快速脉动射电源的观测

休伊什等

编者按

正如安东尼·休伊什及其同事在本文中所报道的，对天空中射电辐射的探测揭示出了一个奇特周期性源的存在（实际上真正的发现者是乔斯琳·贝尔，那时她还是休伊什的研究生）。经测定，周期稳定在10 ^–7 的误差内，并且该源没有视差，所以它不可能来自太阳系内部。研究人员还发现了另外三个具有同样特性的射电源。休伊什推测它们可能来自于白矮星或中子星的径向（胀缩）脉动。现在我们知道它们是由快速旋转的中子星（被称为脉冲星）所发射的辐射造成的，但人们对产生这种辐射束的确切机制尚存争议。因为上述发现，休伊什在1974年成为了第一位获得诺贝尔物理学奖的天文学家。 英文

1967年7月，一台工作频率是81.5 MHz的大型射电望远镜在玛拉德射电天文台投入使用。有了这台仪器，研究人员就可以通过观测由行星际介质不规则结构造成的闪烁来研究致密射电源的角结构 ^[1] 。最初的观测范围覆盖了赤纬δ为–08°<δ<44°的全部天区，并且这一区域每周都会被扫描一次。因此大部分天区落在研究人员的定期监测之中。在这台仪器投入运行后不久，研究人员发现：一些起先看上去微弱而零星的干扰信号会在一个固定的赤经和赤纬上被反复观测到。上述结果说明该信号不可能来源于地球。 英文

系统探测从11月开始进行。高速记录的结果表明：当这种信号出现的时候，它们总是由一系列脉冲组成，每个脉冲的持续时间约为0.3 s，而重复周期约为1.337 s，研究人员很快发现这一周期的稳定性很高。尽管地球的轨道运动可能导致了一定的系统变化，但进一步的观测结果表明，真实周期是一个误差不超过10 ^–7 的常数。被记录信号的脉冲特性是由一个信号的周期部分产生的，该信号的频率在接收机的整个1 MHz通带内递减。 英文

最开始，研究人员认为这些信号的不寻常特性源自于一些人造的信号传输装置，比如或许源自深空探测器、行星雷达或者从月球上反射回来的地球信号。但这些解释都不能为人们所接受，因为：没有视差足以说明信号源远在太阳系之外。在对更多的脉动源进行初步探测之后，研究人员发现还有三个源也具有非常类似的性质。这表明此类低流量密度的源在宇宙中可能还是比较常见的。本文提出了一个尝试性的解释，即认为这些不寻常的信号源来自于白矮星或者中子星的稳定振荡。 英文

位置和流量密度

天线中包含着一个由2,048个全波段偶极子组成的矩形阵列，这些偶极子排成16行，每行128个。每一行在该阵列东西方向的长度为470 m，南北方向的宽度为45 m。用位相扫描来确定在赤纬方向的接收模式，使用四个接收机使得可以同时观测四个不同赤纬的目标。利用位相转换接收机，再加上两个半天线阵，就可以组成一台东西方向的干涉仪。每行偶极子单元都被置于一个倾斜的反射屏前面，因而在赤纬＋30°附近灵敏度最高。当波束扫描到赤纬＋90°以上或者–5°以下时，总灵敏度会降低一半以上。当达到一半强度时，该阵列的波束宽度在赤经和赤纬上分别为 和±3°；而相位匹配被设定为在赤纬方向间隔大约3°产生波束。接收机的带宽是1 MHz，中心频率为81.5 MHz，通常以0.1s的时间常数进行记录；其中噪声波动的均方根值相当于一个0.5×10 ^–25 W m ^–2 Hz ^–1 的流量密度。在对脉动源进行更细致的研究时，通常会采用0.05 s的时间常数，并且这些信号在多通道“快速绘图”笔式记录仪上记录时所用的时间常数为0.03 s。通过记录来自英国小镇拉格比的 MSF （译者注：英国的长波授时编码标准为 MSF ）第二响报时信号可以精确测量脉冲时间。 英文

当脉动源非常强的时候测得的结果见图1 a 。从图中可以清晰地看到规则的周期和脉冲幅度所特有的不规则变化。在这种情况下，尽管对1分钟内数据进行积分得到的平均流量密度只能达到1.0×10 ^–26 W m ^–2 Hz ^–1 左右，但最大脉冲达到了流量密度（在1 MHz通带内的平均值）的峰值，即20×10 ^–26 W m ^–2 Hz ^–1 。在更典型的情况下，该值会是积分流量密度的数倍。由此可见，以前没有探测到这种源也在情理之中，因为积分流量密度要远小于过去在米波长情况下能够检测到的极限。 英文

