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


Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |   ...   | 10 |

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

-- [ Страница 4 ] --

Мы также вычислили значения медианного спектрального индекса РСДБ выброса исследуемых источников, применяя следующую процедуру.

1. Для каждого объекта восстанавливались изображения в X- и S-полосе с одинаковым размером пикселя, составляющим 0.2 мсек дуги, и одинаковым разрешением, сворачивая изображения в интенсивности со средним (между диаграммами на 2.3 и 8.6 ГГц) размером диаграммы направленности.

2. При построении карты распределения спектрального индекса производилось совмещение соответствующих карт интенсивности по оптически тонким областям струи.

3. Вычислялась хребтовая линия выброса в интенсивности по данным на

8.6 ГГц. Это делалось следующим образом:

• в азимутальное сечение струи, находящемся на расстоянии r от положения РСДБ ядра, вписывалась гауссиана, положение максимума которой задавало координаты точки хребтовой линии струи на данном расстоянии;

• процедура повторялась с шагом dr, равным размеру пикселя;

• процедура останавливалась, если максимальное значение гауссианы, вписанной в поперечный профиль выброса, становилось меньше, чем 4, где уровень шума карты.

В качестве начальной точки r = 0 выбиралось положение компонента РСДБ ядра, найденное с помошью процедуры моделирования структуры источника. Здесь важно отметить, что РСДБ ядро часто, но не всегда, является самой яркой деталью карты. Таким образом, в таких случаях фазовый центр, в который алгоритм CLEAN имеет тенденцию помещать самый яркий компонент изображения, будет неверным выбором в качестве начальной точки для алгоритма построения хребтовой линии. В общем случае, именно координаты РСДБ ядра должны задавать положение начальной точки, которое может отстоять на существенном расстоянии от фазового центра.

4. Найденная хребтовая линия применялась для извлечения значения спектрального индекса вдоль струи с соответсвующей карты распределения спектрального индекса.

–  –  –

6. Спектральный индекс струи jet оценивался как медиана значений вдоль хребтовой линии, находящихся на расстояниях r rcore.

Вышеописанная процедура была применена для 319 (86%) объектов. На рис. 2.18 мы приводим в качестве примера источник J2202+4216 Рис. 2.18. Распределение спектрального индекса в объекте BL Lac (слева), вычисленное по данным интенсивности на частоте 2.3 и 8.6 ГГц, в суперпозиции с контурами равной интенсивности на 8.6 ГГц на эпоху 16 января 2002 г. Последовательность белых точек показывает хребтовую линию выброса в интенсивности на частоте 8.6 ГГц, вдоль которой показаны профили интенсивности на 8.6 ГГц (справа вверху) и спектрального индекса (справа внизу). Нижний контур показан на уровне 0.18% от максимального значения яркости, равного 1395 мЯн/луч. Закрашенный эллипс в левом нижнем углу показывает диаграмму направленности по уровню половинной мощности. Вертикальная пунктирная оранжевая линия показывает радиус РСДБ ядра, свернутого с диаграммой направленности в направлении внутреннего выброса. Горизонтальная пунктирная линия задаёт медианное значение спектрального индекса струи.

(BL Lacertae). Оставшиеся источники (51) настолько компактны, что детектируемая структура этих объектов недостаточна для проведения данного анализа. Для каждого источника вычислялась также карта распределения ошибки спектрального индекса. Для каждого пикселя ошибка оценивалась согласно теории распространения ошибки, используя соотношение 1/2

–  –  –

где S уровень шума карты на данной частоте, S значение интенсивности в данном пикселе на данной частоте.

Рис. 2.19. Распределение градиента спектрального индекса вдоль хребтовой линии выброса для 228 источников.

Найденные значения спектрального индекса выброса в основном расjet пределены в интервале от 0.2 до 1.2 с медианным значением 28 = 0.68 (рис. 2.17, внизу, стр. 107). Это означает, что синхротронное излучение протяжённых областей выбросов на парсековых масштабах является оптически-тонким. Спектральный индекс оптически-тонкого синхротронного излучения параметризует энергетический спектр ансамбля излучающих релятивистских частиц. Предполагая степенное распределение частиц по энергиям N (E) = N0E, индекс = 1 2 имеет медианное значение = 2.4 для источников исследуемой выборки.

Спектральный индекс имеет тенденцию к уменьшению вдоль хребтовой линии струи, т.е. с увеличением расстояния до РСДБ ядра (рис. 2.18), что эквивалентно увеличению возраста излучающего компонента.

Этот эффект, называемый “старением” спектрального индекса, может быть вызван как потерями энергии электронов на синхротронное излучение (Кардашев 1962), так и на адиабатическое расширение. Мы оценили градиенты спектрального индекса в выбросах 228 источников, распределение которых показано на рис. 2.19. Этот анализ был выполнен для объектов, содержащих не менее 10 точек хребтовой линии струи за пределами области РСДБ ядра, размер Рис. 2.20. Распределение старения спектрального индекса (укручение спектра) вдоль хребтовой линии выброса для 319 источников.

которой расчитывался как 0.5(d2 +b2 )1/2 в направлении позиционного угла core внутреннего выброса, поскольку анализ проводился в области изображения, т.е. после применения операции свертки. Среднее значение распределения градиента спектрального индекса составило 0.06+0.07 мсек дуги1, где 0.08 ошибки задают 68%-й доверительный интервал.

Мы также исследовали интегральную величину старения спектрального индекса вдоль струи (рис. 2.20), измеряя разность величины на границе области РСДБ ядра, т.е. там где влияние частично-непрозрачной области РСДБ ядра уже не проявляется, и медианного значения спектрального индекса струи. Поскольку хребтовая линия выброса составлена из дискретного набора точек (см. например, рис. 2.18), то в общем случае граница области РСДБ ядра в направлении внутреннего выброса не совпадает с какой-либо точкой хребтовой линии. Выбор же ближайщей точки (последней из области РСДБ ядра или первой из области струи) ведёт к определённой систематике. Чтобы её избежать, мы определяли величину спектрального индекса на границе области РСДБ ядра путем линейной интерполяции величины спектрального индекса между последней точкой хребтовой линии в области РСДБ ядра и первой в области дальнейшей струи. Медианное значение расРис. 2.21. Зависимость спектрального индекса от расстояния до РСДБ ядра, отсчитываемое вдоль хребтовой линии выброса для 319 источников. Оранжевым цветом показаны точки внутри области РСДБ ядра, чёрным в выбросе (всего, более 11 тыс. точек измерений).

