Показано, что фоновое космическое излучение (ФКИ) в рентгеновском диапазоне с плотностью энергии ~10-4 эВ/см3 не может формировать обратное комптоновское рассеяние фотонов ФКИ на электронах как галактических, так и метагалактических космических лучей (КЛ) со средней энергией ~10 ГэВ вследствие низкой доли в КЛ электронной компоненты δе ~ 10-3. Данный вывод подтверждает отличие спектральных индексов электронной компоненты КЛ с энергией 10 – 103 ГэВ и ФКИ в области 30 кэВ – 3 МэВ на Δγ ~ 1,4 (§ 1).

Наблюдающийся в спектре ФКИ в мягком рентгеновском диапазоне экстремум в области 0,3 кэВ с плотностью энергии ~4∙10-5 эВ/см3 может быть обусловлен излучением быстро вращающихся красных карликов (КК) в тесных двойных системах в гало и короне галактики. Оценена рентгеновская светимость короны нашей галактики ~3∙1041 эрг/с (§ 2).

Наблюдаемый в спектре ФКИ в рентгеновском и γ-диапазоне 1 кэВ – 3 МэВ подъем в области 30 кэВ с плотностью энергии ~2∙10-5 эВ/см3 могут формировать γ-всплески нейтронных звезд в двойных (кратных) системах с КК в гало и короне галактики, на что указывает близость спектральных индексов ФКИ и γ-всплесков в данном диапазоне, а также излом в области 0,4 МэВ, присущий как ФКИ, так и части γ-всплесков (§ 3).

Оценена рентгеновская светимость межгалактического газа в короне нашей галактики, разогреваемого ударными волнами, образуемыми при динамическом торможении карликовых галактик – спутников (0,5 – 1,5)∙1041 эрг/с (§ 4).

Исходя из экспериментальных данных о динамике разогрева горячего межгалактического газа согласно эффекту Зельдовича-Сюняева, возраста скоплений галактик и периода формирования ФКИ в оптической области за счет излучения карликовых галактик оценен период оседания карликовых галактик и шаровых скоплений в коронах более крупных: z ~ 1 (§ 5).

Проанализированы возможные механизмы дрейфа пульсаров (в том числе в двойных системах) из диска галактики в ее гало и корону. К ним относятся взрывы соседних сверхновых I типа, галактический ветер, взаимное отталкивание пульсаров за счет давления космических (субкосмических) лучей, рассеиваемых их магнитосферами. Рассмотрены проявления старых нейтронных звезд (НЗ) в двойных системах с КК в коронах галактик: разогрев коронального газа и его удержание остаточным магнитным полем НЗ, радиоизлучение корон радиогалактик при аккреции на НЗ вещества джетов, выбрасываемых их ядрами (§ 6).

1. Вклад в рентгеновский космический фон оптических фотонов фонового

излучения, рассеянных на электронах космических лучей

Спектр интенсивности электромагнитного космического фона имеет экстремумы в рентгеновской области 0,3 кэВ и 30 кэВ [1] (рис. 1).

(1) Длинноволновой радиодиапазон, (2) микроволновой; (3) FIRAS (1998), (4) DIRBE (1998); (5) оптический, (6) ультрафиолетовый; (7) оптическая толщина межзвездной среды по фотоионизации; (8) мягкий рентгеновский, (9) жесткий рентгеновский и γ-фон.

Природа ФКИ в рентгеновском диапазоне до конца не ясна. Вероятно, его значительная часть связана с суммарным излучением неразрешенных слабых внегалактических источников [5, с. 342]. В качестве возможных источников рентгеновского фонового излучения также рассматриваются обратное комптоновское рассеяние низкочастотных фотонов ФКИ на релятивистских электронах и тормозное излучение горячего газа [6, с. 338].

Расчеты показывают, что ФКИ в рентгеновском и γ-диапазоне 0,1 кэВ – 3 МэВ с плотностью энергии ~10-4 эВ/см3 не может формировать обратное комптоновское рассеяние фотонов ФКИ на электронах как галактических, так и метагалактических КЛ со средней энергией ~10 ГэВ из-за низкой доли в КЛ электронной компоненты δе ~ 10-3.

Оценим вклад оптических фотонов ФКИ, рассеянных электронами КЛ, в формирование рентгеновского фона с максимумом в области 30 кэВ. Так, энергия рассеянных фотонов:

Еγ = 4ЕνК/3mес2                                                     (1),

где с – скорость света; mе – масса электрона; К – его энергия; Еν – исходная энергия фотона [3, с. 431].

В спектре интенсивности фонового электромагнитного космического излучения наблюдается пик на длине ИК волны λ ~ 1 мкм [1]; [11] (рис. 1), которой соответствует энергия фотонов Е = hс/λ ≈ 1,2 эВ.

При концентрации nр ~ 10-10 см-3 и плотности энергии галактических КЛ εр ~ 1 эВ/см3 [7, с. 1173] их средняя энергия К = εр/n ≈ 10 ГэВ. Согласно формуле (1) энергия рассеянных фотонов Еγ ≈ 30 кэВ, что соответствует максимуму спектра рентгеновского ФКИ в области 30 кэВ (рис. 1), т.е. КЛ могут участвовать в его формировании.

Оценим число рассеяний фотонов на электронах КЛ, необходимое для формирования наблюдаемого рентгеновского космического фона:

N = nγ/δеnр                                                               (2),

где nр – концентрация протонов в КЛ; δе – доля электронной компоненты в КЛ; nγ – концентрация квантов рентгеновского космического фона.

В КЛ (преимущественно протонах) с энергией ≥1 ГэВ доля электронов не выше δе ≤ 1% [3, с. 472]. С ростом энергии электронов до 10 ГэВ их доля в КЛ падает до δе ≤ 0,1% [7, с. 1176]. Электроны КЛ с энергией ≥103 ГэВ не наблюдаются [7, с. 1174] из-за потери энергии на синхротронное излучение.