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当对应于干涉图样中某个“交叉”点的脉冲在整个时间间隔内达到很强时，只要我们对这个点进行精确测定就可以很容易地得到脉动源在赤经方向上的位置。对约52 min后出现的邻近源3 C 409进行类似测量即可得到该仪器的瞄准误差。最早用于探测该源的仪器的读数精度通常只有±10 s，第一个可用于位置测量的记录是在1967年8月13日得到的。这一次以及之后的所有测量结果都在误差范围内相互吻合。赤纬方向的位置不太好确定，且赤纬的确定依赖于当接收模式以赤纬20°、23°和26°为中心时所得信号的相对幅度。结合已有的测量结果可以得到具体位置是：

α ₁₉₅₀ = 19h 19m 38s±3s

δ ₁₉₅₀ = 22°00′±30′

正如这里所讨论的，由于地球的轨道运动，在脉冲的观测频率上测量多普勒频移可以为我们提供一种新的赤纬估计方法。经过一年的观测，结果的精确度应该能达到±1′。目前由12月到1月的观测数据所得的结果为δ=21°58′±30′，该值与之前的测量结果是一致的。 英文

随时间的变化

早先曾提到，这些信号的强度从一天到另一天的变化很大，它们在通常情况下只会在接收模式所允许的4min间隔内随机出现1min左右的时间。另外，正如图1 a 所示，脉冲幅度在以秒为单位的时标下有可能会有显著的变化。脉冲与脉冲之间的变化或许可以用行星际闪烁来解释 ^[1] ，但这不能说明平均脉冲的幅度从一分钟到另一分钟的变化。利用在观测月掩星时通常所采用的470 m×20 m反射器组成一个东西方向的相控阵，根据这个相控阵对脉冲源的追踪可以得到时间长达30 min的连续观测记录。在图2 a 中绘出了时长30min内10个连续脉冲的峰值脉冲幅度的平均值。这张图说明有可能存在持续几分钟的周期，但是从相关分析中并没有得到有价值的结论。如果这些信号是线偏振的，则电离层中的法拉第旋转就会产生随机的变化，但是该曲线的形状似乎与这种机制并不相符。该脉动源在首次被发现后的每日变化情况示于图2 b 。在这张分析图中，每天的数据都是以最大脉冲的峰值流量密度来表示的。另外，虽然该源在10月到11月期间有明显变弱的迹象，但每天的变化仍是不规则的，而且也没有明显的证据表明存在系统性的变化。因此，尽管这些脉冲的出现是规则的，但是其发射能量的大小在或长或短的时间段内都表现出了一定的波动性。 英文

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瞬时带宽和频率漂移

两个不同的实验都表明，这些脉冲是由一个在接收机的1 MHz带宽内频率逐渐下降的窄带信号导致的。在第一个实验中使用了两个同样的接收机，它们的频率分别被设定为80.5 MHz和81.5 MHz。在图1 d 中显示的就是用这种系统得到的结果，从图中可以看出频率较低时的脉冲比频率较高时的脉冲延迟了大约0.2 s，这与～–5 MHz s ^–1 的频率漂移相对应。在第二个实验中，将时间延迟引入从一半天线到达接收机的信号的方法是另外加入一截已知长度为 l 的电缆。由这截电缆导致的相位位移与频率成正比，所以对于相干长度超过 l 的信号，接收机的输出会以 t ₀ 为周期发生振荡：

其中d v /d t 是信号频率的变化率。图1 b 给出的是当 l =240 m和450 m时所获得的记录，此外还给出了脉冲同时记录，它是通过一个独立的位相转换接收机用同样的电缆在常规方式下得到的。在图1 c 中还有用完全相同的方法得到的模拟记录：其输入信号不是来自于脉动源，而是来自于一个能提供扫频的信号发生器。当在 l >450 m的情况下进行观测时，需要使用一个额外的移相器将周期振荡降至较低的频率，这样就可以避免由接收机时间常数对输出信号造成的严重衰减。由所需的额外相移可以推导出信号频率的变化率，其值为d v /d t = –4.9±0.5 MHz s ^–1 。频率漂移的方向可以从记录下来的振动位相推算得到，结果表明从高频到低频的漂移与最初的结论相符。 英文