Тренд уменьшения спектрального индекса в струе отражает энергетические потери излучающих в источнике частиц.

пределения величины укручения спектра выброса, полученное на основании результатов по 319 источникам, составило = 0.61.

Зависимость спектрального индекса от расстояния до РСДБ ядра, отсчитываемое вдоль хребтовой линии выброса, показана на рис. 2.21 для 319 источников. Из этого рисунка видно, что область РСДБ ядра (r 1 мсек дуги) частично-непрозрачная, затем, на расстояниях r 2 3 мсек дуги излучение просветляется, и далее на б льших расстояниях, где излучение о уже, как правило, оптически тонкое, этот тренд сохраняется, отражая эффект старения спектрального индекса.

В некоторых источниках спектр несколько уплощается в ярких компонентах выброса (рис. 2.22). Эти компоненты, по крайней мере в некоторых случаях, могут представлять собой фронты ударных волн, ускоряющих частицы, что в конечном итоге приводит к уплощению спектра.

Мы также проанализировали спектральные индексы РСДБ ядер. Они были получены как значения пикселя на -карте, соответствующего начальной точке найденной хребтовой линии интенсивности выброса, т.е. положеРис. 2.22. Распределение спектрального индекса в квазаре J0151+2744 (слева), вычисленное по данным интенсивности на частоте 2.3 и 8.6 ГГц, в суперпозиции с контурами равной интенсивности на 8.6 ГГц на эпоху 25 сентября 2002 г. Последовательность белых точек показывает хребтовую линию выброса в интенсивности на частоте 8.6 ГГц, вдоль которой показаны профили интенсивности на 8.6 ГГц (справа вверху) и спектрального индекса (справа внизу). Нижний контур показан на уровне 0.39% от максимального значения яркости, равного 309 мЯн/луч. Закрашенный эллипс в левом нижнем углу показывает диаграмму направленности по уровню половинной мощности. Вертикальная пунктирная оранжевая линия показывает радиус РСДБ ядра, свернутого с диаграммой направленности в направлении внутреннего выброса. Горизонтальная пунктирная линия показывает медианное значение спектрального индекса струи. Спектральный индекс уплощается в ярких компонентах струи J1, J2 и J3.

нию РСДБ ядра на частоте 8.6 ГГц. Соответствующее распределение спектрального индекса РСДБ ядер (рис. 2.17, посередине) имеет медианное знаcore чение 28 = 0.28, отражая частичную непрозрачность области РСДБ ядра.

Была также исследована связь между интегральным спектральным индексом АГЯ и компактностью источников на РСДБ масштабах. Результаты для частоты 8.6 ГГц приведены на рис. 2.23. Для данных на 2.3 ГГц зависимость является качественно схожей. Непараметрический -тест Кедалла подтверждает положительную корреляцию на уровне значимости 99.9%.

Этот видимый тренд объясняется тем обстоятельством, что источники с более крутыми спектрами имеют меньшую компактность, поскольку значиРис. 2.23. Интегральный спектральный индекс в зависимости от индекса компактности на частоте 8.6 ГГц. Тренд показывает, что источники с более крутыми спектрами статистически менее компактны.

тельная часть из РСДБ потока должна происходить из оптически тонких, протяжённых областей выброса.

Проводя сравнительный анализ медианных спектральных индексов струи в объектах типа BL Lacertae и квазарах, установлено, что спектры лацертид статистически более плоские, чем в квазарах. На рис. 2.24 (вверху) приведены гистограммы соответствующих распределения по данным 169 квазаров и 30 лацертид. Медианные значения распределений составили 0.72 и 0.48, соответственно. Согласно тесту Колмогорова-Смирнова, распределения различаются на очень высоком уровне значимости (p = 4.8 105). Более плоский характер спектров в объектах типа BL Lac согласуется со сценарием ударных волн в выбросе, присутствие которых приводит к уплощению спектра ввиду вторичного ускорения излучающих релятивистских частиц. К тому же, лацертиды расположены на статистически меньших красных смещениях (рис. 2.2), поэтому для них единица измерения в угловой мере соответствует, как правило, меньшим расстояниям в линейной шкале (рис. 2.24, посередине) в сравнении с квазарами. Зависимость углового масштаба [мсек] от линейного a[пк] рассчитывалась как Рис. 2.24. Вверху: распределение медианного спектрального индекса струи в 30 лацертидах (закрашенные бины) и 169 квазарах (пустые бины). Посередине: фактор пересчёта из угловой шкалы (мсек) в линейную (пк) в зависимости от красного смещения. Пунктирной линией показана зависимость согласно соотношению (2.5). Внизу: зависимость медианного спектрального индекса струи от медианного проекционного линейного расстояния до РСДБ ядра для источников с известными красными смещениями. Звёздочками показаны 21 объект типа BL Lac, пустыми кружками 166 квазаров.

–  –  –

где c скорость света в вакууме.

На рис. 2.24 (внизу) приведена зависимость медианного спектрального индекса струи jet от медианного линейного расстояния r до РСДБ ядра в проекции на картинную плоскость, из которой видно, что статистически более плоские спектры выбросов лацертид могут быть тесно связаны с эффектом старения спектрального индекса, поскольку rmed = 11 пк для объектив типа BL Lac и rmed = 37 пк для квазаров.

2.2.6 Эволюция яркостной температуры вдоль струи и геометрия выброса

Источники с ярко выраженными выбросами, имеющие отчетливые компоненты и распространяющиеся на значительные расстояния, позволяют исследовать эволюцию яркостной температуры вдоль струи в зависимости как от расстояния r до РСДБ ядра, так и от размера компонента выброса.

Как правило, сгусток релятивистской плазмы, проявляющийся на РСДБ карте как яркий компонент струи, при своём движении быстро теряет значительную часть энергии посредством синхротронного излучения и адиабатического расширения. При продвижении компонента по выбросу его поток слабеет, а размеры растут. Эти тенденции приводят к резкому уменьшению яркостной температуры вдоль выброса.

Эволюция Tb как функция расстояния компонента от РСДБ ядра и его размера хорошо описывается простыми степенными зависимостями вида Tb rk (рис. 2.25) и Tb (рис. 2.26). Мы проанализировали соответствующие градиенты яркостной температуры на частоте 2.3 и 8.6 ГГц для Рис. 2.25. Зависимость яркостной температуры компонентов струи с расстоянием до РСДБ ядра по данным на частоте 2.3 ГГц (квадратики) и 8.6 ГГц (кружки).