Концентрация квантов с энергией Еγ ~ 30 кэВ в рентгеновском фоне с плотностью энергии εγ ~ 10-4 эВ/см3 [7, с. 1228] nγ = εγ/Еγ ≈ 3∙10-9 см-3. Концентрация электронов в галактических КЛ с энергией 10 ГэВ nе = δеnр ≈ 10-13 см-3 в nγ/nе ≈ 3∙104 раз ниже. Соответственно, рассеяние оптических (ИК) фотонов на электронах КЛ внесет ощутимый вклад в ФКИ в области 30 кэВ в случае их многократного рассеяния одним электроном галактических КЛ. Согласно формуле (2) число требуемых рассеяний Nг ≈ 3∙104.

lо ≈ 1/nνσт                                                                (3),

где nν – концентрация фотонов; σт – томсоновское сечение электрона.

В области ИК пика ФКИ λ ~ 1 мкм (рис. 1) концентрация фотонов nν ~ 10-2 см-3. Так, плотность энергии фонового космического ИК излучения εик ~ 10-2 эВ/см3 [1]; [7, с. 1228]. При энергии ИК фотонов Е ~ 1,2 эВ их концентрация nν = εν/Е ≈ 10-2 см-3. При σт = 6,7∙10-25 см2 оптическая толщина межзвездной и межгалактической среды lо ≈ 50 Мпк.

Радиус галактики Rг ~ 15 кпк [2, с. 387] в lо/Rг ≈ 3∙103 раз меньше, т.е. вероятность рассеяния ИК фотонов на электронах галактических КЛ Р = Rг/lо ≈ 3∙10-4. При соотношении Р/Nг ~ 10-8 вклад в жесткий рентгеновский фон обратного комптоновского рассеяния ИК фотонов ФКИ на электронах галактических КЛ пренебрежимо мал.

Оценим вклад метагалактических КЛ (в межгалактической среде). По ряду оценок концентрация метагалактических КЛ nр ~ 10-11 см-3, что на порядок ниже, чем у галактических, как и плотность их энергии εр' ~ 0,1 эВ/см3 [8]. Концентрация в них электронов nе = δеnр ≈ 10-14 см-3. Согласно формуле (2) число требуемых рассеяний фотонов ФКИ Nм ≈ 3∙105.

При радиусе Вселенной Rв ~ 1,2∙104 Мпк [2, с. 347] число рассеяний ИК фотонов ФКИ на одном электроне метагалактических КЛ: Nм' ~ Rв/lо ≈ 3∙102. При Nм'/Nм ~ 10-3 рассеяние современных оптических фотонов ФКИ на метагалактических КЛ внесет вклад в рентгеновское ФКИ около 0,1%.

Следует учесть, что рассеяние фотонов ФКИ на метагалактических КЛ могло вносить больший вклад в формирование рентгеновского ФКИ если данные фотоны формировались в эпоху молодых галактик, когда их плотность была выше современной nо > nν. Соответственно, оптическая толщина среды lо ~ 1/nо (3) в тот период была меньше.

В модели однородной нестационарной Вселенной критической плотности средняя концентрация фотонов ФКИ эпоху z:

nν' = nν(z + 1)2                                                           (4),

где z – красное смещение соответствующей эпохи.

С учетом соотношения (4) формула (3) сводится к более общему виду lо ≈ 1/nν(z + 1)2. Радиус молодой Вселенной зависит от красного смещения по закону Rо = Rв/(z + 1) [3, с. 488], с учетом чего число рассеяний фотонов ФКИ Nо ~ Rо/lо возрастает по закону:

Nо ~ Nм'(z + 1)                                                           (5).

Активность звездообразования в галактиках и их светимость возрастает на порядок в эпоху z ~ 2 [9], что связывается с формированием оптического (ИК) космического фона [10]. Так, видимое излучение звезд типа Солнца с максимумом в области λо ~ 0,45 мкм [5, с. 594] эпохи z ~ 1 – 2 из-за красного смещения к современному периоду сместится в ИК диапазон: λик = λо(z + 1) ≈ 0,9 – 1,3 мкм, накладываясь на пик ИК фона в области ~1 мкм [1]; [11].

Если космический ИК фон формировался в эпоху z ~ 1 – 2, то число рассеяний фотонов ФКИ возрастет до Nо' ~ (2 – 3)∙Nм', что не изменит существенно соотношение Nо'/Nм ~ (2 – 3)∙10-3. Соответственно, рассеяние на метагалактических КЛ оптических фотонов ФКИ в эпоху их формирования при z ~ 1 – 2 может вносить вклад в рентгеновское ФКИ до 0,3%.

Заметный вклад рассеяния фотонов ФКИ на метагалактических КЛ в рентгеновское ФКИ также не подтверждает их спектральный индекс. Так, интегральный спектр протонной компоненты КЛ (с-1∙см-2) в диапазоне энергий 10 – 106 ГэВ описывается степенной функцией Е-γ с показателем степени γ ~ 1,7 [12, с. 313]. Спектр интенсивности рентгеновского и γ-излучения (нм-1∙с-1∙см-2) в диапазоне 30 кэВ – 3 МэВ имеет спектральный индекс γ ~ 0,6 (рис. 1). С учетом зависимости Е (ГэВ) ~ 1/λ (нм-1) он соответствует интегральному спектральному индексу γγ ~ 1,6, сравнимому с γ ~ 1,7 для протонов КЛ.

Вместе с тем, спектральные индексы электронной и протонной компонент КЛ отличаются на γе - γ ≈ 1,3. Энергетический спектр электронной компоненты КЛ (с-1∙см-2) в области энергий Е ≥ 10 ГэВ падает ~1/Е3 [7, с. 1174], чему соответствует спектральный индекс γе ~ 3. Разница спектральных индексов электронной компоненты КЛ с энергией 10 – 103 ГэВ и ФКИ в диапазоне 30 кэВ – 3 МэВ достигает Δγ = γе - γγ ≈ 1,4. Тем самым, с ростом энергии поток электронной компоненты КЛ спадает более чем на порядок быстрее, чем поток квантов ФКИ, который может формировать рассеяние на электронах оптических фотонов ФКИ. Соответственно, ФКИ в жестком рентгеновском диапазоне имеет иной генезис (§ 3).

2. Вклад вспыхивающих красных карликов в гало и короне галактики в мягкий рентгеновский космический фон

Мягкий рентгеновский космический фон с энергией <1 кэВ имеет плотность энергии 10-5 – 10-4 эВ/см3 [6, с. 336]; [7, с. 1228]. При этом в спектре интенсивности ФКИ в мягком рентгеновском диапазоне наблюдается подъем в области 0,3 кэВ с плотностью энергии εγ ~ 4∙10-5 эВ/см3 [1] (рис. 1).