从图1 b 所示类型的记录中还可以得到信号的瞬时带宽。因为作为延迟的函数的振荡响应就是辐射功率谱的自相关函数的量度，也相当于对其进行了傅里叶变换。这些测量结果绘于图3中，假设按高斯能谱分布，从图中可估计出降至exp(–1)处的信号瞬时带宽为80kHz±20 kHz。 英文

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脉冲重复频率和多普勒频移

在可以同时显示脉冲和拉格比 MSF 时间信号的记录中，对一个正常大小的脉冲前缘的计时也许能达到0.1 s左右的精确度。在利用上文中提到的跟踪系统进行长达6 h的观测之后可以得到脉冲的周期为 P _obs =1.33733 s±0.00001 s。这代表了以世界时1967年12月18日14时18分为中心的平均值。对脉冲频率系统性漂移的研究，可以通过每天测量某个标准时间与紧随其后出现的脉冲之间的时间间隔 T 得到，如图4所示。所选的标准时间是世界时12月11日14时01分00秒（对应于接收模式的中心），随后每隔23时56分04秒（大约为一个恒星日的长度）就会出现下一个标准时间。 T 的每日变化示于图4。如果在必要的时候增加或者减少一个周期，则在脉冲重复频率为常数的前提下就会出现 T 的线性增加或减少。然而，观测结果显示出明显的曲率，说明频率在稳步增长。如果我们假设多普勒频移仅归因于地球，那么每天接收到的脉冲个数可由下式得到：

其中 N ₀ 是该源每天发射的脉冲个数， v 是地球的轨道速度，φ是该源的黄纬， n 是任意指定的天数：在1968年1月17日，即地球沿着源的视向速度为0时，令 n =0。这种关系是近似的，因为它假设地球的运行轨道为圆形，而且原点 n =0也是不精确的。但是由此还是可以证明：在目前能够达到的精度上，观测到的 N 的增加可以仅由地球的运动来解释。为此，可以很方便地估算出当δ T /δ n = 0时的 n 值，所对应的是一个确切的整数 N 。它们会发生在 n ₁ =15.8±0.1和 n ₂ =28.7±0.1时，而且因为 N 在这些天内刚好增加了一个脉冲，所以：

由上式可得φ=43°36′±30′，所对应的赤纬为21°58′±30′，这与通过观测直接得到的赤纬值相符。考虑到多普勒频移并使用整数条件对计算进行简化即可得到射电源的真实周期：

P ₀ =1.3372795 s±0.0000020 英文

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根据在一年内连续观测到的脉冲出现时间可以推出 N ₀ 是一个恒定的数，误差约为 。如果 N ₀ 真的是一个常数，那么对该脉动源赤纬的估计值就可以达到±1’的精度，这一结果是不会受到电离层折射影响的。 英文

另一件值得一提的事是：我们可能会观测到由源自身运动所造成的多普勒频移的变化，这一效应在以下两种情况下或许有出现的可能性：或者脉动源是双星系统中的一个成员，或者该信号与在围绕某颗母恒星的轨道上运行的行星有关。就目前了解的情况而言， N 的系统性增长通常为 量级，所以可以证明：其他的轨道运动所造成的影响都无法与地球的轨道运动相比。 英文

射电源的性质

观测视差不大于2′说明源与地球的距离超过了10 ³ 个天文单位。如果该源的辐射是各向同性的，那么它在一个脉冲间隔内释放的能量——在频率为81.5 MHz处的1 MHz带宽内进行积分——将会超过10 ¹⁷ erg。还可以推算出该源物理尺寸的上限。信号的较窄瞬时带宽（80 kHz）和频率漂移速度（–4.9 MHz s ^–1 ）表明，在任意给定频率上的能量释放时间都不会超过0.016 s。因此，源的大小不可能超过4.8×10 ³ km。 英文

因为所有的脉冲辐射，不论来源于哪里，都会在穿过星际空间中的电离氢时被色散，所以根据观测到的频率漂移速度就可以推导出该源与地球之间距离的上限。对于均匀的等离子体，由色散导致的频率漂移可由下式给出：

其中 L 是路径长度， v _p 是等离子体的频率。假设平均密度为每cm ³ 有0.2个电子，则观测到的频率漂移（–4.9 MHz s ^–1 ）与 L ～65秒差距相当。当然，某些频散也可能来自于源本身，在这种情况下星际物质的色散作用肯定会更小，所以 L 的数值是上限。尽管我们对太阳附近的星际电子密度不甚清楚，但这一结果仍很重要，它表明迄今为止人们探测到的所有脉动射电源都一定来自于银河系内的天体。 英文