30 источников (на рис. 2.25 и 2.26 показаны 16 объектов), отличающихся богатой структурой выброса, состоящей по крайней мере из трех компонентов струи на обеих частотах наблюдения. Абсолютные ошибки на яркостную температуру были рассчитаны следующим образом.

Поскольку

–  –  –

Рис. 2.27. Степенные индексы зависимостей яркостной температуры от расстояния до ядра (слева) и размера компонента (справа) полученные по данным на 2.3 и 8.6 ГГц. Темнои светло-серым эллипсами показаны области ошибок на уровне 1 и 2, соответственно, центрированные по средним значениям k и -индексов.

отношением пиковой интенсивности Sp к остаточному шуму p, St поток компонента, (bmajbmin )1/2 размер диаграммы. Ошибки на величину потока компонента S, его расстояния r до РСДБ ядра, а также его размера были вычислены по с помощью соотношений (Schinzel et al. 2012)

–  –  –

Sp SN R (2.10) Анализ полученных зависимостей Tb rk и Tb методом наименьших квадратов показал, что степенной индекс k находится в пределах от 1.2 до 3.6 со средним значением k8 ГГц k2 ГГц = 2.2 ± 0.1, тогда как степенной индекс варьируется в пределах от 1.4 до 4.4 со средним значением 8 ГГц = 2.7 ± 0.1 и 2 ГГц = 2.6 ± 0.1. Распределения индексов k и приведены на рис. 2.27. Степенные индексы k и могут быть также использованы для тестирования моделей релятивистских выбросов, например адиабатического расширения фронтов ударных волн, распространяющихся по струе (Marscher 1990; Pushkarev et al. 2008a,b).

Предполагая, что ширина струи как функция расстояния от РСДБ ядра имеет степенную зависимость вида rl, соответствующий индекс l может Рис. 2.28. Распределение степенного индекса l предполагаемой зависимости r l, где поперечная ширина выброса на расстоянии r от РСДБ ядра на 2.3 ГГц (слева) и 8.6 ГГц (справа).

быть оценен как k/ для каждого из источников. Полученные таким образом распределения величины l, приведенные на рис 2.28), имеют медианные значения 1.2 по данным на частоте наблюдения 2.3 ГГц (гектопарсековые масштабы) и 0.8 по данным на 8.6 ГГц (парсековые масштабы). Это указывает на то, что области выброса, доступные для исследования на частоте наблюдения 8.6 ГГц статистически всё ещё подвержены коллимации, а значит ускорению истечения вещества на парсековых масштабах, тогда как на б льших (гектопарсеовых) масштабах, доступных с помощью наблюдений о на 2.3 ГГц, струи начинают расширяться более свободно, переходя в кинематический режим, характеризующийся постепенным замедлением. Эти выводы согласуются с положительными радиальными ускорениями, обнаруженными по анализу кинематики выбросов на основе десятилетних рядов РСДБ наблюдений на частоте 8.6 ГГц, проведённых в рамках проекта RDV (см. Главу 3; Piner et al. 2012), а также по данным на частоте 15 ГГц, полученным в рамках проекта MOJAVE (Homan et al. 2009).

Мы также провели анализ зависимости rl по совокупности 1202 компонентов струи (рис. 2.29), полученных в результате моделирования (u, v)-данных 370 исследуемых в этой Главе источников. Используя метод наименьших квадратов, мы определили коэффициент пропорциональности Рис. 2.29. Зависимость ширины струи от проекционного расстояния до РСДБ ядра по результатам моделирования 370 источников на 2.3 и 8.6 ГГц. Отрезками показаны результаты аппроксимации методом наименьших квадратов по трём интервалам значений расстояния до РСДБ ядра.

между log и log r, равный произведению неизвестной константы и индекса l, для трёх интервалов значений величины r: от 0.1 до 1.0 мсек дуги, от 1 до 10 мсек дуги и от 10 до 100 мсек дуги. Таким образом, отношение найденных коэффициентов будет равно отношению искомых индексов l. Из рис. 2.29 видно, что с удалением от ядра ширина выброса растет всё быстрее, что согласуется с выводами предыдущего параграфа. Действительно, отношение индексов составило l110/l0.11 2.37 и l10100/l110 1.05.

2.2.7 Гамма-яркие АГЯ на парсековых масштабах

Из 370 исследуемых в данной Главе источников, 147 (40%, см. табл. 2.1) были позиционно ассоциированы с гамма-яркими объектами, находящимися в пределах области, соответствующей уровню доверия 95%. Гамма-яркие источники были обнаружены на энергиях свыше 100 МэВ с помощью инструмента LAT (Large Area Telescope), установленного на борту космической гамма-обсерватории Fermi, по данным первых двух лет научных наблюдений (Nolan et al. 2012). Список этих 147 источников включает 99 квазаров (40% от 251 в нашей выборке из 370 объектов), 39 из 46 объектов типа BL Lacertae (85%), 6 из 31 радиогалактики (20%), а также 3 из 42 оптически неотождествлённых объектов (7%). Значительно более высокий уровень обнаружения объектов типа BL Lac на данном уровне значимости объясняется их статистически более жёстким спектром в гамма-диапазоне, который позволяет обнаруживать такие источники на более низких фотонных потоках благодаря более узкому отклику инструмента Fermi LAT на более высоких энергиях, а также относительно более мягкому спектру диффузного фонового гамма-излучения Галактики (Ackermann et al. 2011). Важно отметить, что подавляющее большинство гамма-источников, ассоциированных с активными ядрами галактик, имеют значительные потоки излучения в радиодиапазоне на парсековых масштабах, как это следует из высокого показателя идентификации источников Fermi LAT и активными ядрами галактик из радиокаталога, составленного по результатам РСДБ наблюдений (Kovalev 2009a).

С начала Fermi эры уже установлен ряд тесных связей и зависимостей между высокоэнергичным излучением в гамма-диапазоне и свойствами АГЯ на парсековых масштабах. В частности, было показано, что обнаруженные с помощью инструмента LAT блазары ярче по потоку излучения и имеют б льшую светимость в радиодиапазоне (Kovalev et al. 2009), характеризуо ются более высокими видимыми скоростями (Lister et al. 2009c; Piner et al.