Данный экстремум может быть обусловлен тормозным излучением горячего газа в короне нашей галактики. Так, температура газа в коронах галактик (5 – 10)∙106 К [4, с. 81]. Средняя температура межгалактического газа согласно эффекту Зельдовича-Сюняева Т ~ 2∙106 К [13] соответствует энергии теплового излучения Еγ = 3kТ/2 ≈ 0,3 кэВ. По данным обсерватории Спектр РГ (2020) горячий межгалактический газ в диапазоне 0,3 – 0,6 кэВ формирует достаточно однородное излучение, близкое к изотропному.

За счет излучения горячий газ остывает. Вместе с тем, эффект Зельдовича-Сюняева указывает на то, что средняя температура электронов в горячем межгалактическом газе в эпоху 0 < z < 1 возрастает втрое, с 7∙105 К в эпоху z ~ 1 до 2∙106 К в настоящее время [13]. Тем самым, существует источник разогрева горячего межгалактического газа.

Расчеты показывают, что соответствующая энергия может излучаться вспыхивающими красными карликами (КК) в гало (короне) галактики, если они входят в двойные системы. Напомним, что значительная часть рентгеновского космического фона связывается с суммарным излучением неразрешенных слабых внегалактических источников [5, с. 342].

Для сферической периферии (гало) галактики характерны старые звезды массой ≤0,85 М○ [2, с. 387]. Данные микролинзирования в направлении звезд в Магеллановых облаках показали, что доля КК сравнимой средней массой ~0,5 М○, пересекших траекторию световых лучей звезд на удалении ≤50 кпк, достигает 20% массы данной области [14]. По другим данным, массовая доля КК ≤8% [15]; ≤6% [16] при среднем весовом вкладе КК в массу гало (короны) галактики δd ~ 11 ± 6% [20].

КК являются источником рентгеновского излучения, которое в быстро вращающихся звездах заключает до ≤10% излучаемой энергии [3, с. 489]. Наибольший выброс энергии происходит у вспыхивающих КК массой 0,06 – 0,6 М○ [2, с. 349]. Суммарная энергия вспышек КК достигает δγ ≤ 1% стационарного излучения фотосферы звезд, причем энергия всплесков в рентгеновском и оптическом диапазоне сравнима [2, с. 349]. В рентгеновском диапазоне также излучают коричневые (темные) карлики (ТК) [17]; [18].

Абсолютный максимум вспышечной активности приходится на звезды спектрального класса К [2, с. 350], к которым относятся КК массой 0,5 – 0,8 М○, включая вспыхивающие КК массой ≤0,6 М○ [2, с. 349]. Вклад во вспышечную активность звезд меньшей массы <0,6 М○, включая ТК массой <0,1 М○ не существенен. Так, светимость звезд резко падает со снижением массы L ~ М3 [3, с. 68]. Если у КК массой 0,1 – 0,8 М○ светимость 10-3 – 0,4 L○ [3, с. 489], то вспыхивающие КК массой Мd ~ 0,6 М○ [2, с. 349] имеют светимость δd ~ 0,13 L○.

Распределение карликовых звезд по массам точно неизвестно. Для звезд массой 0,08 – 0,5 М○ для функции Солпитера согласно Крупе вероятен параметр α ~ 1,3 [19] (рис. 2), т.е. КК могут быть распределены по массам достаточно равномерно.

При достаточно равномерном распределении КК по массам, вспыхивающие КК массой Мd ~ 0,6 М○ могут составлять Δ ~ 10% суммарной массы КК. При δγ ≤ 1% [2, с. 349] средняя светимость вспыхивающих КК в рентгеновском диапазоне Ldγ = δdδγΔL○ ≈ 10-3 L○.

Вспыхивающие карлики излучают кванты в оптическом, УФ и мягком рентгеновском диапазоне [2, с. 349]. Например, при вспышке LP 944-20 наблюдались кванты с энергией 0,1 – 4 кэВ [17]. Вспыхивающие карлики в скоплении Туманность Ориона излучают мягкие рентгеновские кванты с энергией в диапазоне 0,5 – 8 кэВ [18].

Расчеты показывают, что межгалактический газ может подогревать звездный ветер, формируемый вспышками вспыхивающих КК в гало и коронах галактик. Так, при вспышках КК с энергией ≤1036 эрг [2, с. 349] происходит колоссальный выброс энергии. Для сравнения, при вспышках на Солнце выброс энергии (1 – 3)∙1032 эрг, что почти на 4 порядка меньше. Вспышки на Солнце формируют сильный солнечный ветер, достигающий скорости v ≤ 1000 км/с [2, с. 350] при энергии протонов Ер = mрv2/2 ≤ 0,5 кэВ.

Оценим плотность энергии рентгеновского излучения вспыхивающих КК, составляющих часть скрытой массы гало (короны) галактики. Объем гало (короны) V = 4πR3/3; время распространения в ней излучения t = R/с, т.е. плотность его энергии εо ≈ NdLdγt/V составит:

εо ≈ 3NdLdγ/4πсR2                                                        (6),

где R – радиус гало (короны) галактики; Ldγ – светимость вспыхивающих КК в рентгеновском диапазоне; Nd – число КК в гало (короне) галактики.

Оценим число КК в гало (короне) галактики:

Nd = δdМ/Мd                                                               (7),

где М – масса гало (короны) галактики; Мd – средняя масса КК; δd – массовая доля КК в короне галактики.

По совокупности данных микролинзирования в направлении звезд в Магеллановых облаках весовой вклад КК в массу гало (короны) галактики δd ~ 0,1 [20]. При средней массе КК Мd ~ 0,5 М○ [14] и массе короны нашей галактики Мкг = 1,1∙1012 М○ [7, с. 1215] число КК в короне нашей галактики Nd = δdМкг/Мd ≈ (2 ± 1)∙1011. Для сравнения, наша галактика может содержать сравнимое число КК ~3∙1011 [3, с. 489].

Согласно предыдущей оценке средняя рентгеновская светимость КК Ldγ = δdδγΔL○ ~ 10-3 L○. При радиусе короны нашей галактик Rкг ~ 75 кпк [7, с. 1215] плотность энергии рентгеновского излучения вспыхивающих КК в короне нашей галактики εγк ≈ (2 ± 1)∙10-5 эВ/см3.

