MODALIDAD ON-LINE MÁSTER UNIVERSITARIO EN ASTRONOMÍA Y ASTROFÍSICA TÍTULO PROPIO MÁSTER UNIVERSITARIO EN ASTRONOMÍA Y ASTROFÍSICA No está permitida la reproducción total o parcial del contenido de estos materiales didácticos ni su tratamiento por cualquier método, físico o electrónico, sin el permiso expreso por escrito de los titulares del copyright. Edita Universitat Internacional Valenciana / VIU Primera edición 2010 Depósito Legal En proceso ASIGNATURA 12 (3 ECTS) ASTROFÍSICA DE ALTAS ENERGÍAS MÓDULO V: Técnicas Observacionales CONSULTOR Dr. D. XAVIER BARCONS JÁUREGUI www.viu.es CONTENIDO 1. Introducción .........................................................................................................................................7 2. 3. 1.1 El espectro electromagnético. Papel de la atmósfera..............................................7 1.2 Otros mensajeros: rayos cósmicos, neutrinos, ondas gravitatorias ....................9 1.3 Aspectos históricos............................................................................................................ 12 Procesos físicos en astrofísica de altas energías ............................................................... 14 2.1 Radiación ciclotrón y sincrotrón ................................................................................... 14 2.2 Radiación de frenado ........................................................................................................ 18 2.3 Efecto Compton inverso .................................................................................................. 20 2.4 Pares electrón-positrón.................................................................................................... 25 2.5 Radiación de átomos e iones ......................................................................................... 26 2.6 Radiación por núcleos atómicos................................................................................... 29 Telescopios de rayos X ............................................................................................................... 31 3.1 Colimadores ......................................................................................................................... 31 3.2 Telescopios de incidencia rasante ............................................................................... 33 3.2.1 Diseños ópticos ............................................................................................................ 35 3.2.2 Tecnologías de fabricación ...................................................................................... 37 3.3 Dispersores de longitud de onda ................................................................................. 39 3.3.1 Cristal de Bragg ............................................................................................................ 39 3.3.2 Redes de difracción..................................................................................................... 40 3.4 Detectores de rayos X ....................................................................................................... 41 3.4.1 Contadores proporcionales ..................................................................................... 41 3.4.2 Placas micro-canal ....................................................................................................... 43 5 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías 3.4.3 CCDs (Charge-coupled devices) ............................................................................. 44 3.4.4 Detectores criogénicos .............................................................................................. 46 3.4.5 Polarímetros .................................................................................................................. 49 4. 5. 6. 7. Telescopios de rayos gamma de baja energía .................................................................. 51 4.1 Máscaras codificadas ........................................................................................................ 51 4.2 Telescopios Compton ....................................................................................................... 52 4.3 Telescopios de pares electrón-positrón..................................................................... 53 4.4 Lentes de Laue .................................................................................................................... 54 4.5 Detectores ............................................................................................................................ 55 Telescopios de rayos gamma de muy alta energía ......................................................... 56 5.1 Interacción de rayos γ con la atmósfera terrestre................................................... 56 5.2 Telescopios Cherenkov .................................................................................................... 58 Observatorios en órbita y en tierra ........................................................................................ 60 6.1 Rayos X ................................................................................................................................... 60 6.2 Rayos gamma de baja energía ...................................................................................... 64 6.3 Rayos gamma de alta energía ....................................................................................... 65 Un paseo por el Universo en altas energías ....................................................................... 67 GLOSARIO................................................................................................................................................ 81 Bibliografía .............................................................................................................................................. 91 Lista de Enlaces ..................................................................................................................................... 93 6 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales 1. INTRODUCCIÓN 1.1 El espectro electromagnético. Papel de la atmósfera La mayor parte de la información que recibimos de los astros proviene de la radiación electromagnética, desde la menos energética en la banda de radio hasta la más energética en la banda de rayos X y gamma. En este curso llamaremos rayos X a los fotones con energía entre 0.1 keV y unas decenas de keV, y rayos gamma a los que tienen energía superior. Los rayos gamma de muy alta energía (usaremos la denominación inglesa VHE – Very High Energy) tienen energía por encima de los 0.1 TeV. 7 Rayos X: Forma de radiación electromagnética, donde la energía de cada fotón está comprendida aproximadamente entre los 0.1 keV y los 100 keV. Rayos gamma: Forma de radiación electromagnética, donde la energía de cada fotón supera aproximadamente los 100 keV (0.1 MeV). Rayos gamma de muy alta energía: Forma de radiación electromagnética, donde la energía de cada fotón supera aproximadamente los 10 GeV keV (0.01 TeV). Asignatura: Astrofísica de Altas Energías Para que la materia pueda emitir rayos X hace falta que las partículas que los emiten (electrones o iones) posean energías muy elevadas. Estas condiciones se dan en presencia de campos magnéticos muy intensos o en pozos de potencial gravitatorio muy profundos o extensos. La temperatura equivalente para un electrón que posee una energía cinética de 1 keV es del orden de los 10 millones de grados. Las líneas de emisión relevantes en rayos X son las que resultan de transiciones entre configuraciones electrónicas en átomos e iones. Los procesos que están involucrados en la emisión de rayos gamma son todavía más energéticos. Estamos hablando típicamente de choques, emisión de líneas por transiciones nucleares, o procesos que involucran la creación o aniquilación de pares electrón-positrón. La atmósfera terrestre es opaca a distintas bandas del espectro y particularmente para detectar rayos X y gamma sería necesario colocar detectores por encima de los 80 kilómetros de altitud. Esto ha hecho que la Astronomía de altas energías haya emergido principalmente en los últimos 50 años, en paralelo a la conquista del espacio con fines científicos. En el caso de los VHE, se pueden detectar subproductos de su interacción con la atmósfera terrestre desde la superficie de la tierra como se verá más adelante. 