2012), а также Доплер-факторами (Savolainen et al. 2010), имеют более широкие видимые углы раскрыва струй (Pushkarev et al. 2009) и статистически меньшие углы к лучу зрения (Pushkarev et al. 2012b). К тому же, обнаружен ряд свидетельств того, что гамма-излучение, вероятнее всего, рождается в областях ускорения релятивистского выброса вблизи радиоядра на расстояниях в несколько парсек от центральной чёрной дыры (Kovalev et al. 2009;

Jorstad & Marscher 2010; Pushkarev et al. 2010b; Schinzel et al. 2012).

Мы сравнили потоки компонентов РСДБ ядра тех RDV источников, которые были обнаружены в гамма-диапазоне инструментом LAT (гаммаяркие) и входят во второй Fermi каталог, и тех, которые не были обнаружены (гамма-слабые), и установили, что гамма-яркие АГЯ имеют, в среднем, более Рис. 2.30. Распределение потоков компонента РСДБ ядра на 2.3 ГГц (слева) и 8.6 ГГц (справа). Закрашенные области представляют источники, входящие во второй Fermi каталог (2FGL).

Рис. 2.31. Распределения яркостных температур РСДБ ядер на 2.3 ГГц (слева) и 8.6 ГГц (справа). Закрашенные области представляют гамма-яркие источники из второго каталога Fermi (2FGL).

высокие потоки РСДБ ядер с медианным значением 0.89 Ян против 0.56 Ян для гамма-слабых источников на частоте 2.3 ГГц, и 1.08 Ян против 0.55 Ян на частоте 8.6 ГГц (рис. 2.30). В обоих случаях тест Колмогорова-Смирнова показывает, что вероятность того, что соответствующие подвыборки извлечены из одной и той же родительской популяции составляет p 0.001.

Для более детального исследования связи излучения в гамма- и радиодиапазоне активных ядер галактик мы также сравнили яркостные температуры РСДБ ядер Tb, core. Величины Tb, на частоте 8.6 ГГц для гамма-ярких core источников статистически выше, чем у гамма-слабых (рис. 2.31, справа) Рис. 2.32. Распределение спектрального индекса jet РСДБ выбросов гамма-ярких (вверху) и гамма-слабых (внизу) источников согласно второму каталогу Fermi LAT.

на уровне значимости, превышающем 99.9% согласно обобщённому тесту Гехана-Вилкоксона, что указывает на более высокие Доплер-факторы. Для данных на частоте 2.3 ГГц соответствующая статистическая разница значений Tb, core более умеренная (на уровне доверия 92.3%), вероятнее всего, как результат разных спектральных свойств радиоядра и наиболее внутренних областей выброса, неразрешённых на более низкой (2.3 ГГц) частоте наблюдения. Эти результаты подтверждают более ранние выводы, полученные на основе анализа РСДБ данных на частоте 15 ГГц меньшей по количеству источников выборки (Kovalev et al. 2009).

Мы также проанализировали распределения медианного спектрального индекса РСДБ выбросов, обсуждаемых в разделе 2.2.5. Распределения jet для 135 гамма-ярких и 184 гамма-слабых источников, приведенных на рис. 2.32, отличаются на уровне значимости 99.8% согласно тесту Колмогорова-Смирнова. Соответствующие медианные значения распределений составили LAT_Y = 0.60 и LAT_N = 0.72, которые соответствуют степенным индексам LAT_Y = 2.20 и LAT_N = 2.44 энергетического спектра N (E) = N0E для релятивистских излучающих частиц. Эта разница может объясняться большей долей высокоэнергичных электронов, образующихся в гамма-ярких активных ядрах галактик посредством более энергичных или более частых вспышек.

2.3 Многочастотные РСДБ наблюдения 190 источников В данном разделе мы обсуждаем результаты исследований фарадеевского вращения, а также спектральных свойств струй 190 АГЯ по многочастотным (8.1, 8.4, 12.1 и 15.4 ГГц) поляриметрическим VLBA наблюдениям, описанным подробнее в Главе 1 (стр. 23).

2.3.1 Фарадеевское вращение Поляриметрические VLBA наблюдения выборки из 190 источников, проводившиеся на 12 эпохах в течение 2006 г. одновременно на четырёх частотах между 8 и 15 ГГц, дали возможность измерения фарадеевской меры вращения в наблюдаемых источниках и её распределения по парсековой структуре объектов. Информацию о мере вращения трудно переоценить, поскольку её учет позволяет восстановить картину распределения магнитного поля в источнике.

Поляризованное излучение, распространяющееся сквозь тепловую нерелятивистскую плазму с ненулевой составляющей магнитного поля вдоль луча зрения, подвержено эффекту фарадеевского вращения плоскости колебаний электрического вектора. Фарадеевский экран может быть как внутренним так и внешним по отношению к источнику. Это может приводить к уменьшению степени линейной поляризации (Burn 1966) и повороту наблюдаемого вектора поляризации obs. В случае внешнего экрана эффект может быть описан линейной зависимостью между obs и квадратом длины волны 2 :

–  –  –

где 0 истинный угол поляризации, RM мера вращения, определяемая концентрацией тепловых электронов ne и компонентом магнитного поля B вдоль луча зрения. Константы представляют собой заряд электрона e, электрическую постоянна 0, массу электрона m и скорость света c. Таким образом, мера вращения может быть определена по измерениям угла поляризации на разных частотах.

Если фарадеевское вращение происходит в самом источнике, то это означает, что тепловая плазма, вызывающая вращение, перемешана с излучающей плазмой, либо спектр релятивистских частиц простирается до малых энергий. В этом случае для вращений с амплитудой более 45 надо ожидать очень значительной деполяризации (Burn 1966), что наблюдается крайне редко (Zavala & Taylor 2004), однако для вращений на меньший угол сценарий внутреннего экрана может также приводить к линейной зависимости и следовать уравнению (2.11).

Внешнее фарадеевское вращение может быть вызвано наличием экрана в непосредственной близости от выброса, например, в области взаимодействия струи с окружающей средой, что может проявляться в виде оболочечных структур, обсуждаемых нами в разделе 4.3, или же в более удалённом экране, находящимся в областях формирования широких или узких линий оптического спектра. Различить же эти альтернативные сценарии довольно сложно, особенно в случае небольших вращений. Для исследования распределения истинной меры вращения по источнику мы учли соответствующий его положению галактический вклад (Taylor et al. 2009), который в подавляющем большинстве случаев был очень мал (медиана по нашей выборке составила 12.3 рад/м2), что меньше типичных ошибок меры вращения, составляющих 70–150 рад/м2.

