, вверху слева). В источнике NGC 315 более крутые градиенты спектрального индекса вызывают значительные увеличения сдвига совмещаемых изображений, которые могут превосходить размер диаграммы.

Итак, моделирование показывает, что уровень детализации структуры оптически тонкой части выброса оказывает решающее влияние на устойчивость результатов процедуры двумерной кросс-корреляции, основанной на совмещении изображений.

Если струя имеет ярко выраженную узловатую структуру, состоящую из ряда компонент, или изгибы, то кросс-корреляция достаточно устойчива по отношению к возможному присутствию градиента спектрального индекса вдоль струи, а её результаты достоверны. С другой стороны, этот метод явно уязвим для гладких прямых выбросов, если они при этом ещё имеют градиенты спектрального индекса. Заметим также, что направление этих ложных сдвигов между изображениями, вызываемыми наличием градиента спектрального индекса вдоль этих гладких прямых выбросов, таково, что оно может имитировать реальный сдвиг положения РСДБ ядра, если величина вектора OS при этом мала, т.е. мала векторная разность смещений положения ядра относительно фазового центра карты.

Поэтому, мы провели весь соответствующий анализ по сдвигу ядра для “чистой выборки”, в которой не присутствуют такие источники. Как оказалось, статистические результаты по чистой выборке, включающей 94 источника, не показали уменьшения медианных значений сдвига ядра для распределений по данным на исследуемых парах частот 15.4–8.1, 15.4–8.4 и 15.4– 12,1 ГГц. Это свидетельствует о том, что эффект возможной переоценки в определении смещения между изображениями (а следовательно и в сдвиге ядра) ввиду градиента спектрального индекса вдоль выброса довольно слаб.

Мы также оценили ошибки положения компонента ядра в плоскости изображения для всех источников на всех четырех частотах, используя следующее аналитическое соотношение (Fomalont 1999):

–  –  –

где W = (d2 + bmajbmin )1/2 размер компонента свернутого с диаграммой направленности, SNR = Speak /rms отношение сигнал-шум для данного компонента, bmaj и bmin размер большой и малой оси эллипса диаграммы направленности по уровню половинной мощности, соответственно, Speak максимальное значение интенсивности излучения в данном компоненте, rms среднеквадратическое отклонение, рассчитанное по величине интенсивности в пикселях на остаточной карте (после вычетания интенсивности смоделированного компонента ядра) на площади, занимаемой девятью диаграммами направленности с центром в местоположении данного компонента, d размер компонента в плоскости пространственных частот, определяемый как d = max (размер компонента; предел по разрешению), где предел по разрешению (Kovalev et al. 2005) равен

–  –  –

где = 0 используется для естественного взвешивания данный функции видности, = 2 для однородного взвешивания, b размер диаграммы направленности по уровню половинной мощности в направлении позиционного угла главной оси эллиптического гауссового компонента ( = 0 для кругового гауссового компонента). Этот размер равен

–  –  –

Рис. 1.17. Ошибка в определении положения компонента РСДБ ядра в зависимости от отношения сигнал-шум для данных на 8.1 (залитые кружки) и 15.4 ГГц (пустые кружки), вычисленная по формуле (1.7). Пунктирными линиями показаны соответствующие медианные значения распределений.

где Stot полный поток компонента из моделирования.

Поскольку РСДБ ядра яркие и компактные, их отношение сигналшум достаточно велико, с медианным значением, составляющим несколько сотен. Это приводит к довольно малой ошибке в положении компонента ядра, медианное значение которой на частоте 8.1 ГГц составляет 1 µсек дуги (рис. 1.17), и ещё меньше для более высоких частот, что примерно в 50 раз меньше величины типичной общей ошибки сдвига ядра (см. рис. 1.13). Это означает, что в подавляющем большинстве случаев доминирующий вклад в общую ошибку определения сдвига ядра вносит процедура совмещения изображений для выборки из активных ядер галактик, основной вклад в излучение которых привносится ярким РСДБ ядром.

Характерный уровень точности, составляющий около 50 µсек дуги, достигнутый в наших измерениях сдвига РСДБ ядра между частотами 15 и 8 ГГц, сравним с тем уровнем точности, который был получен для той же пары частот с использованием метода самопривязки (Sokolovsky et al.

2011a), где доминирующий вклад в ошибку сдвига ядра вносится неопределенностью в положении опорного компонента струи, который обычно гораздо больше по размеру и слабее по интенсивности излучения в сравнении с компонентом РСДБ ядра, что существенно уменьшает его отношение сигнал-шум до типичного значения в нескольких десятков. Наблюдения с помощью опорных фаз по близкому калибровочному источнику могут несколько улучшить точность определения сдвига ядра до примерно 30 µсек дуги для данных на частотах 15.4–8.4 ГГц, как это было достигнуто при наблюдениях близкой радиогалактики M87 (Hada et al. 2011), но такой метод не может быть применён для большого количества источников, как это уже обсуждалось в разделе 1. Ещё один недостаток метода опорных фаз состоит в том, что калибровочный источник тоже подвержен эффекту сдвига его РСДБ ядра.