8 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales 1.2 Otros mensajeros: rayos cósmicos, neutrinos, ondas gravitatorias Hay otros mensajeros que se generan en los procesos que involucran altas energías en fuentes cósmicas y que son potencialmente detectables, en particular los cósmicos , los neutrinos y las ondas gravitatorias. rayos Rayos cósmicos: Núcleos atómicos producidos en fuentes cósmicas, que llegan a la Tierra continuamente y con energías de hasta 1021eV. Como referencia, mayor energía conseguida en un acelerador de partículas ronda los 1012eV, es decir, unos mil millones de veces menor. Los rayos cósmicos son en un 99% núcleos atómicos que se reciben en la tierra en un intervalo de 12 órdenes de magnitud en energía hasta 10^20 eV (100 millones de veces mayor que el acelerador de partículas más potente construido por la humanidad). En orden de magnitud recibimos un rayo cósmico por metro cuadrado y por segundo, aunque los más energéticos son mucho menos frecuentes. Los rayos cósmicos tienen su origen en fenómenos tipo Supernova, en los que se pueden dar las condiciones para acelerar las partículas hasta las energías que observamos. El principal problema para la utilización de los rayos cósmicos como mensajeros del Universo es que en su viaje desde donde se producen, dirección cambian su debido a interacciones con la materia. Los producen a neutrinos se través de reacciones nucleares débiles. Tienen masa y oscilan al interactuar con la materia entre sus tres sabores. La fuente más próxima de neutrinos es el núcleo del Sol, de hecho la única fuente 9 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías astronómica de neutrinos detectada. Durante décadas la cantidad de neutrinos (electrónicos) detectados del interior del Sol fue un auténtico puzle para los modelos estelares, hasta que se consiguió medir el flujo total de neutrinos (incluyendo los otros dos sabores). Las Supernovas son también una fuente de neutrinos, aunque la mejor oportunidad que hubo para detectarlos en la SN1987a no arrojó una detección fiable. Finalmente las ondas gravitatorias, la forma en que el campo gravitatorio propaga sus cambios bruscos, son también potenciales mensajeros de grandes cataclismos astrofísicos. La coalescencia de estrellas binarias compactas , la fusión agujeros de supermasivos , negros explosiones de supernovas y otras circunstancias en que el campo gravitatorio varía bruscamente son potenciales fuentes Binarias compactas: De las muchos sistemas binarios de estrellas, se califican como compactas aquellos en los que a) una de las dos compañeras es en sí una estrella compacta (enana blanca, estrella de neutrones o agujero negro) y además la órbita entre las dos estrellas es muy próxima, de tal forma que pueden darse efectos de marea intensos sobre la estrella no compacta y/o transferencia de masa. Agujero negro supermasivo: Además de los agujeros negros de tamaño estelar, cuya masa es de unas pocas veces la masa del Sol, y que resultan de la evolución de estrellas masivas, existe en el centro de cada galaxia un agujero negro “supermasivo”, cuya masa oscila entre los cien mil soles y miles de millones de soles. Hay varios modelos para el origen de estos agujeros negros supermasivos, que incluyen la explosión de estrellas de población III (de primera generación, con elementos químicos primordiales) o el colapso directo de grandes masas de gas. Las semillas de estos agujeros negros supermasivos (que pueden variar desde unas decenas a varios miles de masas solares según el modelo) han crecido después a base de acretar materia (en forma de gas, estrellas o incluso agujeros negros más pequeños) y/o de fusionarse entre ellos. En estos procesos de creciemiento se emite una enorme cantidad de radiación (particularmente en rayos X y gamma), y en el caso de fusiones también se emiten ondas gravitatorias. La mayoría de los agujeros negros supermasivos están quietos en la actualidad pero en el pasado muchos más han estado activos, en pleno crecimiento. 10 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales de radiación gravitatoria. Hasta la fecha, los detectores en tierra (VIRGO, LIGO), sensibles a frecuencias por encima del Hz y en particular a la coalescencia de estrellas binarias de neutrones y al colapso de supernovas, no han sido capaces de detectar de forma directa las ondas gravitatorias. LISA, una misión en estudio por las agencias espaciales ESA y NASA, permitirá escudriñar el Universo en ondas gravitatorias por debajo de esa frecuencia lo que abrirá la posibilidad de detectar fenómenos en los que están involucrados Agujeros Negros . 11 Estrellas binarias: Sistemas de dos estrellas gravitacionalmente ligadas entre sí. Agujeros Negros: Es una concentración de masa en la que el campo gravitatorio en su superficie es tan grande, que ni tan siquiera la luz puede escapar. Técnicamente, esto significa que la “velocidad de escape” en la superficie de este astro, o velocidad mínima que debe tener un cuerpo hacia arriba para que la gravedad del astro no consiga que vuelva a caer, sea la velocidad de la luz. Si la masa del Sol se consiguiera comprimir en una esfera de radio 3 kilómetros, la velocidad de escape en la superficie sería la velocidad de la luz y tendríamos un agujero negro supermasivo. Para un cuerpo de masa M se define el Radio de Schwarzschild como 2GM/c2 (G es la constante de la gravitación universal y c la velocidad de la luz); si el cuerpo es más pequeño que este radio, es un agujero negro, al ser su velocidad de escape superior a la velocidad de la luz. Asignatura: Astrofísica de Altas Energías 1.3 Aspectos históricos La apertura de la ventana de rayos X más allá del sistema solar para la observación del Universo tuvo lugar el 18 de Junio de 1962 cuando un equipo liderado por Riccardo Giacconi (Premio Nobel de Física 2002) consiguió enviar un cohete con 3 detectores de rayos X por encima de los 80 kilómetros de altura durante algo más de 5 minutos. El objetivo de aquel experimento era detectar los rayos X del Sol reflejados en la Luna, pero en su lugar Fondo de rayos X: En 1962 se descubrió que desde más allá de la atmósfera terrestre se recibe una radiación en la zona de rayos X, y que es igual desde todas las direcciones. Este fondo de rayos X se sabe que es de origen extragaláctico por encima de 1 keV, y que está producido por la superposición de la emisión de las galaxias activas a lo largo de la historia cósmica, esto es, de la radiación que emite la materia que cae a los agujeros negros supermasivos que viven en el centro de las galaxias. descubrió la fuente de rayos X más brillante del cielo (Sco X-1) y el fondo de rayos X . La luna no se observó en rayos X hasta 1990, gracias al telescopio de rayos X ROSAT. A este experimento le siguieron otros en los que se mejoraba la resolución angular de los detectores, pero no fue hasta que se pudo poner un verdadero explorador en órbita (UHURU) que se pudo tener una verdadera visión panorámica del cielo en rayos X. La década de los 80 vio los primeros telescopios capaces de formar verdaderas imágenes en rayos X blandos en funcionamiento; la de los 90 abrió esta capacidad de formar imágenes a los rayos X más duros (de hasta 10 keV) y en la primera década del siglo XXI se ha consolidado la utilización de verdaderos observatorios de rayos X en el espacio (especialmente XMMNewton de la ESA y Chandra de la NASA) como un ingrediente fundamental de la investigación astrofísica de toda clase de objetos astronómicos. 