Карты меры вращения, исправленные за интегральную галактическую меру вращения, были получены для 159 источников, в которых мы обнаружили поляризованное излучение на всех частотах. На рис. 2.33 мы приводим в качестве примера карту меры вращения в лацертиде 0003066.

Анализируя распределение меры вращения по источнику, мы определили абсолютные медианные значения мер вращения в области РСДБ ядра, остальной части выброса. а также в целом по источнику. Соответствующие Рис. 2.33. Карты меры вращения источника 0003066 (вверху слева) в суперпозиции с контурами интенсивности на 15 ГГц и соответствующие 2 -зависимости (вверху справа) для двух разных областей выброса с максимальными потоками в поляризации. Карта ошибок меры вращения (внизу слева) и карта векторов поляризации, исправленных за меру вращения в суперпозиции с контурами поляризованного потока (внизу справа).

гистограммы представлены на рис. 2.34. Мы приводим медианные значения, поскольку они не подвержены влиянию очень больших (возможно ложных) значений меры вращения в отдельных пикселях карты. Большинство источников имеют меры вращения менее 1000 рад/м2, но распределение простирается до значений около 6500 рад/м2. При этом, абсолютные значения меры вращения имеют тенденцию к уменьшению с ростом расстояния до РСДБ ядра, что согласуется уменьшением величины магнитного поля вдоль струи.

Поскольку число галактик и оптически-неотождествлённых источников Рис. 2.34. Распределение абсолютных значений медиан меры вращения по всему источнику (вверху), по области РСДБ ядра (посередине) и по остальной части выброса (внизу), находящейся на расстоянии более одной диаграммы от РСДБ ядра. Незакрашенные бины соответствуют квазарам, заштрихованные лацертидам, кросс-штрихованные галактикам, залитые чёрным оптически-неотождествлённым источникам. На рисунке не приведены квазары 0003+380 и 2008159, которые показали меры вращения более 6000 рад/м2.

невелико, мы проводим статистическое сравнение между квазарами и лацертидами. Мы обнаружили, что меры вращения как в РСДБ ядрах. так и в компонентах выброса статистически больше в квазарах, чем в объектах типа BL Lacertae. При анализе истинных мер вращения RMint = RMobs (1 + z 2 ), полученных с учётом красного смещения z, статистическая разница становится ещё более значимой. Так, медианное значение меры вращения в компонентах РСДБ ядра квазаров составляет 798 рад/м2, тогда как в лацертидах оно значительно меньше (274 рад/м2). Для компонентов выброса, медианные значения меры вращения составляют 563 рад/м2 для квазаров и 148 рад/м2 для лацертид.

Мы также обнаружили поперечные выбросу значимые градиенты меры вращения в четырёх источниках (0923+392, 1226+023, 2230+114 и 2251+158). В объекте 1226+023 было впервые зарегистрировано изменение знака меры вращения с положительного на отрицательный в пределах поперечного профиля RM, что указывает на присутствие спирального магнитного поля в струе. В этом источнике мы также установили изменения величины меры вращения выброса на шкале времени, составляющей три месяца.

Это трудно объяснить в рамках модели внешнего фарадеевского экрана. Таким образом, это может свидетельствовать в пользу сценария внутреннего фарадеевского вращения в этом объекте. Сравнивая наблюдаемые степени линейной поляризации компонентов струи на разных частотах с теоретическими, предсказанными моделями по деполяризации, мы установили, что в большинстве случаев модель внешнего экрана хорошо объясняет наблюдаемую поляризацию и только в некоторых источниках, таких как 1226+023 и 2251+158, требуется внутреннее фарадеевское вращение.

2.3.2 Распределение спектрального индекса вдоль струи

Карты распределения спектрального индекса для 190 источников между частотами 8.1 и 15.4 ГГц были получены путём совмещения изображений, восстановленных на разных частотах по оптически тонким областям струи, применяя процедуру двумерной кросс-корреляции, описанную нами в разделе 1.1. Величина спектрального индекса в каждом пикселе была получена подгонкой степенной зависимости по данным интенсивности на четырёх частотах. Мы вычисляли величину спектрального индекса в пикселях, где интенсивность превышала 3 5.4rms, где rms остаточный тепловой шум карты. В качестве примера, на рис. 2.35 приведена карта распределения спектрального индекса в объекте типа BL Lac 1652+398 (Mkn501).

Рис. 2.35. Распределение спектрального индекса в источнике 1652+398 (слева), вычисленное по данным интенсивности на частотах 8.1, 8.4, 12.1 и 15.4 ГГц, в суперпозиции с контурами равной интенсивности на 15.4 ГГц на эпоху 12 февраля 2006 г. Последовательность белых точек показывает хребтовую линию выброса в интенсивности на частоте 15.4 ГГц, а чёрные звездочки задают положения гауссовых компонент модели структуры выброса.

Карта ошибок в определении спектрального индекса приведена справа вверху. Справа внизу показан профиль спектрального индекса вдоль хребтовой линии струи. Вертикальная пунктирная оранжевая линия показывает радиус РСДБ ядра, свернутого с диаграммой направленности в направлении внутреннего выброса. Горизонтальная пунктирная линия задаёт медианное значение спектрального индекса струи. Серым закрашена область ошибок на уровне 1.

Проводя анализ спектральных свойств струй, аналогичный описанному в пункте 2.2.5, мы получили распределения величины спектрального индекса РСДБ ядра и выброса вдоль его хребтовой линии. Мы также определили спектральный индекс кросс-идентифицированных компонент струи, осредняя значения в боксе 3 3 пикселя, центрированном по положению компонента, полученному по результатам моделирования структуры.

Рис. 2.36. Распределение спектрального индекса в компонентах РСДБ ядра (вверху), выброса (посередине), а также медианное значение по хребтовой линии струи (внизу). Значения спектрального индекса получены по положению компонент и хребтовой линии в плоскости изображения.

Соответствующие распределения приведены на рис. 2.36. Среднее значение спектрального индекса РСДБ ядра составило 0.22 ± 0.03 и не отличается значимо для источников разных оптических классов.

Для компонентов струй мы определяли спектральный индекс только тех из них, которые находятся на расстоянии более одной диаграммы направленности от компонента ядра, чтобы исключить влияние компонента РСДБ ядра, поскольку мы проводим анализ в плоскости изображения. Среднее значение спектрального индекса компонентов струи составило 0.81 ± 0.02, что близко к медианному значению 0.68, полученному для двухчастотных данных (2 и 8 ГГц, см. пункт 2.2.5) для выборки из 319 источников.