1.3.3 Влияние стационарных компонент в выбросах на эффект сдвига ядра

Истечения вещества в активных ядрах галактик могут показывать наличие квазистационарных компонент (Britzen et al. 2008; Lister et al. 2009b;

Piner et al. 2012), которые могут представлять собой реколлимационные ударные волны (Agudo et al. 2012; Cawthorne et al. 2013; Cohen et al. 2014), возникающие в магнитогидродинамическом выбросе и формирующиеся за “последней критической точкой” местом, где струя ещё подвержена ускорению и коллимации, но уже становится причинно-несвязанной с центральной машиной, т.е. возмущение или ударная волна в этой области не оказывает влияния на структуру струи вверх по течению относительно этой области (Vlahakis et al. 2000). Такие стационарные компоненты могут быть как внутри РСДБ ядра на частоте 15 ГГц, так и в наблюдаемом выбросе.

Если видимое угловое расстояние между компонентом ядра и таким стационарным компонентом в струе достаточно мало, и при этом они сравнимы по яркости, то это может приводить к искусственному сдвигу положения РСДБ ядра из-за ухудшения углового разрешения с ростом длины волны наблюдения.

Для того чтобы исследовать, насколько сильным может быть эффект, вызванный присутствием стационарных компонент, мы использовали процедуру UVMOD в пакете AIPS для создания симулированных VLBA данных на частотах 8.1, 8.4, 15.3, 23.8 и 43.2 ГГц. Мы использовали реальные многочастотные VLBA наблюдения для обеспечения заполнения (u, v) плоскости и выбора уровня шума на каждой из частот. В качестве входной модели для процедуры UVMOD мы использовали три гауссовых компонента распределения яркости по источнику, которые представляют ядро, стационарный компонент, а также ещё один компонент выброса, расположенный на б льшем расстоянии от РСДБ ядра, чем стационарный комопонент. Дао лее были созданы несколько наборов симулированных (u, v) данных на пяти соответствующих частотах, используя разную величину отношения потоков между ядром и стационарным компонентом (от 10% до 50% с шагом 10%), а также разное расстояние между ними, равное 0.15 и 0.3 мсек дуги. В результате, мы располагали наборами симулированных многочастотных VLBA данных, которые имели в точности одинаковое распределение яркости на небе, но отличались заполнением (u, v) плоскости и уровнем шума. Таким образом, любые сдвиги положения РСДБ ядра, которые могли возникать при переходе от одной частоты к другой на основе полученных симулированных данных, были бы результатом неодинакового заполнения (u, v) плоскости на разных частотах.

Анализируя эти данные, мы установили, что присутствие близкого стационарного компонента, находящегося в пределах 0.3 мсек дуги от компонента ядра на частоте 43 ГГц, может вносить вклад в эффект сдвига РСДБ ядра между 43 и 8 ГГц из-за частотно-зависимого эффекта блендирования (ухудшения углового разрешения с падением частоты наблюдения) на уровне 10% от ожидаемого сдвига ядра, вызываемого эффектами поглощения излучения, если отношение потоков стационарнго компонента и ядра составляет около 10%, и достигает величины 30% при отношении потоков 50%. Если стационарный компонент расположен на расстоянии

0.2 мсек дуги от РСДБ ядра на частоте 43 ГГц, то сдвиг ядра, измеряемый между более низкими частотами, например, 15 и 8 ГГц, скорее всего, не будет иметь вклада от частотно-зависимого эффекта блендинга, поскольку стационарный компонент будет находится внутри области РСДБ ядра на частоте 15 ГГц. Между частотами, используемыми нами в данном исследовании, т.е. 15 и 8 ГГц, вклад частотно-зависимого эффекта блендинга в сдвиг ядра составляет 20 µсек, что меньше уровня точности самих измерений позиционного сдвига РСДБ ядра.

1.4 Физика выбросов по измерениям сдвига РСДБ яд- ра

Для обеспечения большей надёжности всех последующих вычислений с этого момента мы используем векторное усреднение для каждой пары сдвигов ядра между 15.4–8.1 и 15.4–8.4 ГГц (рис. 1.18). К тому же, если величина сдвига ядра меньше чем 1, мы устанавливаем его на уровне rcore 15–8 ГГц = 15–8 ГГц = 51 µсек для дальнейшего использования в качестве верхнего предела, поскольку простое исключение малых сдвигов ядра приведет к определенному систематическому влиянию на получаемые результаты. Мы исключили лишь те вектора сдвига ядра, для которых |cs jet | 90 после применения операции векторного усреднения (таких всего 15), так как они, скорее всего, имеют доминирующий вклад от ошибок измерения. Таким образом, в общей сложности мы имеем вектора сдвига между 15 и 8 ГГц для 136 источников, из которых 117 (86%) имеют величину сдвига, превосходящую 1, а 108 (79%) имеют известное красное смещение (рис. 1.19, слева) и измеренную видимую скорость выброса. В тех случаях, когда источник имел вторую эпоху наблюдения, мы выбирали ту из них, на которой динамический диапазон восстановленного распределения яркости по источнику был выше.