12 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales La detección de rayos gamma de baja energía desde el espacio estuvo también entre las primeras prioridades de la exploración científica del espacio por parte de las grandes agencias espaciales. COS-B fue de hecho la primera misión del programa científico de la ESA y junto a SAS-2 abrieron la esta ventana a la exploración del Universo, más allá del Sistema Solar, en la década de los 70. Es de destacar que quizás uno de los principales descubrimientos de la astronomía gamma, como son los estallidos cósmicos de rayos gamma (GRB, Gamma-Ray Bursts) fueron descubiertos de forma Estallidos cósmicos de rayos gamma: Los estallidos cósmicos de rayos gamma (o en inglés Gamma-Ray Bursts – GRBs) son fogonazos muy cortos en la banda de rayos gamma (desde una fracción de segundo hasta unos minutos) seguidos por una postluminiscencia en rayos X, óptico, infrarrojo, etc. Fueron descubiertos de forma accidental durante la guerra fría, pero su orígen extragaláctico no fue confirmado hasta el año 1997. Hay dos clases principales de GRBs según su duración, que se cree provienen de dos fenómenos astronómicos distintos: los largos (más de 2 segundos) que se cree derivan del colapso de una estrella muy masiva y los cortos (menos de 3 segundos) que podrían resultar de la coalescencia de dos estrellas de neutrones. casual por satélites de la serie Vela que EEUU operaba en búsqueda de pruebas nucleares practicadas por Rusia durante los años de la guerra fría. Misiones de los años 90 o incluso ya en el siglo XXI como BeppoSAX, Swift o Agile han permitido localizar la posición en el cielo de estos GRBs con suficiente precisión como para permitir detectar su postluminiscencia, y por tanto conocer su identidad, en otras bandas del espectro. Entre las misiones que han permitido un mayor avance general de la Astronomía gamma en los últimos 30 años hay que citar Compton Gamma Ray Observatory (CGRO), GRANAT, INTEGRAL todavía en funcionamiento y FERMI. Esta última ha abierto la ventana de observación hasta prácticamente los 30 GeV. A energías mayores, la cantidad de masa que hace falta para “parar” un fotón de rayos gamma y medirlo de forma eficiente se convierte en prohibitiva para las misiones espaciales. Cuando los rayos gamma de muy alta energía entran en la atmósfera viajan Efecto Cherenkov: Cuando una partícula viaja a través de un medio material a una velocidad superior a la velocidad de la luz en ese medio (pero obviamente inferior a la velocidad de la luz en el vacío), emite radiación Cherenkov. Esta radiación se ve en las piscinas de las centrales nucleares o cuando una partícula de muy alta energía entra en la atmósfera terrestre. interactúan con esta dando lugar a una cascada de interacciones, de las que debido a que su velocidad Luz Cherenkov: Ver “Efecto Cherenkov” supera a la de la luz en el medio (la atmósfera), se acaba produciendo efecto Cherenkov . Esta luz Cherenkov (visible) se puede detectar desde tierra mediante los telescopios atmosféricos Cherenkov, del que HEGRA fue un pionero. En la actualidad existen varios telescopios con estas características, entre ellos Whipple, MAGIC y HESS. 13 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías 2. PROCESOS FÍSICOS EN ASTROFÍSICA DE ALTAS ENERGÍAS Los procesos físicos básicos que son capaces de producir radiación de alta energía en situaciones astrofísicas son bastante limitados y cada uno de ellos deja huellas espectrales propias. Cuando la radiación que se produce puede interactuar suficientemente con la materia que la produce (como, por ejemplo, en el caso del medio solar, en el que el recorrido libre medio de un fotón visible es del orden de 1 cm), entonces radiación y materia están en equilibrio y lógicamente la radiación adquiere un espectro de cuerpo negro o de Planck. Sin embargo esta situación se da con poca frecuencia en astrofísica de altas energías debido a las bajas secciones eficaces de interacción de radiación tan energética con la materia. Los espectros de cuerpo negro son por tanto poco abundantes, y muchas veces la radiación de alta energía se refiere como “no térmica”. 2.1 Radiación ciclotrón y sincrotrón La Radiación sincrotrón convergen dos factores se produce cuando simultáneamente: campos magnéticos fuertes y electrones muy energéticos (relativistas) con factores de Lorentz elevados. Para entender la radiación sincrotrón, consideramos primero un solo electrón moviéndose bajo la influencia de un campo magnético uniforme y constante. El electrón describe una trayectoria helicoidal alrededor del campo magnético, cuya frecuencia de giro es proporcional al campo magnético, y avanza con Sincrotrón: Es la radiación de un electrón relativista en el seno de un campo magnético. Partiendo de la “ciclotrón”, cuando el electrón se mueve a velocidades muy próximas a la de la luz, ocurre que los armónicos de orden superior la frecuencia de giro (ciclotrón) empiezan a ser importantes, más el efecto Doppler y el beaming relativista. Todo ello conspira para que la radiación sincrotrón sea continua (a diferencia de la radiación ciclotrón que es discreta) y generalmente en forma de una ley de potencias. Frecuencia de giro: Frecuencia con la que gira un electrón alrededor de un campo magnético, y que es la característica de la radiación ciclotrón. movimiento constante a lo largo de la dirección del mismo. Dado que la trayectoria del electrón está curvada, el electrón está acelerado aunque en módulo su velocidad sea constante. La carga eléctrica acelerada emite radiación, cuya potencia se puede calcular a través del vector de Poynting, resultando proporcional a la densidad de energía del campo magnético (y por tanto proporcional a su intensidad al cuadrado). Dado que la dinámica de 14 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales este sistema no tiene más que una frecuencia característica (la frecuencia de giro), el espectro de emisión será discreto y prácticamente monocromático y centrado en dicha frecuencia. Cuando el electrón viaja a velocidades relativistas ocurren tres efectos que modifican sustancialmente el espectro de emisión del electrón. El primero es que aparecen los armónicos de orden superior y adquieren más importancia, superponiéndose unos a otros. El segundo es el “beaming” relativista , que hace que aunque el electrón emita radiación de forma isótropa en su propio sistema de referencia, desde el observador esta radiación se emite casi en su totalidad en la “Beaming” relativista: Imaginemos una partícula que está emitiendo radiación de forma isótropa (en todas las direcciones por igual). Si esta partícula se mueve a velocidad muy elevada (próxima a la de la luz), el observador externo se ve que en lugar de emitir la radiación de forma isótropa, la emite casi toda en la dirección en la que se mueve (hacia delante). Este es un efecto de la relatividad especial que recibe en nombre de “beaming relativista”. El ángulo alrededor del que vemos que la partícula emite su radiación (en radianes) es 2/γ, siendo éste último el factor de Lorentz γ=(1-v2/c2)-1/2. Así, cuanto más se acerca la velocidad de la partícula a la velocidad de la luz, más concentrada vemos la luz que emite la partícula alrededor de la dirección en la que se mueve. dirección de su movimiento con un ángulo de apertura muy pequeño (2/γ radianes). Finalmente, esta radiación muy direccional está sujeta a un efecto Doppler que amplifica la frecuencia de recepción por un factor γ2. Estos tres efectos se combinan para dar lugar a un espectro continuo que distingue la radiación sincrotrón resultante de electrones relativistas 15 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías de la radiación ciclotrón . El espectro de la radiación (energía emitida por unidad de frecuencia) se concentra alrededor de una frecuencia crítica proporcional a la intensidad de campo magnético, al cuadrado de γ y depende de la dirección de observación con respecto al campo magnético. 16 Ciclotrón:La radiación ciclotrón es la que emite un electrón (u otra partícula cargada) sometido a un campo magnético. El movimiento de la partícula cargada es helicoidal a lo largo de la dirección del campo magnético; debido a que la carga describe círculos en el plano perpendicular al campo magnético y por tanto la dirección de su velocidad cambia constantemente, la carga está acelerada y por tanto radia. La mayor parte de la radiación ciclotrón se emite a la frecuencia de giro, que no es otra que la frecuencia con que el electrón gira alrededor del campo magnético. Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales En la mayoría de las situaciones en astrofísica la población de electrones tiene una distribución de velocidades isótropa, y como veremos más adelante la distribución energética de los electrones (la energía de un electrón es mc2γ) puede aproximarse por una ley de potencias N(γ) ∝ γ-p . En este caso, convolviendo el espectro de emisión de un solo electrón con la distribución de energías tenemos también una ley de potencias Ley de potencias: La distribución espectral de la radiación de origen no térmico (en términos de la energía radiada o recibida por unidad de frecuencia o unidad de energía del fotón), se suele parametrizar en la como una ley de potencias, es decir F(ν) ∝ν-α o F(E) ∝E-α, donde α recibe el nombre de índice espectral en energías. Alternativamente, el número de fotones por unidad de frecuencia o unidad de energía N(ν) ∝ν-Γ o N(E) ∝E-Γ, donde Γ=α+1. para el espectro de la radiación emitida del tipo υ-(p-1)/2 y que se extiende en principio hasta energías de rayos X y rayos gamma. A bajas frecuencias, los propios electrones que crean la radiación sincrotrón son capaces generalmente de absorberla, siempre que la radiación sincrotrón encuentre suficientes electrones antes de escapar de la fuente. Así, en función de la densidad columna de electrones (densidad integrada a lo largo de la línea de visión) la radiación sincrotrón desaparece por debajo de una determinada frecuencia, cayendo allí como υ5/2. La radiación sincrotrón aparece por tanto en el espectro como un pico muy ancho que se extiende con una ley de potencias hasta altas energía. 17 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías 2.2 Radiación de frenado En un gas total o parcialmente ionizado (plasma), que se encuentre en equilibrio térmico a temperatura T suficientemente elevada, los electrones libres emiten lo que se conoce como Bremsstrahlung o radiación de frenado. Esta radiación se produce cuando un electrón pasa suficientemente cerca de un ión, en cuyo caso la atracción coulombiana ejercida por este último hace que la trayectoria del electrón se curve y por tanto que se emita radiación. 18 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales El espectro de la radiación emitida por un solo electrón que pasa a un parámetro de impacto b del ión con una velocidad v, cae exponencialmente por encima de una frecuencia característica que es proporcional a v/b y es aproximadamente constante por debajo de esta frecuencia. Así, cuanto mayor es la agitación térmica de los electrones (los iones se suponen en reposo inicialmente) la radiación llega a energías más altas. Si se supone una distribución térmica a temperatura T para el gas de electrones, el espectro de la radiación de frenado resultante tiene también una forma aproximadamente exponencial ∝ exp (-hυ/kT), con un factor corrector llamado “factor de Gaunt” que es una función suave de la temperatura y la frecuencia. Además la intensidad de la radiación emitida es proporcional al producto de las densidades electrónicas e iónicas, dado que Distribución térmica: La distribución espectral de la radiación que emite un cuerpo en equilibrio termodinámico (es decir, que está en equilibrio con su propia radiación) se conoce como distribución térmica o radiación de Planck. La condición de equilibrio termodinámico limita la presencia de este espectro en Astrofísica a condiciones físicas en las que la radación sufre muchas colisiones con la materia, y por tanto se da en la fotosfera del Sol y las estrellas, etc. se trata de un proceso a dos cuerpos, y es además proporcional a la carga eléctrica del ión al cuadrado. Si el gas electrónico es relativista, las correcciones que hay que introducir son del orden de kT/mc2 (siendo m la masa del electrón) y por tanto son solo relevantes cuando la temperatura se acerca o excede los 5000 millones de grados. 19 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías En todos los casos la signatura espectral de la radiación de frenado es por tanto una caída muy abrupta a una energía que es proporcional a la temperatura del gas de electrones. 2.3 Efecto Compton inverso El efecto Compton es una colisión elástica (es decir que conserva la energía total) entre un electrón libre y un fotón. Se reduce al efecto Thomson de la electrodinámica clásica en el caso de que no hay intercambio de energía entre ambas partículas. Es habitual en física que el efecto Compton se refiera al caso en que un fotón cede parte de su energía a un electrón inicialmente en reposo, resultando un fotón de menor energía y un electrón en movimiento. Sin embargo en condiciones astrofísicas bastante corrientes, los electrones pueden poseer una energía cinética inicialmente superior a la de los fotones y por tanto en la colisión Compton ceder parte de esa energía a los fotones. Llamaremos a esta situación efecto Compton inverso. En el caso del efecto más simple del efecto Thomson (es decir sin intercambio de energía) la potencia que se emite es proporcional a la densidad de energía de la radiación incidente Uγ. Esta potencia está modulada por la sección eficaz del proceso, que en el caso de electrones no relativistas se reduce a la sección eficaz de Thomson cuando el electrón es relativista, la sección eficaz (llamada de Klein-Nishina) pasa a ser una función decreciente de hυ/mc2. Esto implica que la interacción entre electrones y fotones decrece sustancialmente cuando los electrones son muy energéticos, siendo los únicos fotones que interactúan los que poseen energías inferiores a 511 keV. 20 σT. Sin embargo Sección eficaz de Thomson: Es la sección eficaz básica que regula la interacción de los fotones y los electrones. Intuitivamente es el “tamaño” que ofrece un electrón a un fotón incidente. Su valor es σT=7.94 10-26 cm2. Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales Cuando hay transferencia de energía entre el fotón y el electrón, si la energía inicial del electrón es muy baja (comparada con la de los fotones), éstos pierden parte de su energía que se cede al electrón. Sin embargo, para el caso de electrones relativistas con factor de Lorentz γ, el fotón multiplica por ~γ2 la energía incidente, que obviamente pierde el electrón. Hay que tener en cuenta sin embargo que la máxima energía que puede ganar un fotón en una colisión Compton con un electrón relativista es mc2 (γ1). La potencia dispersada 21 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías por efecto Compton inverso con electrones relativistas es también proporcional a la densidad de energía de la radiación incidente, pero en este caso hay un factor de amplificación γ2. A través del efecto Compton, si se ponen en contacto un gas de electrones y un gas de fotones, se intercambian energía entre unos y otros tendiéndose a la termalización entre ambos. Este proceso se llama en general Comptonización. Para el caso de un gas de electrones en equilibrio a temperatura T, un fotón incidente de energía E ganará perderá energía en cada colisión Compton según la energía térmica de los electrones sea menor o mayor que la energía del fotón. El número de colisiones Compton que sufre un fotón al atravesar un gas de electrones depende de un parámetro adimensional llamado “Profundidad Compton ” τT, que no es más que el número de electrones que se encerrarían en un cilindro de sección la sección eficaz de Thomson y de longitud el tamaño de la nube. Si la profundidad Compon es muy pequeña, cada fotón sufrirá en promedio τT colisiones Compton (muy pocas) y diremos que la radiación está muy poco Comptonizada. Sin embargo, si τT es grande, el número de colisiones que sufre el fotón antes de escapar de la fuente es del orden de τT2 (cosas de movimiento browniano) y se dice que la fuente está muy Comptonizada. La Comptonización de la radiación de baja energía por un gas de electrones energéticos resulta en una extensión de su espectro original hacia energías más elevadas, por lo que la Comptonización es un procedimiento para generar radiación X y gamma. Produce también una joroba muy característica en el espectro de la radiación emergente (popularmente conocida como el Compton hump) debido a que en una colisión elástica el electrón siempre lleva algo de energía a la salida (la energía de retroceso) y hay un corte efectivo en la energía Comptonizados. térmico a máxima de los fotones Para un gas de electrones temperatura T, el espectro Comptonizado cae con la energía del fotón como E3 exp(-E/kT) por encima de energías del orden de kT. 22 Profundidad Compton: La profundidad Compton τ es un parámetro adimensional que da idea del número de interacciones por efecto Compton que sufre un fotón que incide sobre un material. Dado que la sección eficaz básica para este fenómeno es la sección eficaz de Thomson, la profundidad Compton es simplemente el número de electrones que hay contenidos en un cilindro cuya base es la sección eficaz Thomson y la altura el tamaño de la fuente. Si la profundidad Compton τ es pequeña, mide el número de colisiones Compton que sufrirá el fotón; si es grande (τ >>1) el número de colisiones Compton va como τ2 y se dice que la fuente está Comptonizada. Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales A la vez que los fotones aumentan su energía, los electrones la van perdiendo y el gas electrónico se enfría a través del efecto Compton. Como ya se ha indicado, la potencia radiada por efecto Compton (que es la misma que pierden los electrones) es proporcional a 23 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías γ2 y a la densidad de radiación incidente. Así los electrones más energéticos se enfrían más rápidamente y su distribución de energías se vuelve progresivamente más blanda. Una población de electrones que inicialmente tenga una distribución plana en energías (F(γ)∝constante), por enfriamiento Compton tenderá a una distribución de tipo ley de potencias F(γ)∝γ-2, mientras que una fuente de electrones tipo ley de potencias F(γ)∝γ-Γ terminará ablandando su espectro hasta F(γ)∝γ-Γ-1. No es pues de extrañar que en fuentes compactas, donde se produce Comptonización eficientemente de los electrones, aparezcan leyes de potencias en su distribución energética y a través de otros procesos (por ejemplo radiación sincrotrón) observemos en fuentes astrofísicas de alta energía, espectros en forma de ley de potencias. 24 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales 2.4 Pares electrón-positrón La generación de pares electrón-positrón requiere en primer lugar que las energías de los fotones excedan la masa en reposo del electrón. Formalmente, es necesario que el producto de las energías de los dos fotones que van a crear el par exceda (mc2)2. Por tanto es posible crear pares mediante la interacción de un fotón de baja energía con uno de muy alta energía, siempre que se cumpla la condición anterior. Es de destacar también que la sección eficaz máxima para este proceso se alcanza cuando la media geométrica de las energías de los dos fotones en colisión ronda el MeV, y alcanza un valor de 0.25 veces la sección eficaz de Thomson. Así, no por disponerse de energías mayores se incrementa el número de pares creados. La otra condición imprescindible para que se produzcan pares es que la probabilidad de que colisionen dos fotones energéticos sea elevada. La profundidad para la colisión fotón fotón τγγ tiene su máxima contribución alrededor de energías del orden de mc2 donde la sección eficaz es máxima. La profundidad τγγ supera la unidad cuando el parámetro de compacidad l es grande (60 o más), en cuyo caso se producen pares. 25 Parámetro de compacidad: Es un parámetro sin dimensiones que mide la capacidad de una fuente astronómica para producir pares electrónpositrón. En esencia se trata de que se produzcan suficientes fotones de rayos gamma con la energía apropiada para producir estas partículas (del orden de 1 MeV) en una zona suficientemente pequeña como para que pueda darse este fenómeno en la interacción entre dos fotones. El parámetro de compacidad puede medirse a partir de magnitudes observacionales como la luminosidad de la fuente en rayos X y su tamaño (derivado del tiempo en el que la fuente varía). Asignatura: Astrofísica de Altas Energías La producción y aniquilación de pares da lugar a importantes cambios en el espectro de la radiación emitida. La aniquilación en sí da lugar a una línea de emisión a 511 keV. Pero además se pueden dar cascadas electrón positrón saturadas, es decir, cadenas de procesos de creación y destrucción de pares que hacen que el espectro de la radiación se extienda a energías más altas, modificando así la forma del continuo. Es de destacar ciertas que bajo circunstancias, las cascadas de pares saturadas pueden dar lugar a un espectro en forma de ley de potencias parecido al que se observa en fuentes compactas. 2.5 Radiación de átomos e iones A temperaturas inferiores a los 108 K, algunos átomos todavía conservan parte de sus electrones. Así, además de radiación de frenado por parte de los electrones libres, aparecen también una serie de procesos asociados a la estructura atómica y que son de relevancia en la banda de rayos X. En la siguiente tabla se muestran los más relevantes tanto en emisión como en absorción. Tipo Proceso Línea de emisión Emisión ligado-ligado Continuo de emisión Recombinación radiativa Línea de emisión Descripción Un electrón ligado baja a un nivel de menor energía Captura de un electrón libre hacia un estado ligado Recombinación Captura de un electrón libre dando lugar a dielectrónica un estado doblemente excitado 26 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales Continuo de emisión Continuo a 2 fotones Continuo de absorción Fotoionización Línea de absorción Absorción resonante Emisión simultánea de dos fotones desde un estado metaestable Un fotón libera un electrón ligado Un fotón hace transitar un electrón de un estado ligado a otro de energía mayor Tabla1. Principales procesos de emisión y absorción atómica relevantes en rayos X La intensidad de estas características espectrales depende de las abundancias químicas y también del estado de ionización de las mismas. En los modelos que se utilizan, se consideran básicamente dos fuentes de ionización: los fotones (fotoionización) y las colisiones entre pares de partículas. En una situación de equilibrio de ionización (para la cual no es necesario que se dé también el equilibrio térmico), las ionizaciones deben contrarrestarse por las recombinaciones. Así, se utilizan 3 modelos simplificados para los plasmas según sus características. En el plasma coronal (presente en coronas estelares, restos de supernova , gas atrapado en galaxias y cúmulos de galaxias ), la profundidad óptica es muy baja (τγ<<1) y el gas se dice ópticamente delgado (o transparente). La ionización se ha producido por colisiones. En el caso del plasma nebular, la profundidad óptica es τγ~1 y el plasma está fotoionizado. Esta circunstancia se da en el material alrededor de los núcleos galácticos activos. Finalmente cuando τγ>>1, el gas es ópticamente grueso a la radiación (opaco) y el espectro emitido se asemeja a un cuerpo negro, como en la fotosfera del Sol. Cada uno de estos modelos da una distribución distinta en sus características espectrales, particularmente en las líneas de emisión. Algunas de estas se utilizan como diagnósticos de las condiciones físicas del plasma. Tal es el 27 Equilibrio de ionización: En un plasma en el que el número de ionizaciones (ya sea por fotoionización o por colisiones entre iones) iguale al número de recombinaciones, se dice que está en equilibrio de ionización. En absoluto esta condición requiere que haya equilibrio térmico. Restos de supernova: Ver “Remanente de Supernova”. Cúmulos de galaxias: Agrupaciones de centenares a miles de galaxias en un volumen relativamente modesto (~1 Mpc), atrapadas por el potencial gravitatorio, dominado por materia oscura. Se trata de las estructuras gravitacionalmente ligadas más grandes del Universo. Contienen una gran cantidad de plasma a temperaturas de centenares de millones de grados, también atrapado por la gravedad, en equilibrio hidrostático y que emite grandes cantidades de rayos X. Asignatura: Astrofísica de Altas Energías caso del triplete del Helio (o de cualquier ion al que sólo le queden 2 electrones). La estructura electrónica hace que haya 3 estados excitados, de los que solo uno puede transitar al estado fundamental mediante una transición permitida (dipolar eléctrica) y se llama línea resonante. Las otras dos (de intercombinación y prohibida) corresponden a transiciones magnéticas y por tanto sólo se dan en condiciones de baja densidad, en las que los iones no pueden desexcitarse por una muy improbable Triplete del Helio: Los átomos o iones con dos electrones, presentan un triplete de líneas de emisión muy característico denominado “triplete del Helio”. Una de estas 3 líneas corresponde a una transición dipolar eléctrica y por tanto en teoría cuántica