Масса гало нашей галактики Мгг ~ 1,2∙1010 М○ [7, с. 1215]. Число КК в нем Nd = δdМгг/Мd ≈ (2 ± 1)∙109. Радиус сферического гало нашей галактики Rгг ~ 15 кпк [2, с. 387]. Плотность энергии рентгеновского излучения вспыхивающих КК в гало εγг ≈ (5 ± 2,5)∙10-6 эВ/см3.

Согласно (6) суммарная плотность энергии рентгеновского излучения вспыхивающих красных карликов в гало и короне нашей галактики εо = εγк + εγг ≈ (2,5 ± 1,3)∙10-5 эВ/см3.

Данная оценка сравнима с плотностью энергии ~4∙10-5 эВ/см3 в области 0,3 кэВ в спектре интенсивности ФКИ [1] (рис. 1), что указывает на весомый вклад вспыхивающих КК в ФКИ в этой области. Тем самым, вспыхивающие красные карлики в гало и коронах галактик при вспышках могут формировать звездный ветер, вносящий вклад в подогрев коронального газа, излучающего в мягком рентгеновском диапазоне.

Напомним, что интенсивность рентгеновского излучения КК наиболее высока в быстро вращающихся звездах, в которых она заключает до δвр ≤ 10% излучаемой энергии. При этом быстрое вращение свойственно молодым звездам, а также звездам, входящим в тесные двойные системы (ТДС) [3, с. 489]. ТДС, в которых расстояние между звездами ~103 R○, возникают в процессе эволюции звездных скоплений, в том числе при неупругих столкновениях звезд. В ТДС спутником маломассивных звезд (карликов) становится далеко проэволюционировавшая звезда, например, нейтронная [6, с. 108].

Концепция массивных астрофизических космических объектов гало (МАСНО) связывает скрытую массу гало (корон) галактик, в том числе с нейтронными звездами (НЗ). Оценим энергию вспышки КК, выделяющуюся при аккреции протуберанца массой m ≈ ρd3 на НЗ в ТДС:

W ≈ ηρd3с2                                                              (8),

где ρ – плотность протуберанца; d – его масштаб; η – гравитационное красное смещение нейтронной звезды.

Концентрация газа в протуберанцах при вспышках на Солнце n ~ 1011 – 1012 см-3 [5, с. 598] соответствует его плотности ρ = nmр ~ 10-13 – 10-12 г/см3, что приближается к плотности солнечной хромосферы ~3∙10-12 г/см3 [5, с. 590]. Ширина и длина протуберанца d ~ 107 м [7, с. 1200]. При η ~ 0,3 [2, с. 407] энергия вспышки КК при аккреции протуберанца на НЗ W ≤ 1036 эрг, что сравнимо с энергией вспышек КК ≤1036 эрг [2, с. 349].

Длительность вспышки КК, с одной стороны, ограничивает время пролета НЗ сквозь протуберанец, увлекаемый ее гравитацией: t ≥ d/υ ≈ 10 с при υ ~ 106 м/с (11). С другой стороны, его ограничивает время движения НЗ вблизи поверхности КК, движущегося в противоположном направлении t ≤ Rк/2υ ~ 100 с. Так, наиболее активные вспыхивающие КК спектрального класса К массой 0,5 – 0,6 М○ имеют радиус Rк ~ 0,6 R○ [2, с. 349-350]. Данный диапазон t ~ 10 – 100 с сравним с длительностью вспышек КК, достигающей в области пика несколько десятков секунд [2, с. 349].

Из соотношения долей рентгеновского излучения вспыхивающих и быстро вращающихся КК δвр/δγ можно оценить вклад быстро вращающихся КК в ТДС в гало (короне) нашей галактики в рентгеновское ФКИ:

εγ ≈ εоΔδвр/δγ                                                            (9),

где εо – плотность энергии рентгеновского излучения вспыхивающих КК в гало (короне) галактики; Δ – доля звезд в тесных двойных системах.

В быстро вращающихся КК доля рентгеновского излучения δвр ≤ 10% в δвр/δγ ~ 10 раз выше, чем у вспыхивающих КК δγ ≤ 1% [3, с. 489]. Около Δ ~ 40% всех двойных звезд являются ТДС [6, с. 108]. При этом большинство звезд галактики входит в состав двойных звезд, кратных систем и шаровых скоплений [2, с. 387]. Если сравнимые пропорции соблюдаются в гало и короне галактики, доля КК в ТДС в них Δ ~ 40%. При εо ~ (2,5 ± 1,3)∙10-5 эВ/см3 по оценке (6), согласно соотношению (9) плотность энергии рентгеновского излучения быстро вращающихся красных карликов в гало (короне) галактики εγ ≈ (4 ± 2)∙10-5 эВ/см3.

Данная оценка сравнима с плотностью энергии 4∙10-5 эВ/см3 в спектре ФКИ в области 0,3 кэВ [1] (рис. 1). Тем самым, основной вклад в мягкий рентгеновский фон могут вносить быстро вращающиеся красные карлики в тесных двойных системах в гало (короне) галактики.

На основе плотности энергии рентгеновского фона εγ из формулы (6) следует оценка рентгеновской светимости короны нашей галактики:

Lγ ≈ 4πсεγRкг2/3                                                       (10).

При плотности энергии εγ ~ 4∙10-5 эВ/см3 в области 0,3 кэВ [1] светимость короны нашей галактики в мягком рентгеновском диапазоне Lγ ≈ 4∙1041 эрг/с.

При суммарной плотности энергии рентгеновского ФКИ εγ ~ 10-4 эВ/см3 [6, с. 336]; [7, с. 1228] светимость короны нашей галактики в рентгеновском диапазоне Lγ ≈ 1042 эрг/с.

Действительно, по ряду оценок, в том числе на основе скорости охлаждения горячего коронального газа за счет тормозного излучения, энерговыделение в короне нашей галактики может достигать ~1042 эрг/с [8].

Наша галактика содержит Ns ~ 1011 звезд [2, с. 386]. Ее светимость Lг = NsL○ ≈ 4∙1044 эрг/с. Рентгеновская светимость короны может достигать Lγ/Lг ≈ 10-3 светимости галактики в оптическом диапазоне. Для сравнения, рентгеновская светимость нормальной спиральной галактики ~10-4 ее светимости в оптическом диапазоне [2, с. 390], что на порядок меньше.