Рис. 1.18. Усреднённые вектора сдвига РСДБ ядра между частотами 15 и 8 ГГц в полярных координатах. Полярная ось направлена вправо и совпадает с медианным направлением струи каждого из источников. Радиальное расстояние дано в мсек дуги. Линии, состоящие из точек, проведены с интервалом 30. Серыми стрелками показаны исключенные из анализа вектора, для которых |cs jet | 90.

1.4.1 Магнитное поле на 1 пк от чёрной дыры

Измерения позиционного сдвига ядра могут быть использованы для исследования физических условий в компактных струях (Lobanov 1998).

В частности, предполагая равнораспределение между плотностью энергии магнитного поля и частиц (kr = 1), а также спектральный индекс в выбросе jet = 0.5 (S + ), можно вычислить величину магнитного поля, измеряемую в Гс, на расстоянии 1 пк от области образования выброса, используя следующее соотношение (Hirotani 2005; O’Sullivan & Gabuzda 2009)

–  –  –

где половинный угол раскрыва выброса, угол к лучу зрения, фактор Доплера и r мера эффекта сдвига РСДБ ядра (Lobanov 1998), определяемая как Рис. 1.19. Распределение красного смещения (слева) и меры сдвига ядра r (справа) для 136 источников с измеренным сдвигом ядра между 15 и 8 ГГц. Бины, закрашенные серым, представляют 98 квазаров (вверху), заштрихованные 28 объектов типа BL Lac (посередине) и перекрестно-заштрихованные 10 галактик (внизу). Незакрашенные бины показывают верхние пределы.

rcore, 12 DL 1 2 r = 4.85 · 109 пк · ГГц, (1.12) · (1 + z)2 где rcore, 12 сдвиг ядра в мсек дуги, а DL фотометрическое расстояние до источника в парсеках. Величины r, измеряемые в пк · ГГц, распределены в интервале от 0.8 до 54.1 с медианным значением 13.6 (рис. 1.19, справа). Распределения величины r для квазаров и объектов типа BL Lacertae отличаются на высоком уровне значимости, превышающем 99.9% согласно обобщённому тесту Гехана-Вилкоксона из пакета программ ASURV (Astronomy SURVival Analysis пакет для статистического анализа астрономических данных, содержащих пределы измерений; Lavalley et al.

1992), с медианными значениями 18.6 и 7.1 пк · ГГц, соответственно.

Комбинация параметров, и в ур. (1.11) известна лишь для малого количества источников, что ограничивает применение данного соотношения для вычисления величины магнитного поля на 1 пк от реального основания струи. С другой стороны, число источников в нашей подвыборке с известной видимой скоростью выброса app (Lister et al. 2009a) превышает более чем в два раза число объектов с известным фактором Доплера (Hovatta et al.

2009), истинным углом раскрыва струи и углом к лучу зрения (Pushkarev et al. 2009; Savolainen et al. 2010). Это обстоятельство может быть использовано, поскольку знаменатель в выражении (1.11) может быть выражен только через app, применяя соотношение = 1(1 cos )1, а также учитывая, что 2 0.26 1 (Pushkarev et al. 2009). Тогда

–  –  –

где для app мы используем максимальное значение видимой радиальной скорости (для компонента, не подверженного ускорению), измеренное в источнике (Lister et al. 2009a), что обеспечивает min = (1 + app, max)1/2.

Важно заметить, что величина B1 является довольно слабой функцией app, что также дает преимущество формуле (1.16), тогда как в уравнении (1.11) интегральная ошибка величины ( 2 sin2 )1/4 может быть довольно значительной, будучи комбинацией ошибок трех малоизвестных параметров, значения которых являются не результатом непосредственных наблюдений, а модельно зависимыми величинами, оцениваемыми из наблюдений.

Прежде всего, мы проверили насколько хорошо согласуются величины B1, полученные из выражений (1.11) и (1.16), для тех 43 источников, которые имеют ранее измеренные значения Доплер-фактора, оцененных из переменности блеска объектов (Hovatta et al. 2009) и видимой скорости струи app (Lister et al. 2009a). Эти 43 источника представлены 35 квазарами и 8 объектами типа BL Lacertae. Для 40 из них соответствующие результаты вычислений магнитного поля B1 совпадают в пределах ошибок, а медианное значение их отношения равно 0.99. Для трех источников (0420014, 0804+499 и 1413+135), ур. (1.11) даёт в несколько раз большие значения B1, чем ур. (1.16), скорее всего из-за недооценки видимых скоростей, к которой выражение (1.11) более чувствительно, чем (1.16), поскольку угол к лучу зрения = arctg[2app(app + 2 1)1] и истинный угол раскрыва выброса = obs sin, так что недооценка app приводит к переоценке B1. Действительно, данные три объекта имеют довольно низкие видимые скрости, но высокие значения Доплер-фактора, что приводит к малым углам к лучу зрения, равным 1. 9, 0. 2 и 1. 4 (Savolainen et al. 2010), соответственно, и к переоцененным значениям величины магнитного поля. Неопределенности в величине B1 из ур. (1.16) были рассчитаны с учётом ошибок в сдвиге РСДБ Рис. 1.20. Распределения величины магнитного поля на расстоянии 1 пк от чёрной дыры для 84 квазаров (вверху) и 18 объектов типа BL Lac (внизу). Пустые бины представляют верхние пределы.