就现在的定位精度而言，认真尝试进行光学证认是不可能的。现在人们搜索的区域距离银道面很近，在该区域中有两颗12等星和大量较暗的天体。由于缺乏更进一步的数据，所以只能对这些奇特的射电源作出可能性最大的解释。 英文

需要解释的一个最显著的特征是这些脉冲的极端规律性。这表明源自一颗恒星整体脉动的可能性要大于恒星大气中的某种更为局部的扰动。就这一点来说，值得一提的是：已经有人提出 ^[2,3] ，中子星的径向脉动可能在超新星和超新星遗迹演化史中起重要作用。 英文

最近，梅尔策和索恩 ^[4] 对致密星径向脉动的几种标准模式进行了讨论，他们计算了中心密度在10 ⁵ g/cm ³ 到10 ¹⁹ g/cm ³ 范围内的恒星所具有的脉动周期。他们论文中的图4表明，有以下两种可能性或许可以解释观测到的1 s量级的周期。当密度为10 ⁷ g/cm ³ ——与白矮星的密度相当时，在基频模式下可以达到的最小周期值约为8 s；当密度略微增加时，周期也会增加，因为系统有引力塌缩成一颗中子星的趋向。虽然由基频模式得到的周期值太大以至于不能解释观测到的结果，但高阶模式下的周期却具有合适的数量级。如果采纳了上述模型，那么我们就很难解释为什么基频模式下的周期不是主导周期。在目前的观测中应该很容易探测到基频模式下的周期，不能把没有探测到这样的周期归因于观测上的不得力。另一种可能性是：当密度为10 ¹³ g/cm ³ ——与中子星的密度相当时，基频模式在此密度下的周期值约为1 s；当密度超过10 ¹³ g/cm ³ 时，周期迅速下降至10 ^–3 s左右。 英文

如果认为这种辐射与白矮星或中子星的径向脉动有关，那么就会有好几种机制可以解释这种射电发射。有人认为径向脉动将在恒星表面产生磁流体激波阵面，从而可能会伴随着X射线和高能电子的爆发 ^[2,3] 。因而或许可以把这种辐射比作是在每个振荡周期内从一个贯穿恒星的耀斑发出的射电暴。这样一种模型与认为源的上限尺寸为～5×10 ³ km的观点吻合得非常好，也与格林斯坦 ^[5] 提出的白矮星平均尺寸为9×10 ³ km的论点相符。可以通过以下方式大致估计出该模型所需的能量：在1 MHz带宽内以第三类太阳暴形式发射的总能量将与在假设射电源位于～10 ³ 个天文单位处的前提下得到的射电流量有相同的量级。如果假设射电能量和耀斑总能量（～10 ³² erg） ^[6] 之间的关系与和一个太阳耀斑的关系一样，并假设每个脉冲对应着一个耀斑，那么所需的能量将为～10 ³⁹ erg yr ^–1 ，而在距离为65秒差距处的对应能量值将为～10 ⁴⁷ erg yr ^–1 。有人估计一颗中子星可用在振动模式中的能量为～10 ⁵¹ erg，所以所需的能量值看起来还算合理，不过在考虑到脉动源的演化史时，其他阻尼机制也有能发挥重要作用的可能性 ^[4] 。 英文

尽管这种辐射的频率漂移特征会使人联想到第二类和第三类太阳暴，但它的产生机制似乎不太可能与这两类太阳暴相同。对于一颗白矮星或者中子星来说，其大气标高很小，预计扰动在传播时产生的频率漂移要比实际观测值高得多。正如上文所提到的，一种可能性更大的情况是脉冲辐射在穿过星际介质时被色散。 英文

为了更好地理解这种奇特的新型射电源，显然还需要更多的观测证据。如果能够证明这种辐射的起源与本文中所设想的完全一致，那么经过进一步的研究人们或许可以了解到一些有关致密恒星行为以及高密度物质性质的重要线索。 英文

我们要感谢马丁·赖尔爵士教授、鲍德温博士、朔伊尔博士和谢克沙夫特博士为此提出了有价值的意见，还要感谢科学研究理事会为此项研究提供了经费。我们中的一位作者（贝尔）要感谢北爱尔兰教育部，另一位作者（柯林斯）要感谢科学研究理事会提供了维持费用；皮尔金顿要感谢帝国化学工业公司提供研究基金。 英文

（冯翀　翻译；蒋世仰　审稿） qNDXJG5plIXqmMkEXuH4/0/ZsjxtrNSvgi+ipND09vOxcWQwHZAuv2a7FiiquzG5