3. Вклад γ-всплесков в жесткий рентгеновский космический фон

В спектре ФКИ в жестком рентгеновском и γ-диапазоне наблюдается подъем в области 30 кэВ с плотностью энергии εγ ~ 2∙10-5 эВ/см3 [1] (рис. 1). Согласно формуле (10) светимость короны нашей галактики в жестком рентгеновском диапазоне Lγ ≈ 2∙1041 эрг/с.

Данную область спектра ФКИ могут формировать γ-всплески в гало и короне галактики, что подтверждает излом в области 0,4 МэВ, присущий ФКИ и γ-всплескам [20], а также близость спектральных индексов ФКИ и γ-всплесков в диапазоне 10 кэВ – 3 МэВ.

Так, в спектре ФКИ на частоте ν ~ 1020 Гц при энергии γ-квантов Еγ = hν ≈ 0,4 МэВ заметен излом (рис. 1). Излом в области 0,4 МэВ проявляется и в энергетическом спектре части γ-всплесков, связываемый с аннигиляцией электрон-позитронных пар, испытывающих сильное красное смещение в гравитационном поле нейтронных звезд [2, с. 407] (спектр в на рис. 3).

Спектральный индекс дифференциального энергетического спектра (кэВ-1∙с-1∙см-2) γ-всплесков в диапазоне 102 – 103 кэВ составляет γγ ~ 2,5 (рис. 3). У спектра интенсивности ФКИ (нм-1∙с-1∙см-2) в области 30 кэВ – 3 МэВ спектральный индекс γ ~ 0,5 (рис. 1) при сравнимом индексе γ ~ 2,5 для дифференциального энергетического спектра (кэВ-1∙с-1∙см-2).

Спектральный индекс γ-всплесков в рентгеновском диапазоне 10 – 102 кэВ γγ ~ 1 – 1,5 (рис. 3), что заметно меньше, чем в γ-диапазоне. У ФКИ в рентгеновской области 1 – 30 кэВ соответствующий спектральный индекс γ ~ 1,5 (рис. 1), что сравнимо по величине.

Интегральный энергетический спектр (с-1∙см-2) многих рентгеновских пульсаров в области ≥30 кэВ имеет завал [5, с. 359] (рис. 4), что согласуется со сменой спектрального индекса ФКИ в области 30 кэВ, проявляющейся в изломе соответствующего рентгеновского спектра (рис. 1). Приведенные выше факты дают основания полагать, что фоновое космическое излучение в рентгеновском и γ-диапазоне 1 кэВ – 3 МэВ формируют γ-всплески в гало и короне галактики.

Спектральный индекс метагалактического изотропного γ-излучения (МИГИ) меняется при энергии ~3 МэВ (рис. 1), что объясняется вкладом излучения объектов более ранней эпохи [2, с. 406]. Так, ввиду слабого рассеяния γ-излучения межзвездной и межгалактической средой источники γ-излучения видны на расстояниях до z < 100 [2, с. 404]. Источником МИГИ могут являться рентгеновские пульсары в двойных системах, чье излучение, наряду с излучением породивших их сверхгигантов, ионизовало водород в период вторичного разогрева газа [20], произошедшего при формировании галактик в эпоху z ~ 17 [21].

Обнаружена корреляция между γ-лучами с энергией 1 – 10 ГэВ и распределением скрытой массы, проявляющейся в линзировании. Данное γ-излучение имеет спектральный индекс 1,8 ± 0,2 [22]. Сравнимой энергией 1 – 10 ГэВ и спектральным индексом в области максимальной плотности потока обладают КЛ, индикатором которых служит γ-излучение, возникающее за счет распада пионов, образующихся при столкновении КЛ с частицами межгалактического газа [20]. Тем самым, носители скрытой массы генерируют КЛ и (или) удерживают их своим магнитным полем.

Напомним, что концепция МАСНО связывает скрытую массу гало (корон) галактик, в том числе с НЗ. НЗ в ТДС проявляют себя в качестве пульсаров, являющихся источниками излучения в рентгеновском и γ-диапазоне [5, с. 180]. Присутствие старых НЗ (в виде неразрешенных объектов) в коронах галактик подтверждает целый ряд других наблюдаемых эффектов (§ 6).

Так, до половины НЗ генерируют γ-всплески [4, с. 280]. Источником γ-всплесков с энергией ≤1040 эрг являются НЗ за пределами диска галактики [2, с. 407], где также располагаются транзиенты и барстеры – источники импульсного рентгеновского излучения с энергией ≤1039 эрг, которое повторяется с интервалом от нескольких минут до несколько десятков часов, связываемое с аккрецией вещества КК на НЗ в ТДС и шаровых скоплениях [2, с. 181-182].

Интервал между γ-всплесками оценивается в >10 – 100 лет, что существенно выше. При этом допускается, что формирующие γ-всплески НЗ входят в двойные системы [2, с. 407]. Оценки показывают, что γ-всплески могут формироваться за счет аккреции на НЗ вещества КК, движущихся по вытянутым орбитам. Исходя из высокой энергии γ-всплесков, их могут формировать НЗ пролетающие вблизи поверхности КК, или сквозь него.

Так, НЗ может находиться внутри обычной звезды, излучая с критической (эддингтоновской) светимостью Lс ~ 1038 эрг/с [2, с. 34]. При этом максимальный поток аккрецирующего вещества на рентгеновский пульсар может достигать J = 10-6 – 10-5 М○/год, так что за 105 – 106 лет на него выпадет вещество массой ~М○ [5, с. 361].

Для сравнения, время пролета НЗ вблизи поверхности движущегося в противоположном направлении КК может составлять t ~ Rк/2υ ≈ 1,5∙102 с при υ ~ 1,3∙106 м/с (11), что сравнимо с длительностью протяженных γ-всплесков, достигающей несколько сотен секунд [2, с. 407]. За это время на НЗ выпадет вещество массой Jt ≈ 10-10 М○, что заметно не затормозит звезды. Период повторения γ-всплесков τ > 10 – 100 лет [2, с. 407], т.е. для выпадения на НЗ вещества массой m ≥ 0,1 М○, способного затормозить КК, потребуется время Т = mτ/Jt > 1010 – 1011 лет, что превышает возраст галактик ~1010 лет.