ядра, видимой скорости, а также с учётом предположения 1, которое хоть и выполняется для большинства источников (Cohen et al. 2007), но при этом также является источником ошибки, зависящей от величины Лоренцфактора (Lister 1999). Последняя растёт с уменьшением Лоренц-фактора, поэтому мы исключили из дальнейшего анализа радиогалактики, поскольку для них характерны малые величины. Таким образом, наша подвыборка, уменьшившись на 10 источников (7%), состоит из 126 объектов, для 102 (81%) из которых известны видимые скорости выбросов.

Распределения величины B1, полученной из ур. (1.16) для 84 квазаров и 18 объектов типа BL Lac показаны на рис. 1.20. Медианные значения этих распределений составляют 0.9+0.2 Гс и 0.4+0.3 Гс, соответственно. Приведенные ошибки медиан, задающие 95% доверительные интервалы, были получены с помощью метода бутстрэппинга. Обобщённый тест ГеханаВилкоксона из пакета ASURV, учитывающий, что часть данных является верхними пределами, показывает, что распределения B1 для квазаров и объектов типа BL Lac отличаются на уровне доверия 99.

6%. Заметим, что эта разница в основном вызвана статистически б льшими значениями красных о Рис. 1.21. Магнитное поле на расстоянии 1 пк от центральной чёрной дыры в зависимости от максимальной радиальной видимимой скорости выброса. Измерения в пределах исследуемой выборки ограничены огибающей пунктирной линией. Средняя точечная линия показывает зависимость, полученную по медианным значениям распределений красного смещения и меры сдвига РСДБ ядра r.

смещений для квазаров, а также, но уже в меньшей степени, более высокими видимыми скоростями app, наблюдаемыми в струях квазаров (рис. 1.21).

Значения B1 для объектов этих двух оптических классов были бы статистически сравнимы, если отношение медиан сдвига РСДБ ядра для лацертид и квазаров составляло около 2.7, но это не так.

Систематически более сильные магнитные поля в квазарах могут быть следствием более массивных чёрных дыр и/или более высоких темпов аккреции в этих объектах, поскольку б льшие чёрные дыры могут аккрецироо вать больше вещества, эффективно подпитывая энергией биполярные истечения выбросов и ускоряя частицы до релятивистских скоростей. Этот сценарий согласуется также с указанием на более высокую степень коллимации струй в квазарах, поскольку они, в среднем, имеют меньшие углы раскрыва выбросов, чем в объектах типа BL Lac (см. Главу 3; Pushkarev et al. 2009).

В то же время, Woo & Urry (2002) аргументируют, что массы чёрных дыр в квазарах и лацертидах сравнимы, хотя оценки этих масс для квазаров и лацертид были получены разными методами, что может вносить определенную систематику при сравнении полученных оценок. Энергетика выброса зависит также и от углового момента центральной чёрной дыры, причем тем сильнее, чем больше геометрическая толщина аккреционнго диска, как это показано по результатам моделтрования релятивистской магнитогидродинамики (Tchekhovskoy et al. 2010).

1.4.2 Удалённость РСДБ ядра от истинного начала струи Абсолютное расстояние в парсеках между видимым РСДБ ядром и областью формирования струи, находящейся вблизи центральной чёрной дыры выражается соотношением (Lobanov 1998)

–  –  –

где параметры m и n представляют собой степенные индексы предполагаемых зависимостей магнитного поля B rm и концентрации электронов N rn в зависимости от расстояния от центрального источника. Режим равнораспределения между плотностью энергии магнитного поля и частиц соответствует параметру kr = 1. Как показано в работе K nigl (1981), комo бинация параметров m = 1 и n = 2 может быть использована для описания синхротронного излучения в компактных областях РСДБ выбросов. Этому набору параметров соответствует типичное значение спектрального индекРис. 1.22. Величина магнитного поля в РСДБ ядре на частоте наблюдения 15 ГГц в зависимости от абсолютного расстояния между видимым и истинным основанием струи.

Штриховая линия показывает результат аппроксимации зависимости с помощью метода наименьших квадратов.

са = 0.5. Тогда величина магнитного поля в РСДБ ядре может быть рассчитана как

–  –  –

где rcore измеряется в пк, r1 = 1 пк. На рис. 1.22 показаны значения rcore и Bcore, полученные из соотношений (1.17) и (1.19), соответственно, при kr = 1 для РСДБ ядер 84 квазаров и 18 лацертид на частоте 15 ГГц. Заметим, что магнитные поля в РСДБ ядрах показывают обратную тенденцию в сравнении с величиной магнитного поля B1. Так, медианное значение магнитного поля в РСДБ ядре для лацертид составило 0.10 Гс, тогда как для квазаров оно равно 0.07 Гс. Причина этого в том, что РСДБ ядра в лацертидах и квазарах расположены на статистически разных расстояниях от истинного основания струи, медианные значения которых составляют 4.0 пк для объектов типа BL Lac и 13.2 пк для квазаров.