Мы также обнаружили, что распределения величины спектрального индекса компонент струй квазаров (среднее 0.85 ± 0.02) и лацертид (среднее 0.64 ± 0.03) значимо отличаются (p 1.3 105), согласно тесту Колмогорова-Смирнова. Потенциальной причиной более крутых спектров квазаров могло бы быть различие в распределениях по красному смещению (квазары статистически удалённее лацертид). Для проверки этой гипотезы мы отобрали источники в интервале 0 z 0.5, соответствующем интервалу красных смещений большинства лацертид нашей выборки. Однако, это не изменило среднюю величину спектрального индекса струй квазаров, составившую 0.84 ± 0.06. Соответствующие распределения также отличаются значимо (p = 0.0047), согласно тесту Колмогорова-Смирнова. Мы полагаем, что менее крутые спектры струй лацертид являются результатом большего числа/плотности ударных волн в их парсековых струях, которые посредством вторичного ускорения частиц приводят к уплощению спектров соответствующих компонент выброса, как это видно на рис. 2.35.

Нижняя панель рис. 2.36 показывает распределение медианного спектрального индекса по хребтовой линии за пределами компонента РСДБ ядра, свернутого с диаграммой направленности. Средняя величина данного распределения составила 1.04 ± 0.03, что также указывает на то, что радиоспектр уплощается в ярких компактных компонентах струи.

Для исследования укручения спектра в струях мы, как и в пункте 2.2.5, сравниваем спектральный индекс на краю свернутого компонента РСДБ ядра с медианным значением спектрального индекса выброса вдоль хребтовой линии, т.е. определяем величину = jet median core edge. Результирующее распределение по измерениям в 162 источниках с медианным значением 0.45 показано на рис. 2.37 и разбито на оптические классы.

Укручение спектров в квазарах имеет статистически большую магнитуду (среднее значение = 0.52 ± 0.03), чем в лацертидах (среднее значение = 0.39 ± 0.06).

Рис. 2.37. Распределение укручения четырёхточечного спектрального индекса (между

8.1 и 15.4 ГГц) вдоль хребтовой линии для 162 источников.

2.4 Заключение к Главе 2 На основе глобальных РСДБ наблюдений, выполненных одновременно на частотах 2.3 и 8.6 ГГц при участии 10 антенн системы VLBA и 8–10 дополнительных геодезических радиотелескопов, восстановлены карты интенсивности, а также карты распределения спектрального индекса выборки источников, состоящей из 370 активных ядер галактик. Для каждого из объектов на каждой из частот проведено моделирование его стуктуры и определены параметры гауссовых компонент, представляющих основную структуру источника. Выборка включает в себя 251 квазар, 46 объектов типа BL Lacertae, 31 радиогалактику, а также 42 оптически неотождествлённых источника.

Около 97% объектов показывают одностороннюю структуру типа ядровыброс, указывая на малость угла к лучу зрения у подавляющего большинства источников, сильную селекцию и эффект доплеровского усиления излучения. Источники даже на милисекундных угловых масштабах показывают высокую компактность и существенное доминирование РСДБ ядра. Так, для половины источников поток РСДБ ядра составляет более 75% интегрального потока с изображения. При этом, компонент РСДБ ядра у 25% источников не разрешён на самых длинных проекциях баз, реализуемых при глобальных РСДБ наблюдениях и близких по величине к диаметру Земли.

Из 370 источников выборки 96% имеют частично-непрозрачные РСДБ ядра, характеризующиеся плоским спектром с медианным значением спектрального индекса core 0.3. Компоненты струи, как правило, показывают оптически тонкое излучение с медианным значением jet 0.7, которое соответствует величине 2.4, предполагая степенное распределение энергии N (E) = N0E излучающих частиц. Обнаружен эффект старения спектрального индекса, заключающийся в его уменьшении вдоль выброса с увеличением расстояния до РСДБ ядра. Среднее значение соответствующего градиента составляет 0.06 мсек дуги1, а медианное значение интегральной величины старения спектрального индекса = 0.61. Установлено, что в ярких компактных компонентах спектральный индекс несколько уплощается, что может объясняться вторичным ускорением частиц во фронтах релятивистских ударных волн. Спектры струй в объектах типа BL Lac более плоские, чем в квазарах, с медианными значениями спектрального индекса

0.48 и 0.72, соответственно, что может быть следствием эффекта старения спектрального индекса.

Найдено, что значения типичных наблюдаемых яркостных температур РСДБ ядер составляют 1011 К. Они могут достигать значений вплоть до 1013 К благодаря эффекту доплеровского усиления излучения. При этом, около 40% значений яркостных температур представляют собой нижние пределы ввиду либо неизвестности красного смещения того или иного объекта, либо неразрешённости компонента ядра. Значимой систематической разницы яркостных температур, полученных по данным на частоте 2.3 и 8.6 ГГц не обнаружено.

Эволюция яркостной температуры компонентов выброса, как функция расстояния r до РСДБ ядра, а также как функция их поперечного размера, была подогнана с помощью степенной зависимости вида Tb rk и Tb, соответственно, для 30 источников, характеризующихся прямыми и яркими струями, для которых средние значения степенных индексов составили k8 ГГц k2 ГГц = 2.2 ± 0.1, 8 ГГц = 2.7 ± 0.1 и 2 ГГц = 2.6 ± 0.1.

Найденные величины степенных индексов градиентов яркостной температуры могут быть использованы для построения теоретических моделей релятивистских выбросов. Обнаружено, что на парсековых масштабах, доступных для исследования с помощью глобальных РСДБ наблюдений на частоте

8.6 ГГц, геометрия выбросов описывается зависимостью вида rl, где медианное значение l = 0.8, что означает, что струя всё ещё подвержена коллимации и остаточному ускорению. На б льших, гектопарсековых масо штабах, исследуемых с помощью наблюдений на частоте 2.3 ГГц, выбросы расширяются быстрее (l = 1.2) и переходят в кинематический режим, характеризующийся постепенным замедлением.

Установлено, что около 40% объектов (147 из 370) выборки, позиционно ассоциированных с источниками гамма-излучения из второго каталога Fermi, обнаруженными инструментом LAT на уровне значимости, превышающем 4, имеют статистически более высокие потоки и яркостные температуры РСДБ ядер, что указывает на преимущественно более высокие Доплерфакторы гамма-ярких АГЯ по сравнению с гамма-слабыми АГЯ. Кроме того, найдено, что гамма-яркие АГЯ характеризуются статистически менее крутыми радиоспектрами оптически тонкого излучения их выбросов, скорее всего, из-за б льшей доли высокоэнергичных заряженных релятивистских частиц, о образующихся во время вспышек.