Так, вторая космическая скорость для системы НЗ – КК относительно центра масс на удалении, сравнимом с радиусом КК:

υ = [2G(M + m)/Rк]1/2                                                 (11),

где G – гравитационная постоянная; М – масса НЗ; m – масса КК; Rк – радиус КК.

Типичная масса НЗ М ~ 1,5 М○ [3, с. 69]. Более легкие КК массой m ~ 0,1 – 0,8 М○ имеют радиус Rк ~ 0,1 – 0,9 R○ [3, с. 489]. При средней массе КК m ~ 0,5 М○ [15] радиусом Rк ~ 0,5 R○ искомая скорость υ ≈ 1,3∙106 м/с.

Энерговыделение за счет аккреции при пролете НЗ сквозь КК:

W ≈ ηLсt                                                             (12).

Гравитационное красное смещение при γ-всплесках η ~ 0,3 [2, с. 407]. При Lс ~ 1038 эрг/с [2, с. 34]; t ≤ 102 с [2, с. 407] энерговыделение НЗ W ≤ 1040 эрг, что согласуется с наблюдаемой энергией γ-всплесков ≤1040 эрг [2, с. 407].

4. Вклад в рентгеновский космический фон излучения газа ударных волн, образуемых при динамическом торможении карликовых галактик в коронах более крупных

В короне нашей галактики и ее окрестности обнаружены три десятка карликовых галактик и шаровых скоплений Местной группы [7, с. 1224]. Ультрадиффузные карликовые галактики, имеющие низкую поверхностную яркость, трудно обнаружимы оптическими методами. По ряду оценок корона нашей галактики может содержать несколько сотен тусклых карликовых галактик массой ~108 М○ [26]; [27]. Так, около скоплений галактик крупных и средних размеров линзирование выявляет сгустки так называемой «холодной темной материи» массой 106 – 109 М○ [25], сравнимой с массой карликовых галактик 106 – 109 М○ [2, с. 389] и шаровых скоплений массой 104 – 106 М○ [3, с. 65].

Столкновение галактик сопровождается разогревом межзвездного газа ударной волной. Так, при столкновении двух скоплений галактик в кластере 1E0657-558 (Пуля) их звездный компонент вместе со скрытой массой и излучающий в рентгеновском диапазоне газ пространственно разделяются [29]. При этом карликовые галактики – спутники, обращающиеся в коронах более крупных, формируют звездные потоки. Например, вследствие взаимодействия с веществом короны нашей галактики менее крупная галактика Магеллановы облака вытянулась, образуя Магелланов поток.

Магелланов поток имеет градиент скорости: 700 км/с в голове до 390 км/с в хвосте. Данные скорости превышают скорость вращения галактики, что указывает на некруговую орбиту движения [30]. Карликовые галактики, пролетая сквозь короны более крупных, могут тормозиться средой за счет динамического торможения, разогревая корональный газ [1]. В ходе данного процесса газ разогреется до температуры:

Т = mрv2/2k                                                         (13),

где k – постоянная Больцмана; mр – масса протона; v – скорость карликовых галактик.

Галактики S82-DG-1 и NGC 1211 в соседнем войде имеют скорость ~1000 км/с [28]. Сравнимые среднеквадратичные скорости (1000 – 2000 км/с) характерны для галактик, входящих в богатые скопления большой массы [5, с. 545]. За счет динамического торможения средой скорость карликовых галактик в коронах более крупных может быть меньше. Например, скорость Магелланова потока v ~ 400 – 700 км/с [30]. Если карликовые галактики движутся в коронах более крупных со сравнимой современной скоростью, согласно формуле (13) галактики – спутники могут разогревать ударной волной корональный газ до температуры Т ≈ (1 – 3)∙107 К.

Оценка (13) сравнима со средней температурой межгалактического газа Т ~ 2∙106 К согласно эффекту Зельдовича-Сюняева [13].

Оценим светимость межгалактического газа в короне галактики в ходе данного процесса Lγ = W/t исходя из кинетической энергии газа в карликовых галактиках спутниках W = МкδgΩdv2/2Ωс и времени их оседания в коронах более крупных галактик:

Lγ = МкδgΩdv2/2tΩс                                                  (14),

где Мк – масса короны галактики; t – период оседания карликовых галактик; v – их скорость; δg – доля в них газа; Ωс – массовая доля скрытой массы; Ωd – массовая доля КК в гало (короне) галактики.

Карликовые галактики могли начать оседать в коронах более крупных в эпоху z ~ 1 (§ 5). В модели однородной нестационарной Вселенной критической плотности ее возраст определяет красное смещение:

Тв = То/(z + 1)3/2                                                    (15),

где То – возраст современной Вселенной.

При современном возрасте Вселенной То ~ 1,38∙1010 лет [31] ее возраст в эпоху z ~ 1 составлял Тв ~ 5∙109. Тем самым, период оседания карликовых галактик в коронах более крупных t = То - Тв ≈ 9∙109 лет.

Основная часть галактик – спиральные S галактики со средней долей газа δg ~ 5% [7, с. 1223]. Масса короны нашей галактики Мк = 1,1∙1012 М○ [7, с. 1215], что на порядок выше массы звезд ~1011 М○ [2, с. 386]. При Ωс ~ 0,26 [31]; Ωd ~ 0,03 [20] и скорости галактик – спутников v ~ 400 – 700 км/с [30] согласно формуле (14) светимость газа в короне нашей галактики за счет торможения галактик – спутников Lγ ≈ (0,5 – 1,5)∙1041 эрг/с.

Оценка (14) в несколько раз ниже светимости короны нашей галактики в мягком рентгеновском диапазоне 4∙1041 эрг/с (10), которую может обеспечить излучение КК в ТДС в гало (короне) галактики (§ 2). Тем самым, вклад излучения вспыхивающих красных карликов в рентгеновский космический фон может преобладать.

5. Период оседания карликовых галактик в коронах более крупных

Эффект Зельдовича-Сюняева указывает на то, что в ореолах скрытой массы (темной материи) средняя температура электронов возрастает втрое, с 7∙105 К в эпоху z ~ 1 до 2∙106 К в настоящее время [13]. Вероятно, начиная с эпохи z ~ 1 часть карликовых галактик и шаровых скоплений начала оседать в коронах более крупных, способствуя разогреву коронального газа на основе ранее рассмотренных механизмов (§ 2; 4).