В проекции на небо медианное значение удалённости РСДБ ядра на частоте наблюдения 15 ГГц от центральной чёрной дыры составляет около 1 пк (rcore sin для угла к лучу зрения 5), что соответствует примерно

0.14 мсек дуги для источника на красном смещении z 1. Таким образом, для среднестатистического источника частотный сдвиг между положением РСДБ ядра на частоте 15 и 8 ГГц сравним с расстоянием между истинным и видимым на частоте наблюдения 15 ГГц основанием струи.

Полученные физические характеристики выбросов, такие как мера сдвига ядра r между частотами 15 и 8 ГГц, величина магнитного поля B1 на расстоянии 1 пк и в РСДБ ядре Bcore, а также удалённость области 1 на частоте наблюдения 15 ГГц от чёрной дыры rcore приведены в табл. 1.4.

Таблица 1.4.

Физические параметры струи, найденные для 102 источников со значимым сдвигом РСДБ ядра между частотами наблюдения 8 и 15 ГГц.

–  –  –

Масса центральной чёрной дыры может быть рассчитана с помощью соотношения MBH 2.7 109B1M (Lobanov 1998). Тогда типичное значение массы центрального источника в квазарах и лацертидах составляет 109M. Таким образом, РСДБ ядро на частоте наблюдения 15 ГГц для среднестатистического источника нашей выборки находится на абсолютном расстоянии 105Rg от центральной чёрной дыры массой 109M.

1.4.3 Магниное поле вблизи чёрной дыры

Величина B1 также может быть использована для оценки магнитного поля BBH вблизи центральной чёрной дыры. При этом, для получения более аккуратной оценки необходимо учесть, что зависимость B r1 выполняется для выброса конической формы (угол раскрыва r0 = const), т.е.

на расстояниях r 1 пк, где струя уже достаточно хорошо коллимирована (Kovalev et al. 2007a; Lister et al. 2009a; Sokolovsky et al. 2011a; Asada & Nakamura 2012). На меньших расстояниях, где ещё происходит самоорганизация выброса и ускорение частиц в нём, его геометрия согласно теоретическим моделям формирования струй не подчиняется соотношению R r, где R полуширина струи на расстоянии r от её основания. На малых расстоRg, форма струи описывается параболической зависимояниях, 5 r стью r1/2, как это следует из результатов магнитогидродинамического моделирования формирования релятивистских струй (McKinney 2006). Эти результаты численного моделирования согласуются с параболическим решением, полученным аналитически (Beskin & Nokhrina 2006). Также получены прямые наблюдательные свидетельства параболической формы выброса на малых расстояниях от области её формирования (Krichbaum et al. 2006;

Asada & Nakamura 2012; Nakamura & Asada 2013).

Таким образом, более уместной будет зависимость B R1. В этом случае, величина магнитного поля вблизи чёрной дыры составит

–  –  –

где R1 и RBH полуширина струи на расстоянии 1 пк от её истинного основания и вблизи чёрной дыры, соответственно. Для определения R1 мы предполагаем, что геометрия выброса на расстояниях r 1 пк 104Rg (для MBH 109M ) близка к конической. Тогда

–  –  –

где Rcore полуширина РСДБ ядра в пк на частоте наблюдения 15 ГГц, rcore расстояние в пк, на котором находится РСДБ ядро на частоте наблюдения 15 ГГц от истинного начала струи. а истинный половинный угол раскрыва выброса. Поскольку массы центральных чёрных дыр объектов типа BL Lacs малоизвестны ввиду слабости эмиссионных линий в их оптических спектрах, мы выполняем наш анализ только для квазаров. Мы используем следующие медианные значения: B1 = 0.9 Гс, rcore = 13.2 пк, = 0. 6 (см. Главу 3; Pushkarev et al. 2009), Rcore = 0.35 пк. Медианное значение Rcore получено по результатам моделирования структуры квазаров, содержащим угловой размер РСДБ ядра, который был пересчитан в линейный размер для объектов с известным красным смещением. Тогда из (1.21) получаем R1 0.2 пк и, подставляя в (1.20), имеем оценку на величину магнитного поля вблизи сверхмассивной чёрной дыры в квазарах BBH 2 103 Гс, предполагая, что полуширина струи вблизи чёрной дыры массой 109M составляет величину порядка размера её гравитационного радиуса, т.е. 104 пк. Отметим, что полученная оценка на BBH согласуется с теоретическим значением, рассчитанным по модели тонкого замагниченного аккреционного диска (Field & Rogers 1993).

1.5 Частотная зависимость сдвига

Чтобы исследовать частотную зависимость эффекта сдвига абсолютного положения РСДБ ядра необходимы одновременные наблюдения на нескольких частотах в широком диапазоне. Для решения данной задачи мы составили выборку из 20 объектов (Табл. 1.5), и получили наблюдения этих источников на системе апертурного синтеза VLBA на 9 частотах, покрывающих диапазон от 1.4 до 15.4 ГГц. Эта выборка была составлена из 18 источников, ранее показавших значительные сдвиги ядра по измерениям между 2 и 8 ГГц (Kovalev et al. 2008c), и ещё двух объектов, также имевших более ранние измерения сдвига ядра (Lobanov 1998; Ros & Lobanov 2002).

Для определения величины сдвига мы использовали метод самопривязки ядра к яркому, компактному компоненту струи, обнаруживаемому на всех или почти всех частотах. Положение компонента не зависит от частоты Таблица 1.5. Выборка 20 источников со значительным сдвигом положения РСДБ ядра.