convencional recibe el nombre de “permitida”. Las otras dos líneas del triplete corresponden a transiciones dipolares magnéticas o cuadrupolares, que en condiciones de laboratorio nunca se dan, ya que el átomo se desexcita mediante colisiones. En Astrofísica, sin embargo, en densidades suficientemente bajas esas otras dos líneas (llamadas prohibida y de intercambio) pueden ser más intensas que la línea permitida (o resonante). Midiendo las intensidades del triplete del Helio se puede diagnosticar la densidad del medio. colisión con otra partícula. Los cocientes de intensidades entre estas líneas, permiten medir la densidad del plasma. Estos diagnósticos confieren al triplete del OVII, por ejemplo, una importancia especial en espectroscopía de rayos X. En el fenómeno de la absorción fotoeléctrica, la sección eficaz del proceso es nula para energías del fotón incidente por debajo de la energía de ionización del electrónica correspondiente. Por encima, la sección eficaz cae en aproximación semiclásica como el 28 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales inverso de la energía del fotón al cubo. Esto confiere a un espectro fotoabsorbido una forma muy peculiar, con unos umbrales de absorción para los distintos iones presentes. Dado que la energía umbral de absorción fotoeléctrica de cada electrón depende del estado de ionización del átomo, este se puede inferir a partir del espectro. 2.6 Radiación por núcleos atómicos Los núcleos atómicos pueden excitarse y emitir líneas en la zona de rayos γ. Los dos principales procesos de excitación son el impacto de protones u otros núcleos o bien la creación de isótopos radiactivos en Supernovas u otras explosiones. En las fulguraciones solares se dan a menudo todo tipo de líneas por impacto de protones sobre núcleos, siendo las líneas de 4.438 MeV del 12C y de 6.129 MeV del 16O las más prominentes, que también se observan en el medio interestelar. En la nucleosíntesis explosiva de supernovas, se producen núcleos inestables, algunos de los cuales son de capital importancia ya que se piensa que su decaimiento va paralelo a la curva de luz de la propia explosión. 56 En concreto el decaimiento de Ni→56Co→56Fe es muy relevante, ya que la vida media del isótopo 56Co (77 días) coincide con el decaimiento medio de curvas de luz observadas en supernovas. Otro decaimiento de 29 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías especial relevancia es el del 26Al →26Mg, que tiene una vida media de 1.1 millones de años y sólo se produce en supernovas. El isótopo 26Al tiene una línea de emisión muy fuerte a 1.81 MeV, por lo que los mapas realizados en esta línea nos dan una visión directa de la historia de la formación estelar en el último millón de años. 30 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales 3. TELESCOPIOS DE RAYOS X 3.1 Colimadores Los primeros intentos de limitar la dirección de recepción de rayos X en detectores prácticamente omnidireccionales fueron los colimadores. Se trata de un dispositivo mecánico donde unas paredes metálicas en forma de tubo absorben toda la radiación X que no proviene de la dirección de apuntado, dentro de una tolerancia. Lógicamente para tener una resolución angular elevada, estos tubos debían ser muy altos y muy estrechos. En principio la respuesta angular de un colimador es un triángulo, aunque el hecho de que parte de la radiación puede penetrar por las paredes, suaviza la forma de la respuesta. Además esta depende de la energía del fotón, ya que los rayos X más energéticos penetran más en las paredes. Dado que el área colectora de un tubo colimador es simplemente la base del mismo, que ha de ser pequeña para tener una resolución angular modesta, se apilaban multitud de colimadores idénticos uno al lado del otro, de cara a aumentar el área efectiva sin comprometer la resolución angular. Aún así, en la práctica, la mejor resolución que se ha tenido con un instrumento de estas características es del orden de 1 grado. Para mejorar la resolución angular de los colimadores algunos de ellos se utilizaban en modo barrido, y a ser posible en dos direcciones aproximadamente ortogonales. Así el tiempo real de exposición sobre cada punto del cielo se reducía (y con ello la sensitividad), pero se podía reconstruir la posición de las fuentes con más precisión, conociendo la forma de la respuesta angular. 31 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías Esta idea de “multiplexar ” la señal del cielo, fue la que guió el diseño de un interesante dispositivo conocido como colimador de modulación. Consistía en dos filas de barras por encima del detector, separadas entre ellas una distancia d y espaciadas una separación a. Barriendo una fuente en dirección perpendicular a las barras, la secuencia de luces y sombras a través de las barras permitía reconstruir la posición de la fuente con precisión a/d. Realizando el barrido en dos direcciones perpendiculares se podía medir la posición de la fuente con Multiplexar: Es codificar una señal astronómica a través de un sistema de detección con múltiples canales. El resultado de la multiplexación no es una señal astronómica, y para recuperarla es preciso decodificar o “demultiplexar” la señal obtenida. Un ejemplo es la imagen de una fuente a través de una máscara codificada en un detector de rayos Gamma, lo que produce señal a lo ancho de todo el detector. Para recuperar la imagen real del cielo hay que aplicar una técnica de demultiplexación. precisión en los dos ejes. Sin embargo, este tipo de instrumento tiene problemas para estimar el brillo de la fuente y no se implementó más que en alguna ocasión. 32 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales 3.2 Telescopios de incidencia rasante Focalizar rayos X no es fácil, debido a que los rayos X que inciden perpendicularmente en una superficie son absorbidos por la misma, o la atraviesan, pero nunca se reflejan. La reflexión de rayos X en una superficie metálica solo se puede dar en incidencia rasante, es decir con un ángulo muy pequeño con respecto a la superficie. El ángulo crítico θcr por debajo del cual hay reflexión total para los rayos X, es muy pequeño, aumenta con el número atómico del material y disminuye conforme aumenta la energía de los rayos X incidentes. Como referencia, para una superficie recubierta de oro (Au, número atómico 79), el ángulo crítico es de 1 grado a una energía de 1 keV, sin embargo a 10 keV la reflectividad es prácticamente nula para un ángulo de incidencia de 1 grado. 33 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías Una técnica que se usa para mejorar la reflectividad de las superficies a los rayos X de mayor energía es el conocido como “multicapas ”. Para ello se depositan múltiples capas de material metálico reflector, alternándolas con capas de dieléctrico transparente. Así, los fotones de rayos X que tienen una probabilidad baja de de reflejar en la primera capa metálica, la atraviesa y tiene una segunda oportunidad en la segunda capa metálica y así sucesivamente. El espaciado entre capas se sintoniza a una energía concreta y a esa energía se aumenta la reflectividad 34 Multicapas: Para aumentar la reflectividad de una superficie metálica a los rayos X de alta energía (de hasta 40-80 keV), se recubre la superficie con una secuencia de capas metal-aislante. Los fotones que no se reflejan en la primera capa metálica, se refractan a través del aislante e inciden sobre la siguiente capa metálica donde vuelven a tener una probabilidad de reflejarse. Sintonizando la separación de las capas metálicas con la condición de Bragg, se maximiza la reflectancia a una energía concreta. Si por el contrario se toma una distribución de espesores de las capas metal-aislante, se distribuye este efecto sobre un rango de energías. Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales dramáticamente. Sin embargo en la actualidad se están fabricando también multicapas de espesores distintos (cada capa tiene un espesor diferente) y así se mejora la reflectividad a todo un rango de energías. Finalmente hay que señalar que para que los rayos X se reflejen y se pueda describir este proceso en términos ópticos, es preciso que las superficies reflectoras estén pulidas con una precisión en longitud que sea mejor que la longitud de onda incidente, evitando así que se produzca dispersión. Este pulido es del orden de unos pocos Angstroms para energías de hasta 10 keV, y para energías mayores debe ser mejor. 