В ходе данного процесса крупные (в том числе гигантские) галактики за счет гравитационного притяжения более мелких галактик могли сформировать скопления. Так, скопления галактик наблюдаются вплоть до красных смещений z ≈ 1 [5, с. 545], что согласуется с эпохой разогрева коронального газа согласно эффекту Зельдовича-Сюняева.

Формирование значительного числа мелких галактик могло произойти за счет коллапса межгалактического газа в эпоху z ~ 1, охлаждающегося за счет излучения и расширения после разделения корон молодых галактик [20]. Так, обнаружено значительное число карликовых галактик, что позволяет полагать, что они являются источником ФКИ в оптической области [10]. Напомним, что видимое излучение звезд типа Солнца с максимумом в области энергетического спектра λо ~ 0,45 мкм из-за красного смещения к современному периоду сместится в ИК диапазон в область пика на длине волны λик ~ 1 мкм (§ 1), если оно формировалось в эпоху zо = λик/λо - 1 ≈ 1,2, что удовлетворяет условию zо > z, где z ~ 1 соответствует эпохе оседания карликовых галактик и шаровых скоплений в коронах более крупных.

6. Присутствие старых нейтронных звезд в гало и коронах галактик

Напомним, что присутствие в гало (коронах) галактик НЗ в двойных (кратных) системах с КК (в виде неразрешенных объектов) объясняет рентгеновский фон, относящийся к диапазону γ-всплесков, на что указывает близость спектральных индексов ФКИ и γ-всплесков, а также излом в области 0,4 МэВ, присущий как ФКИ, так и части γ-всплесков (§ 3).

Наличие в коронах галактик старых НЗ в двойных (кратных) системах с КК объясняет наблюдаемую корреляцию в распределении γ-лучей и скрытой массы [20], а также разогрев коронального газа (§ 3), равно как и его удержание магнитным полем НЗ (сравнимым с магнитным полем белых карликов) [23]. В отличие от изолированных пульсаров, старые НЗ в двойных системах поддерживают магнитное поле за счет аккреции. Вмораживаясь в магнитное поле НЗ, аккрецирующая плазма передает ей свой момент количества движения, ускоряя ее вращение [5, с. 361].

Активизация старых НЗ в коронах галактик при аккреции вещества джетов, выбрасываемых их активными ядрами, может объяснять радиоизлучение корон радиогалактик [23].

Наблюдаемые свойства «самовзаимодействующей темной материи» (SIDM) указывают на то, что скрытая масса выталкивается из внутренних областей галактик во внешние [32], что объяснимо рядом факторов.

Во-первых, мощные взрывы сверхновых I типа могут ускорять соседние пульсары (в том числе в двойных системах) до скорости ~1000 км/с, как у PSR J0002+6216 [24] и PSR B1509-58 по данным обсерватории Спектр РГ (2019). Ускорение пульсаров может происходить за счет рассеяния их магнитосферами ионизованного газа во фронтах ударных волн радиусом ≤2,5 пк [23]. Расстояние между звездами в диске сравнимо r = 1/nз1/3 ≈ 2 пк при их концентрации nз ~ 1 звезда на 8 пк3 в окрестности Солнца [2, с. 387]. Дрейфуя через межзвездный газ, пульсар образует ударную волну [24], т.е. из-за динамического торможения средой дрейфующие пульсары могут оседать в гало и коронах галактик [23].

Во-вторых, перемещению пульсаров в короны молодых галактик мог способствовать галактический ветер [1]; [23]. Так, всплеск звездообразования образует галактический ветер, достигающий корон галактик [4, с. 86], чем объясняется присутствие в них тяжелых элементов [4, с. 81]. Например, всплеск звездообразования в галактике SDSS J211824.06+001729.4 выбросил галактический ветер на высоту ~0,1 Мпк, так что он охватил ее корону, достигнув скорости ~1500 км/с [33], что выше скорости упомянутых выше дрейфующих пульсаров PSR J0002+621 и PSR B1509-58.

В-третьих, пульсары могут взаимно отталкиваться за счет давления излучаемых ими космических (субкосмических) лучей, рассеиваемых их магнитосферами, способствуя дрейфу НЗ из галактик [23].

Отметим, что вероятность микролинзирования НЗ меньше, чем более многочисленных КК при их сопоставимой массовой доле в короне галактики [20]. Микролинзирующие события, связанные с КК, достаточно редки: 13 – 17 за 5,7 лет наблюдений [14]. Масса НЗ М ~ 1,5 М○ в М/m ~ 2 – 15 раз выше массы КК m ~ 0,1 – 0,8 М○. Кроме того, в исследования микролинзирования [14-16] скорость объектов МАСНО полагается сравнимой с дисперсией остаточных скоростей звезд 100 – 150 км/с, движущихся в гало по вытянутым орбитам [2, с. 387]. Однако из-за торможения дрейфующих НЗ средой их остаточная скорость в гало (короне) галактики мала, т.е. они реже пересекут траекторию лучей звезд [23].

1. R.C. Henry. Diffuse background radiation // The Astrophysical Journal Letters. - 1999. - № 516. - № 2. - L49-L52.

2. А.М. Прохоров и др. Физическая энциклопедия, т. 1. М.: Научное издательство «Боль-шая Российская энциклопедия». - 1988.

3. А.М. Прохоров и др. Физическая энциклопедия, т. 2. М.: Научное издательство «Боль-шая Российская энциклопедия». - 1998.

4. А.М. Прохоров и др. Физическая энциклопедия, т. 3. М.: Научное издательство «Боль-шая Российская энциклопедия». - 1992.

5. А.М. Прохоров и др. Физическая энциклопедия, т. 4. М.: Научное издательство «Боль-шая Российская энциклопедия». - 1994.

6. А.М. Прохоров и др. Физическая энциклопедия, т. 5. М.: Научное издательство «Боль-шая Российская энциклопедия». - 1998.

7. И.С. Григорьев, Е.З. Мейлихов. Физические величины. Справочник. - Москва: Энерго-атомиздат. - 1991.

8. Поройков С.Ю. Характеристики межгалактической среды в войдах и филаментах // Журнал естественнонаучных исследований. - 2020. - Т. 5. - № 2. - С. 32-50.