–  –  –

Рис. 1.23. Зависимость потока опорного компонента струи от частоты наблюдения.

наблюдения, если его излучение оптически прозрачно. Для каждого такого компонента мы определили величину спектрального индекса, подгоняя зависимость Sjet,, где Sjet, поток опорного компонента выброса на частоте, полученный по результатам моделирования структуры источника рядом гауссовых компонент. На рис. 1.23 в качестве примера мы приводим спектры опорных компонент выброса в 6 источниках. Величина спектрального индекса опорных компонент находится в пределах от 0.29 до 1.29 и медианным значением 0.7, указывая на то, что эти компоненты оптически тонкие в рассматриваемом интервале частот.

На рис. 1.24 приведены РСДБ карты одного из исследуемых объектов, квазара 0148+274, на которых показаны положения РСДБ ядра и опорного компонента струи, расстояние rc () между которыми в зависимости от частоты и было предметом нашего исследования. Значимые сдвиги положения РСДБ ядра обнаружены в каждом из 20 источников. Медианное значение сдвига положения РСДБ ядра по отношению к его положению на частоте Рис. 1.24. РСДБ карты квазара 0148+274 на 9 частотах от 1.4 до 15.4 ГГц. Красными звёздочками показано положение РСДБ ядра. Синими кружками показано положение и размер опорного компонента струи.

15.4 ГГЦ составило: 0.06 мсек дуги по данным на 8.4 ГГц, 0.08 мсек дуги по данным на 8.1 ГГц, 0.22 мсек дуги по данным на 4.6 ГГц, 0.22 мсек дуги по данным на 5.0 ГГц, 0.76 мсек дуги по данным на 2.4 ГГц, 0.72 мсек дуги по данным на 2.3 ГГц, 1.06 мсек дуги по данным на 1.7 ГГц, 1.21 мсек дуги по данным на 1.4 ГГц.

В данном случае, исследуемая зависимость осуществлялась подгонкой с

–  –  –

Рис. 1.25. Зависимость удалённости опорного компонента струи от РСДБ ядра как функция частоты.

помощью функции вида rc () = a+b 1/k, где a, b и k свободные параметры. Подгонка была выполнена, используя алгоритм Левенберга-Марквардта.

Результаты подгонки на примере тех же 6 источников, что и на рис. 1.23), приведены на рис. 1.25. Распределение параметра k для 20 источников показано на рис. 1.26. Cреднее значение распределения k = 0.99 ± 0.11. Таким образом, физические условия в компактных выбросах (ядерных областях струй) исследуемых с помощью РСДБ наблюдений, т.е. на парсековых масштабах близки к тем, которые выполняются при k = 1: (i) коническая форма струи, (ii) равнораспределение энергии между магнитным полем и частицами, (iii) синхротронное самопоглощение как доминирующий механизм поглощения излучения (Lobanov 1998).

Мы также исследовали возможные изменения параметра k вдоль полосы частот проведённых наблюдений. Для этого, следуя работе Lobanov (1998), мы ввели меру сдвига ядра

–  –  –

Рис. 1.26. Распределение параметра k для сдвига ядра как функции частоты rc () 1/k имеет среднее значение k = 0.99 ± 0.11 и медианное значение 0.82. Одно заметно отличающееся измерение соответствует источнику 0952+179, в котором точность определения параметра k мала: k = 3.4 ± 2.7.

между двумя частотами (1, 2 1), где rcore, 1 2 разность видимых положений ядра на частотах 1 и 2. Тогда r может быть использована для определения возможный вариаций параметра k, поскольку

–  –  –

Предполагая, что k1,2 = 1 для пары нижних частот (1.4 и 1.7 ГГц в большинстве случаев), мы определили величины k2,3, k2,4 и т.д. Если предположение k1,2 = 1 неверно, то это повлияет на значения k для остальных пар частот, но при этом, тест все равно остаётся чувствителен к относительным изменениям k между частотами. Полученные значения k согласуются со значением 1 в пределах 3, что означает отсутствие значимых изменений параметра k в пределах используемых при наблюдениях частот.

1.6 Заключение к Главе 1

Мы разработали метод по измерению частотно-зависимого сдвига абсолютного положения РСДБ ядра парсековой структуры активных ядер галактик и применили его ко многочастотным (8.1, 8.4, 12.1 и 15.4 ГГц) данным VLBA наблюдений 191 источника, выполненных в течение 2006 г. в рамках программы MOJAVE. Метод основан на результатах (i) точного совмещения изображений на разных частотах, достигаемого с помощью алгоритма двумерной кросс-корреляции, а также (ii) моделирования структуры источника с помощью ряда круговых и эллиптических гауссовых компонент. Данный подход показал не только свою эффективность, но и высокую степень применимости, позволив измерить сдвиг ядра в 163 источниках (85%), медианное значение которого составило 128 µсек дуги между положениями РСДБ ядра на частоте наблюдения 15 и 8 ГГц, и 88 µсек дуги по данным на частоте наблюдения 15 и 12 ГГц. Несмотря на достаточно умеренное отношение частот наблюдений, которое не превышает 2, полученные позиционные сдвиги ядра являются значимыми (2) в более чем 55% случаев.