Восстановленные изображения и модели гауссовых компонентов представленных объектов могут быть использованы для будущих астрометрических проектов по улучшению точности положений компактных внегалактических источников. Высококомпактные объекты могут быть потенциально наиболее подходящими источниками для космических РСДБ исследований, проводимых миссией RadioAstron (Kardashev et al. 2013).

По данным многочастотных VLBA наблюдений 190 источников в диапазоне частот от 8.1 до 15.4 ГГц исследованы как спектральные свойства выбросов, так и эффект фарадеевского вращения плоскости поляризации.

Подтверждено являение укручения спектра вдоль струи, с медианным значением 0.45. Обнаружено, что квазары имеют статистически большие меры вращения (медиана 798 рад/м2), чем лацертиды (медиана 274 рад/м2) в РСДБ ядрах, а также и в выбросах (медианы 563 рад/м2 и 148 рад/м2, соответственно). В объектах 0923+392, 1226+023, 2230+114 и 2251+158 найдены значимые поперечные градиенты меры вращения, что указывает на присутствие спирального магнитного поля в выбросе.

137

–  –  –

Углы раскрыва и кинематика струй В рамках данной Главы обсуждаются результаты, полученные в следующих работах: Байкова & Пушкарев (2008); Pushkarev et al. (2009, 2011);

Piner et al. (2012); Pushkarev et al. (2012b); Lister et al. (2013); Clausen-Brown et al. (2013a,b); Cohen et al. (2014).

Одним из типичных признаков активных галактических ядер (АГЯ) является наличие биполярных потоков, состоящих, скорее всего, из электронпозитронной плазмы, частицы которой могут ускоряться до ультрарелятивистских скоростей. Существует целый ряд убедительных наблюдательных указаний на присутствие релятивистских движений заряженных частиц в выбросах активных ядер галактик. Прежде всего, это высокие видимые скорости app отдельных компонент струй, обнаруживаемые на парсековых масштабах, и достигающие значений вплоть до 40c (Jorstad et al. 2005; Lister et al. 2013), где c скорость света. Проводя анализ кривых блеска (Hovatta et al. 2009), а также исследуя размеры компонент и темпы падения их потока (Jorstad et al. 2005), было установлено, что Лоренц-факторы распределены в интервале значений 5 50, т.е. = 0.98 0.9998. Кроме того, высокие яркостные температуры, Tb 1012 К (см. Главу 2; Kovalev et al. 2005;

Pushkarev & Kovalev 2012), а также видимая односторонность парсековой структуры АГЯ типа ядро-выброс также свидетельствуют о релятивистском режиме истечения плазмы. Наконец, ещё одним независимым признаком релятивистских движений в струях блазаров является быстрая переменность их потока в полной интенсивности и линейной поляризации (Hartman et al.

2001; Bach et al. 2006; Villata et al. 2006), поскольку быстропеременные источники имеют высокие яркостные температуры.

Точный механизм образования выбросов доподлинно неизвестен, однако, очевидно, что он тесно связан с процессом аккреции вещества на компактный центральный объект, представляющий собой, скорее всего, сверхмассивную ( 106 1010M ) чёрную дыру. Принято считать, что ключевую роль в формировании выбросов играет магнитное поле. В этой связи предложены механизмы извлечения энергии и момента вращения аккреционного диска (Blandford & Payne 1982; Lovelace & Romanova 2007) и/или энергии вращения чёрной дыры (Blandford & Znajek 1977), Заметим, что разделить различные классы моделей непросто, поскольку их поведение отличается на малых масштабах, пока ещё недоступных наблюдениям, тогда как на б льших, гораздо более изученных масштабах они ведут себя о похожим образом. Принято считать, что существует два режима для выбросов в АГЯ. Так, релятивистская струя берёт своё начало вблизи эргосферы вращающейся чёрной дыры (Blandford & Znajek 1977), где линии магнитного поля пересекают горизонт событий, тогда как с поверхности внутренних областей аккреционного диска порождается более медленное, возможно, субрелятивистское истечение, которое окружает высокорелятивистский выброс, коллимирует его и стабилизирует на больших масштабах (Blandford & Payne 1982). Такая картина согласуется с результатами компьютерных симуляций (McKinney & Gammie 2004; De Villiers et al. 2005;

McKinney & Blandford 2009). Вероятнее всего, именно комбинация механизмов Блэндфорда-Знаека и Блэндфорда-Пэйна ответственна за формирование канал-оболочечных структур в выбросах АГЯ.

Формирование струй в АГЯ в направлениях оси вращения диска происходит в непосредственной близости от черной дыры, на расстояниях около нескольких десятков гравитационных радиусов Rg = GMBH /c2 (Hada et al.

2011). Ускорение частиц в выбросах может быть результатом прохождения фронтов ударных волн, как это обсуждается в газодинамических моделях (Daly & Marscher 1988). Другой ряд моделей (Komissarov et al. 2007) предполагает, что ускорение частиц происходит посредством магнитного поля.

Магнитное поле, а именно его тороидальная составляющая также играет исключительную роль в коллимации и удержании выбросов, которые в радиодиапазоне могут прослеживаться до расстояний в несколько десятков килопарсек, т.е. превышать оптические размеры самих родительских галактик.

На б льших масштабах струи теряют значительную часть своей энергии как о на взаимодействие с окружающей средой, так и на излучение, и в конце концов становятся диффузными и необнаружимыми.

По мере ускорения плазмы в струе, последняя становится все более коллимированной, а скорости релятивистскими. При этом меняется и форма струи. Так, в области формирования и ускорения выброса, истинный угол раскрыва струи довольно широк и составляет 50 60 (Krichbaum et al. 2008; Hada et al. 2011), что согласуется с результатами моделирования (Fragile 2008) и означает существенную коллимацию потока в субрелятивистском режиме. На масштабах до 105Rg форма струи близка к параболической, как это следует из наблюдений (Krichbaum et al.