3.2.1 Diseños ópticos Formar imágenes en rayos X requiere dos reflexiones, ya que de otra forma los haces no convergen. Los diseños ópticos que se han utilizado para efectuar las dos reflexiones son principalmente de dos clases: Kirkpatrick-Baez, donde las superficies reflectoras son cilindros, y de clase Wolter, donde las superficies reflectoras son cuádricas (parábolas, hipérbolas y elipsoides de revolución alrededor del eje óptico). En el primer caso las dos superficies se disponen de forma perpendicular entre ellas. En el caso de la óptica de Wolter, la más utilizada es la de Wolter I , donde hay un paraboloide y un hiperboloide que forman la imagen en el plano focal, dentro de un campo de visión que viene delimitado por el ángulo crítico de las superficies reflectoras. 35 Wolter I: Es el diseño clásico de un telescopio de rayos X. La óptica geométrica fuerza a que haya dos reflexiones para formar una imagen de un objeto situado en el infinito, y la óptica de Wolter I usa como superficies reflectoras un hiperboloide y un paraboloide de revolución confocales. Asignatura: Astrofísica de Altas Energías En un diseño de tipo Wolter I, hay varios parámetros relacionados entre sí y que hay que optimizar en función de las necesidades del telescopio. Típicamente la “superficie utilizable” de los reflectores es pequeña, ya que el ángulo que subtienden a la radiación es del orden de θcr; el cociente entre área efectiva y área geométrica es R2(θcr) sen θcr,, (R(θcr) es la reflectividad de la superficie a la energía correspondiente al ángulo crítico θcr) raramente excede el 8%, por lo que la masa que hay que emplear en la óptica de los telescopios de rayos X es elevada. Por otro lado, la longitud focal a la que se forman las imágenes, crece cuando mayor es la energía de los rayos X a los que se quiere focalizar, dado que el ángulo crítico para las reflexiones se va haciendo pequeño. Pero a la vez, el campo de visión (ángulo sólido cubierto por el telescopio, del orden de θcr) se hace más pequeño. Por tanto, campo de visión y respuesta a energías de rayos X altas son difíciles de compaginar con un solo telescopio. Con el fin de aumentar el área efectiva del telescopio y teniendo en cuenta que la reflexión se produce sólo sobre un anillo y toda la parte central se pierde, se emplea habitualmente la técnica del anidado de espejos unos dentro de otros. Así, en el mismo volumen, se puede aumentar significativamente el área colectora del telescopio, poniendo múltiples pares de espejos concéntricos, teniendo cuidado de que unos no obstruyan el campo de visión de otros, que todos focalicen sobre el mismo punto en el plano focal, y que no se produzcan reflexiones sobre la parte trasera de los espejos que degradarían la calidad de la imagen. 36 Anidado de espejos: Dado que para focalizar rayos X los espejos se tienen que poner prácticamente paralelos a la dirección de llegada de la radiación, con el fin de que ésta rebote en lugar de absorberse por la superficie reflectora, la candidad de rayos X que refleja un solo espejo (o un par de espejos, ya que hacen falta dos reflexiones para formar una imagen) es muy pequeña en proporción a su área. Para incrementar el “área efectiva” de los telescopios de rayos X, en lugar de poner un solo par de espejos, se ponen varios, unos dentro de otros y separados por una mínimo espacio (por el que penetran los rayos X a focalizar). Visto desde el frente, un telescopio de rayos X se asemeja a una cebolla cortada, en la que sólo se ha dejado la piel de cada capa. Esta técnica se llama “anidado de espejos” y hasta la fecha se ha venido utilizando en todos los telescopios de rayos X por incidencia rasante. Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales 3.2.2 Tecnologías de fabricación La calidad de la imagen (medida como la función de dispersión puntual o PSF, que es el tamaña angular que aparenta una fuente puntual), la posibilidad de anidar más o menos pares de espejos unos dentro de otros y la capacidad de conseguir más o menos área efectiva por unidad de masa, dependen de la tecnología que se emplee en la fabricación de los espejos reflectores. Clásicamente se han usado tres tipos de tecnologías: láminas (foils) muy delgadas (hasta unas 150 micras) en las que además se puede aproximar la forma cuadrática por cónica, y dan una PSF de unos 2 o 3 minutos de arco; réplicas sobre patrones, algo más gruesas (unas 300 micras) que se construyen replicándolas sobre patrones de gran calidad y alcanzando resoluciones de hasta 10 ó 15 segundos de arco; y finalmente los espejos monolíticos, gruesos y pesados, con los que se consigue una PSF de hasta 0.5 segundos de arco. Con las tecnologías utilizadas hasta la actualidad hay una relación bastante directa entre la resolución angular del telescopio de rayos X y la rigidez del soporte de los espejos. Ésta última cantidad está también relacionada con la masa por unidad de área efectiva conseguida. Obviamente las mejores resoluciones angulares van acompañadas de una mayor masa de los espejos, lo que en la práctica limita el área efectiva que se consigue. 37 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías En la actualidad se están investigando nuevos sustratos más ligeros (tipo cristal) pero con rigidez parecida a los metales. Y también un nuevo concepto basado microporos, donde las superficies reflectantes son minúsculas, pero conformando grandes estructuras rígidas, con sustrato de Silicio y por tanto muy ligeras. De diseño parecido son los llamados “ojo de langosta”, con los que curvando adecuadamente los poros en distintas direcciones se pueden abarcar grandes zonas del cielo. 38 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales 3.3 Dispersores de longitud de onda En rayos X existen dispositivos, parecidos a los que se utilizan en astronomía óptica, que dispersan direccionalmente los rayos X en función de su longitud de onda. Estos instrumentos deben equiparse con detectores de conteo que registren la posición de llegada de los fotones, que se relaciona con su longitud de onda. 3.3.1 Cristal de Bragg Fue el primero de esta clase de dispersores en construirse, y está basado en el efecto Bragg sobre una red cristalina. Si se hace incidir radiación X sobre una red, cuyas capas sucesivas mantienen el mismo espaciado interatómico d (del orden del Angstrom), la radiación incidente se difracta constructivamente de acuerdo con la condición de Bragg 2d senθ = mλ, siendo m el orden de la difracción. Así, rayos X con longitudes de onda ligeramente distintas se difractan en ángulos distintos y se pueden medir sus longitudes de onda con gran precisión. El principal problema que tienen estos dispersores es que para cada ángulo sólo funcionan en un rango muy limitado de longitudes de onda; para cubrir rangos más amplios hay que barrer distintos ángulos con lo que obtener un espectro se hace muy costoso. Aún así, es posible alcanzar resoluciones espectrales de varios miles (la resolución espectral se define como λ/∆λ). 