Типичная величина ошибки измерений сдвига ядра между частотами 15 и 8 ГГц составила около 50 µсек дуги, а между частотами 15 и 12 ГГц около 35 µсек дуги. Доминирующий вклад в ошибки измерений вносит процедура двумерной кросс-корреляции, выполняемая для совмещения изображений, полученных на разных частотах, поскольку ошибки в определении положения РСДБ ядра малы и не превышают нескольких микросекунд дуги благодаря высокой яркости и компактности компонента ядра. Установлено, что направления значимых векторов сдвига ядра преимущественно совпадают с медианным направлением струи, отклонения от которого составляют менее 30 в более чем 90% случаев.

Мы использовали измеренные сдвиги ядер для определения величины магнитного поля и радиуса РСДБ ядер в 102 источниках. Обнаружено, что магнитное поле на расстоянии 1 пк от истинного основания струи, находящегося в непосредственной близости от центральной чёрной дыры, составляет 0.9 Гс для квазаров, тогда как для объектов типа BL Lacertae эта величина систематически меньше, и равна 0.4 Гс. Предполагая обратно пропорциональную зависимость магнитного поля от полуширины выброса и экстраполируя её в направлении центрального источника, получена оценка величины магнитного поля вблизи чёрной дыры массой 109M, которая составила около 2 103 Гс. Удалённость видимого основания струи, т.е.

РСДБ ядра, на частоте наблюдения 15.4 ГГц от истинного основания выброса в квазарах систематически больше, чем в лацертидах, с медианными значениями, составляющими 13.2 и 4.0 пк, соответственно. На этих расстояниях медианное значение магнитного поля составляет 0.07 Гс для квазаров и 0.1 Гс для объектов типа BL Lacertae.

Используя РСДБ наблюдения выборки из 20 источников на 9 частотах (от 1.4 до 15.4 ГГц), исследована частотная зависимость сдвига ядра. Показано, что доминирующим механизмом поглощения излучения в струях на парсековых масштабах является синхротронное самопоглощение.

Будущие многоэпоховые и многочастотные РСДБ наблюдения (включая также наблюдения в режиме опорных фаз) выбокри источников со значимыми величинами частотного сдвига ядра дадут возможность для более глубокого исследования этого эффекта, а именно его переменности во времени. Такие исследования будут иметь не только астрофизические, но также и астрометрические приложения. В идеале, эти наблюдения (i) должны быть выполнены во время или сразу после сильных ядерных вспышек, которые заранее могут быть обнаружены в более высокочастотных диапазонах длин волн, например, в оптическом или гамма-диапазоне, (ii) должны быть проведены одновременно в широком интервале радиочастот, от высоких, например, 86 или 43 ГГц и вплоть до 5 или 2 ГГц, где механизм синхротронного самопоглощения более существенен.

71

–  –  –

Статистические исследования физических свойств релятивистских выбросов на парсековых масштабах Результаты по теме настоящей Главы опубликованы в следующих работах: Pushkarev et al. (2004); Пушкарев и др. (2004); Pushkarev et al. (2005b);

Volvach et al. (2006, 2007); Гавриленко и др. (2007); Pushkarev et al. (2008a);

Pushkarev & Kovalev (2008); Pushkarev et al. (2008b); Вольвач и др. (2009);



Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 10 |

Похожие работы:

«Лыскова Наталья Сергеевна Методы определения масс эллиптических галактик, применимые для больших обзоров 01.03.02 Астрофизика и звёздная астрономия Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель: член-корр РАН, д.ф.-м.н. Чуразов Е.М. Москва, 2015 Оглавление 1 Введение 1.1 Актуальность..................»

«Слюсарев Иван Григорьевич УДК 523.44 ТРОЯНЦЫ ЮПИТЕРА И ГРУППА ГИЛЬДЫ: ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА И ПРОИСХОЖДЕНИЕ Специальность 01.03.03 – Гелиофизика и физика Солнечной системы ДИССЕРТАЦИЯ на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель: доктор физико-математических наук, ведущий научный сотрудник НИИ астрономии ХНУ им. В.Н. Каразина...»

«УДК 523.45–852:520.85 ШАЛЫГИНА ОКСАНА СЕРГЕЕВНА СВОЙСТВА СТРАТОСФЕРНОГО АЭРОЗОЛЯ В ПОЛЯРНЫХ ОБЛАСТЯХ ЮПИТЕРА ПО ДАННЫМ ФОТОПОЛЯРИМЕТРИЧЕСКИХ НАБЛЮДЕНИЙ Специальность: 01.03.03 – Гелиофизика и физика Солнечной системы Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель: кандидат...»

«УДК 530.12:531.51 АБДУЖАББАРОВ АХМАДЖОН АДИЛЖАНОВИЧ ОБЩЕРЕЛЯТИВИСТСКИЕ АСТРОФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В СТАЦИОНАРНЫХ АКСИАЛЬНО-СИММЕТРИЧНЫХ ПРОСТРАНСТВАХ Специальность: 01.03.02 Астрофизика, радиоастрономия ДИССЕРТАЦИЯ на соискание ученой степени кандидата физико–математических наук Научный руководитель: д.ф.-м.н. Б.Ж. Ахмедов Ташкент – 2009 Оглавление Введение ГЛАВА 1. Электромагнитное поле и...»