2006; Asada & Nakamura 2012; Nakamura & Asada 2013), моделирования (McKinney 2006), а также из аналитических исследований (Beskin & Nokhrina 2006), тогда как на б льших масштабах, где достигается равнораспределение плотности о энергии между магнитным полем и частицами, а Лоренц-фактор достигает своего максимального значения, геометрия релятивистского выброса становится близка к конической (Hada et al. 2011; Sokolovsky et al. 2011a; Asada & Nakamura 2012), а углы раскрыва уменьшаются до значений порядка 1 согласно исследованиям выборки из 15 источников, наблюдавшихся на VLBA на частоте 43 ГГц (Jorstad et al. 2005).

В данной Главе мы измеряем видимые и истинные углы раскрыва струй в АГЯ на парсековых масштабах, а также исследуем распределение углов к лучу зрения, используя наблюдения 215 источников из программы MOJAVE (Lister et al. 2009a), являющейся ключевым научным проектом VLBA по мониторингу выбросов активных ядер галактик с помощью VLBA экспериментов на частоте 15 ГГц. Мы также исследуем кинематические свойства выбросов на частоте 8 ГГц на парсековых масштабах по данным 66 источников, наблюдавшихся в рамках долгосрочного геодезического РСДБ проекта RDV (см. Главу 2) в течение 10 лет.

В рамках данной Главы мы проводим сравнительный анализ как углов раскрыва струй, так и их кинематических свойств между двумя подгруппами источников, а именно между теми, которые были обнаружены в гаммадиапазоне (гамма-сильные объекты) и остальными иcточниками (гаммаслабые). Первые результаты по идентификации объектов гамма-излучения со многими внегалактическими точечными источниками, большинство из которых представляет активные ядра галактик (Mattox et al. 2001; SowardsEmmerd et al. 2005), были получены с помощью телескопа EGRET, установленного на борту гамма-обсерватории Compton (Hartman et al. 1999). Однако, настоящий прорыв по обнаружению тесной связи радио- и высокоэнергичного гамма-излучения АГЯ был достигнут благодаря данным с космической гамма-обсерватории Fermi (ранее известной как GLAST), успешно запущенной НАСА 11 июня 2008 г. и несущей на борту гамма-телескоп LAT (Large Area Telescope) со значительно улучшенными по сравнению с предыдущими гамма-инструментами характеристиками (Abdo et al. 2010b): (i) более высоким угловым разрешением (с 68% радиусом ошибок 0. 6 для фотонов с энергиями 1 ГэВ, а для фотонов на более высоких энергиях может быть меньше 0. 1); (ii) широким полем зрения ( 2.4 ср, что в 5 раз больше, чем у EGRET), что позволяет сканировать всё небо каждые 3 часа; (iii) высокой чувствительностью, достигаемой благодаря большой эффективной площади, составляющей 8000 см2, что в 6 раз больше, чем у EGRET. Научные наблюдения на этом инструменте начались с начала августа 2008 г., т.е. спустя около двух месяцев после запуска. Рабочий диапазон энергий телескопа составляет от 20 МэВ до 300 ГэВ (Atwood et al. 2009).

В данной Главе используется стандартная космологическая модель CDM с постоянной Хаббла H0 = 71 км с1 Мпс1 и параметрами m =

0.27 и = 0.73 (Komatsu et al. 2009). Все позиционные углы даны в градусах, отсчитываются в направлении от Севера к Востоку. Под термином “ядро” (или “РСДБ ядро”) мы понимаем видимое основание выброса активного галактического ядра, которое обычно является самым ярким компонентом парсековой структуры источника, восстанавливаемой на РСДБ картах (Lobanov 1998; Marscher 2008). РСДБ ядро это область струи, где оптическая толщина синхротронного излучения достигает величины 1 на частоте наблюдения (см. Главу 1; K nigl 1981).

o

3.1 Углы раскрыва струй на парсековых масштабах

В данном параграфе мы проводим измерения и статистические исследования углов раскрыва релятивистских струй в АГЯ, используя одноэпоховые РСДБ изображения 142 источников. В пункте 3.3 мы проводим аналогичный анализ для выборки, расширенной до 215 объектов, используя многоэпоховые данные путем их усреднения в плоскости изображения для получения так называемого стакового изображения источника.

3.1.1 MOJAVE наблюдения и выборка источников

Программа MOJAVE (Lister et al. 2009a), начавшаяся в 2002 г. как преемник 2 см VLBA Обзора, является долгосрочным РСДБ проектом по изучению структуры и эволюции внегалактических релятивистских радиовыбросов, как в полной интенсивности, так и в поляризации. Общий мониторинговый список содержит около 250 объектов Северного Неба и включает статистически полную по потоку выборку 133 источников (здесь и далее обозначаемую как MOJAVE-1). Все источники выборки MOJAVE-1 имеют склонения 20 на эпоху J2000.0 и коррелированный VLBA поток на частоте 15 ГГц Sc 1.5 Ян (2 Ян для источников с 0) на любую эпоху между 1994.0 и 2004.0. Более слабые АГЯ (Sc 0.2 Ян), позиционно ассоциированные с обнаруженными космической гамма-обсерваторией Fermi объектами, были добавлены в программу наблюдений и расширили полную выборку MOJAVE-1 до выборки MOJAVE-2.



Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |   ...   | 10 |

Похожие работы:

«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 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.....»

«Семена Андрей Николаевич Определение геометрии аккреционных колонок на поверхности магнитных белых карликов по свойствам апериодической переменности их яркости 01.03.02 Астрофизика, звездная астрономия Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель: д.ф.-м.н. Ревнивцев М.Г. Москва, 2014 Оглавление 1 Введение 1.1...»

«УДК 522.33-38:523.81 Шульга Александр Васильевич МОНИТОРИНГ ОБЪЕКТОВ ОКОЛОЗЕМНОГО КОСМИЧЕСКОГО ПРОСТРАНСТВА НАЗЕМНЫМИ ОПТИЧЕСКИМИ И РАДИО СРЕДСТВАМИ 01.03.01 – Астрометрия и небесная механика Диссертация на соискание ученой степени доктора физико-математических наук Научный консультант доктор физико-математических наук профессор Пинигин Г.И. Киев СОДЕРЖАНИЕ №...»

«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..................»

«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...»

«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...»

«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...»

«ВАРАКСИНА НАТАЛЬЯ ЮРЬЕВНА СОЗДАНИЕ НАВИГАЦИОННОЙ ОПОРНОЙ СЕТИ НА ПОВЕРХНОСТИ ЛУНЫ В ФУНДАМЕНТАЛЬНОЙ СИСТЕМЕ КООРДИНАТ Специальность 01.03.01 астрометрия и небесная механика Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель –...»

«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 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...»







 
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.