9. A.M. Swinbank, D. Sobral, Ian Smail, J.E. Geach, P.N. Best, I.G. McCarthy, R.A. Crain, T. Theuns. The properties of the star-forming interstellar medium at z = 0.84-2.23 from HiZELS: mapping the internal dynamics and metallicity gradients in high-redshift disc galaxies // Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. - 2012. - V. 426. - Is. 2. - P. 935-950.

10. C.J. Conselice, A. Wilkinson, K. Duncan, A. Mortlock. The evolution of galaxy number den-sity at Z < 8 and its implications // The Astrophysical Journal. - 2016. - V. 830:83. - № 2. - 17pp.

11. M.G. Hauser, Е. Dwek. The Cosmic Infrared Background: Measurements and Implications // Annual Review of Astronomy and Astrophysics. - 2001 - V. 39. - P. 249-307.

12. А.М. Прохоров и др. Физический энциклопедический словарь. - Москва: Советская эн-циклопедия. - 1983.

13. Yi-Kuan Chiang, Ryu Makiya, Brice Ménard, Eiichiro Komatsu. The Cosmic Thermal History Probed by Sunyaev-Zeldovich Effect Tomography // The Astrophysical Journal. - 2020. - V. 902:56. - № 1. - 12 рр.

14. C. Alcock, et al. The MACHO Project: Microlensing Results from 5.7 Years of Large Magel-lanic Cloud Observations // The Astrophysical Journal. - 2000. - V. 542. - № 1. - Р. 281-307.

15. P. Tisserand, et al. Limits on the Macho content of the Galactic Halo from the EROS-2 Sur-vey of the Magellanic Clouds // Astronomy & Astrophysics. - 2007. - V. 469. - № 2. - P. 387-404.

16. L. Wyrzykowski, et al. The OGLE view of microlensing towards the Magellanic Clouds - IV. OGLE-III SMC data and final conclusions on MACHOs // Monthly Notices of the Royal As-tronomical Society. - 2011. - V. 416. - Is. 4. - P. 2949-2961.

17. R.E. Rutledge, G. Basri, E.L. Martín, L. Bildsten. Chandra Detection of an X-Ray Flare from the Brown Dwarf LP 944-20 // The Astrophysical Journal. - 2000. - V. 538. - № 2. - L141-L144.

18. T. Preibisch, M.J. McCaughrean, N. Grosso, E.D. Feigelson, E. Flaccomio, K. Getman, L. A. Hillenbrand, G. Meeus, G. Micela, S. Sciortino. X-Ray Emission from Young Brown Dwarfs in the Orion Nebula Cluster // The Astrophysical Journal Supplement Series. - 2005. - V. 160. - № 2. - Р. 582-593.

19. P. Kroupa. On the variation of the initial mass function // Monthly Notices of the Royal As-tronomical Society. - 2001. - V. 322. - Is. 2. - P. 231-246.

20. Поройков С.Ю. Генезис спектра космического микроволнового фона // Журнал есте-ственнонаучных исследований. - 2020. - Т. 5. - № 4. - С. 71-96.

21. J.D. Bowman, A.E.E. Rogers, R.A. Monsalve, T.J. Mozdzen, N. Mahesh. An absorption pro-file centred at 78 megahertz in the sky-averaged spectrum // Nature. - 2018. - V. 555. - P. 67-70.

22. S. Ammazzalorso et al. Detection of Cross-Correlation between Gravitational Lensing and γ Rays // Physical Review Letters. - 2020. - V. 124. - Is. 10. - 11 pp.

23. Поройков С.Ю. Вклад в скрытую массу нейтронных звезд, рожденных сверхгигантами в яркой фазе молодых галактик // Журнал естественнонаучных исследований. - 2020. - Т. 5. - № 1. - С. 36-65.

24. F.K. Schinzel, M. Kerr, U. Rau, S. Bhatnagar, D.A. Frail. The Tail of PSR J0002+6216 and the Supernova Remnant CTB 1 // The Astrophysical Journal Letters. - 2019. - V. 876. - № 1. - L17. - 10 pp.

25. D. Gilman, S. Birrer, A. Nierenberg, T. Treu, X. Du, A. Benson. Warm dark matter chills out: constraints on the halo mass function and the free-streaming length of dark matter with eight quadruple-image strong gravitational lenses // Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. - 2020. - V. 491. - Is. 4. - P. 6077-6101.

26. B. Moore, S. Ghigna, F. Governato, G. Lake, T. Quinn, J. Stade, P. Tozzi. Dark Matter Sub-structure within Galactic Halos // The Astrophysical Journal Letters. - 1999. - V. 524. - № 1. - L19-L22.

27. A. Klypin, A.V. Kravtsov, O. Valenzuela, F. Prada. Where Are the Missing Galactic Satel-lites? // The Astrophysical Journal. - 1999. - V. 522. - № 1. - Р. 82-92.

28. J. Román, M.A. Beasley, T. Ruiz-Lara, D. Valls-Gabaud. Discovery of a red ultra-diffuse gal-axy in a nearby void based on its globular cluster luminosity function // Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. - 2019. - V. 486. - Is. 1. - P. 823-835.

29. D. Clowe, M. Bradač, A.H. Gonzalez, M. Markevitch, S.W. Randall, C. Jones, D. Zaritsky. A Direct Empirical Proof of the Existence of Dark Matter // The Astrophysical Journal Let-ters. 2006. - V. 648. - № 2. - L109-L113.

30. M.E. Putman, L. Staveley-Smith, K.C. Freeman, B.K. Gibson, D.G. Barnes. The Magellanic Stream, High-Velocity Clouds, and the Sculptor Group. The Astrophysical Journal. - 2003. - V. 586. - № 1. - Р. 170-194.

31. R. Adam, et al. Planck 2015 results. I. Overview of products and scientific results // Astrono-my and Astrophysics. - 2016. - V. 594. - A1 - 38 pp.

32. D. Yang, H.-B. Yu, H. An. Self-Interacting Dark Matter and the Origin of Ultradiffuse Galaxies NGC1052-DF2 and -DF4 // Physical Review Letters. - 2020. - V. 125. - Is. 11. - 111105.

33. D.S.N. Rupke, et al. A 100-kiloparsec wind feeding the circumgalactic medium of a massive compact galaxy // Nature. - 2019. - V. 574. - P. 643-646.