«Академия наук Республики Таджикистан Институт языка, литературы, востоковедения и письменного наследия им. Абуабдулло Рудаки Гасеми Тахте Чуб Насрин Структурно-семантические особенности астрономических терминов в словаре «Kaf-ul-luot va istilohot» Sur-i Bahor Специальность: 10.02.22языки народов зарубежных стран Европы, Азии, Африки, аборигенов Америки и Австралии (иранские языки) Диссертация на соискание ученой степени кандидата филологических наук Научный руководитель:...»

«УДК 524.352; УДК 524.354 Пружинская Мария Викторовна Сверхновые звёзды, гамма-всплески и ускоренное расширение Вселенной Специальность: 01.03.02 астрофизика и звёздная астрономия ДИССЕРТАЦИЯ на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель: д.ф.-м.н., профессор Липунов Владимир Михайлович Москва 2014 Содержание...»

«Антюфеев Александр Валерьевич УДК 524.6-77 БИПОЛЯРНЫЕ МОЛЕКУЛЯРНЫЕ ПОТОКИ В ОБЛАСТЯХ ЗВЕЗДООБРАЗОВАНИЯ IRAS 05345+3157, IRAS 22267+6244 И G122.0-7.1 01.03.02 – астрофизика, радиоастрономия Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель Шульга Валерий Михайлович, академик НАН Украины, доктор физико-математических наук, профессор Харьков – 2015 Содержание Список...»

«УДК 520.8; 524.7 Катков Иван Юрьевич Свойства и происхождение изолированных линзовидных галактик 01.03.02 – Астрофизика и звездная астрономия ДИССЕРТАЦИЯ на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель д. ф.-м. н. Сильченко Ольга Касьяновна Москва – 2014 Содержание Введение.................................... Газ в линзовидных галактиках.....»

«Жиляев Борис Ефимович УДК 524.33+524.338.6+519.2 БЫСТРАЯ МАЛОМАСШТАБНАЯ ПЕРЕМЕННОСТЬ ЗВЕЗД Специальность 01.03.02 – астрофизика, радиоастрономия Диссертация на соискание ученой степени доктора физико-математических наук Киев – 2014 СОДЕРЖАНИЕ Стр. ВВЕДЕНИЕ...7 ГЛАВА 1 СТАТИСТИЧЕСКАЯ ФОТОМЕТРИЯ ЗВЕЗД: КОНЦЕПЦИЯ И МЕТОДЫ 25 1.1 Цифровая фильтрация для детектирования маломасштабной переменности..26 1.2...»

«Теплых Дарья Андреевна ПОИСК И ИССЛЕДОВАНИЕ РАДИОИЗЛУЧЕНИЯ ОТ АНОМАЛЬНЫХ ПУЛЬСАРОВ НА НИЗКИХ ЧАСТОТАХ 01.03.02 – астрофизика и звёздная астрономия Диссертация на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель: доктор физико-математических наук В.М. Малофеев Москва ОГЛАВЛЕНИЕ ВВЕДЕНИЕ 4 ГЛАВА I. Наблюдательная база § 1.1. Радиотелескопы ПРАО АКЦ ФИАН 24 § 1.2. Приёмная аппаратура...»

«Бакланова Диляра Наилевна Эффекты звёздного магнетизма: магнитное поле гиганта Поллукс, длительность циклов активности у солнечно-подобных звёзд 01.03.02 – Астрофизика и звёздная астрономия ДИССЕРТАЦИЯ на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель кандидат физико-математических наук Плачинда Сергей Иванович Научный – 2014 Оглавление Введение Метод измерения магнитных полей у звёзд........ 13...»

«УДК 520.27, 520.8.056, 520.374 ЦЫБУЛЁВ Петр Григорьевич РАЗВИТИЕ СИСТЕМ РЕГИСТРАЦИИ РАДИОАСТРОНОМИЧЕСКИХ ДАННЫХ И ПОВЫШЕНИЕ ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТИ РАДИОТЕЛЕСКОПА РАТАН-600 Специальность: 01.03.02 – астрофизика и звездная астрономия ДИССЕРТАЦИЯ на соискание ученой степени кандидата технических наук Научный руководитель академик РАН доктор физико-математических наук Ю. Н. Парийский Нижний Архыз – 2014 Оглавление...»

«Ладейщиков Дмитрий Антонович “Исследование пространственно-кинематической структуры гигантских молекулярных облаков” Специальность 01.03.02 — астрофизика и звездная астрономия Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель: к.ф.-м.н. Соболев...»

«Бурданов Артем Юрьевич Результаты поиска кандидатов в транзитные экзопланеты на телескопе МАСТЕР-II-Урал Коуровской астрономической обсерватории 01.03.02 – Астрофизика и звездная астрономия Диссертация на соискание ученой степени кандидата...»







 
2016 www.konf.x-pdf.ru - «Бесплатная электронная библиотека - Авторефераты, диссертации, конференции»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.