39 Condición de Bragg: Cuando se hace incidir radiación sobre una red cristalina, se produce difracción (efecto Bragg) solamente cuando se de la llamada condición de Bragg 2d senθ = mλ, donde d es el parámetro de la red cristalina, θ el ángulo de incidencia, λ la longitud de onda de la radiación y m un número entero. Asignatura: Astrofísica de Altas Energías 3.3.2 Redes de difracción El principio físico detrás de su funcionamiento es la difracción, que en este caso debe operar a escalas de unos pocos Angstroms. Las “rendijas” por las que los rayos X deben difractar deben tener escalas de unos Angstroms, conmensuradas con la longitud de onda de los rayos X incidentes. Las leyes de la difracción indican que si el espaciado de la red es d, el ángulo de incidencia es χ y el ángulo de dispersión es θ, se debe cumplir la relación mλ= d (sen θ - sen χ), donde m es el orden del espectro. Los rayos X dispersados según su longitud de onda deben recogerse en un detector sensible a la posición, de tal forma que por el ángulo de salida se mida la longitud de onda del fotón. Para evitar aberraciones ópticas, la red de difracción debe hacerse curvada, con una curvatura L. Si se construye una circunferencia (llamada círculo de Rowland ) de radio R=L/2 y se coloca la red sobre esa circunferencia, los espectros a distintos órdenes se recogen sobre distintos puntos del círculo de Rowland sin aberración. En una red de difracción por transmisión, los rayos X no dispersados (m=0) siguen rectos, y los espectros de órdenes superiores se dispersan de acuerdo a su longitud de onda. La principal ventaja de las redes con respecto al cristal de Bragg es que funcionan en un rango dinámico relativamente amplio. Si se toman dos longitudes de onda separadas por ∆λ, saldrán dispersadas un ángulo ∆θ que cumple la condición m∆λ = d cos θ ∆θ. Para las redes de transmisión, la incidencia se realiza casi de forma normal (θ=0), por lo que ∆λ/∆θ=d/m y por tanto constante en cada orden del espectro. Hay que destacar que la resolución espectral Círculo de Rowland: Si se coloca una red de difracción dispersora en longitudes de onda a la salida de un sistema óptico, el haz dispersado no forma imágenes en general. El círculo de Rowland permite construir un sistema óptico que combina la red de difracción con el telescopio. Para ello el elemento dispersor debe hacerse curvado, con un radio de curvatura L. El círculo de Rowland se construye pasando por la entrada del haz , y con un radio R=L/2, y sobre ese círculo se forma la imagen. En los espectrógrafos de dispersión en rayos X, los detectores de la luz dispersada se colocan sobre el círculo de Rowland. Resolución espectral: La resolución espectral de un espectrógrafo, se define como R=λ/∆λ, donde ∆λ es la separación mínima entre dos líneas espectrales que el espectrógrafo es capaz de distinguir (o resolver) a la longitud de onda λ. En rayos X los mejores espectrógrafos de dispersión de los que se dispone en la actualidad tienen R~500, mientras que en el óptico o el infrarrojo son frecuentes los espectrógrafos de alta resolución con R> 100.000. mejora al disminuir el espaciado de la red d y también mejora con el orden del espectro, aunque en este caso a expensas de reducir la eficiencia. 40 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales En las redes de difracción por reflexión (prácticamente rasante) el espectro de orden 0 es nuevamente la imagen sin dispersar. En este caso los espectros verdaderos se recogen en m<0, con los ángulos de incidencia y dispersado muy cercanos a 90 grados. La resolución espectral es en este caso (sen χ - sen θ)/cos θ ∆θ. Por lo tanto cuanto más rasante es la incidencia (y cos θ más cercano a 0), la resolución espectral se puede hacer mayor. El problema de este tipo de dispersor es su baja eficiencia, aunque se están investigando diseños en los que ésta puede llegar hasta el 30%. [maa_mod5_asig12_imag332_01.png] 3.4 Detectores de rayos X Los detectores de rayos X funcionan como contadores de fotones, a diferencia de lo que ocurre, por ejemplo, en la banda de radio. Además la energía depositada por cada fotón es tan grande que normalmente se puede medir con alguna precisión su energía de forma individual. Esto ha posibilitado desde los inicios de la Astronomía de rayos X la posibilidad de obtener espectros espacialmente resueltos, algo que en otras bandas del espectro se está alcanzando en los últimos tiempos. El detector perfecto en rayos X debería de ser capaz de detectar rayos X individuales y medir con precisión los las siguientes cantidades: coordenadas (posición en el cielo), energía del fotón, tiempo de llegada y polarización . Todo ello con una eficiencia cuántica cercana al 100% y sin ruido de fondo que perturbe la señal cósmica de interés. Naturalmente estas condiciones no se pueden conseguir a la vez, y cada dispositivo tiene sus Polarización: Es una propiedad de la luz, además de su longitud de onda (o frecuencia) y que lleva información astrofísica valiosa. La luz o radiación electromagnética puede venir en dos modos fundamentales, dextrógira o levógira, según el campo eléctrico gire en un sentido u otro en relación a la dirección de propagación. En general la luz natural está despolarizada, lo que quiere decir que contiene una combinación de todas las posibles polarizaciones. Sin embargo los campos magnéticos y la reflexión de la luz dan lugar a polarización que se puede medir. fortalezas y debilidades. 3.4.1 Contadores proporcionales El contador proporcional de gas fue el detector estándar en astronomía de rayos X hasta bien entrada la década de los 90. Su rango operativo va desde una fracción de keV hasta los 20 keV, pudiéndose extender este último al aumentar la presión del gas. Su eficiencia es muy elevada, la resolución temporal del orden del mirco-segundo y se pude 41 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías reducir el fondo de forma eficiente. Como contrapartida ni la resolución espacial ni la resolución espectral son elevadas. Los contadores proporcionales son cámaras de gas, rellenas de algún gas noble (típicamente Argon o Xenon), cruzados por una multitud de barras cargadas (ánodos) que mantienen una diferencia de potencial con el cátodo en la parte inferior. La cámara de gas está cerrada por la parte donde inciden los fotones por una ventana transparente (por ejemplo de Berilio). Cuando un rayo X incide sobre un átomo del gas, este se ioniza y los electrones son acelerados por los ánodos hacia el cátodo. En las sucesivas colisiones con otros átomos de gas se van generando más electrones y se recibe un pulso en el cátodo de cuyo análisis se puede medir el tiempo de llegada, y tener una idea aproximada del rayo X incidente. Además de la forma del pulso electrónico se pueden discriminar eventos que no corresponden con rayos X con una eficiencia muy elevada (más del 99.9% en algunos casos), reduciendo así el fondo no deseado. La resolución espectral con que se puede medir la energía de cada rayo X individual con un contador está relacionada con la energía de ionización w de los átomos del gas (26.2 eV para Ar, 2.5 eV para Xe) y con la ganancia (dependiente del voltaje) del dispositivo. Un rayo X que con energía E arranca en promedio N=E/w electrones en su primera colisión, con una dispersión σ2 N =FN que viene modulada por el factor de Fano F (F~0.17 para Ar o Xe). La diferencia de potencial entre ánodos y cátodo modula la ganancia G (normalmente entre 103 42 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales y 105) que es la que decide el número de pares electrón-ión que se acaban recogiendo en el cátodo P=GN. Esta ganancia se intenta que sea elevada para poder medir con mayor precisión el pulso, pero sin llegar a la saturación. La resolución espectral (donde ∆E es la anchura a media altura de la distribución de energías medidas para un pulso monocromático de energía E) es ∆E/E=2.36 σP/P ~0.35 E-1/2, del orden de 2 a 5. 3.4.2 Placas micro-canal Las placas microcanal consisten en una secuencia de tubos metálicos de pequeño diámetro (entre 2 y 12 micras) y longitud de unos milímetros, que actúan como fotomultiplicadores. Los tubos se mantienen a un voltaje elevado con respecto al cátodo inferior (varios kilovoltios), actuando así como fotomultiplicadores. Cuando un rayos X incide sobre una pared del tubo, arranca electrones que en subsiguientes colisiones acaban produciendo una cascada electrónica que es recogida en el cátodo. Para facilitar la eficiencia del dispositivo (máximo un 30%), se colocan los tubos oblicuamente con respecto a la dirección de observación y con dos o más capas de microcanales. Estos dispositivos funcionan en régimen de saturación, con ganancias (electrones por fotón) del orden de 107 ó 108, por lo que la altura del pulso de electrones detectado es prácticamente insensible a la energía depositada por el fotón. La resolución en energía es por tanto muy baja (∆E/E~1). Sin embargo estos detectores pueden medir la posición de los rayos X con gran precisión. 43 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías 3.4.3 CCDs (Charge-coupled devices) Los CCDs, ampliamente usados para imágenes ópticas tanto en astronomía como en cámaras fotográficas, son dispositivos basados en semiconductores. Un rayo X absorbido por el semiconductor crea un número de pares electrón hueco (es decir, electrones que pasan de la banda de valencia a la banda de conducción del material), y la cantidad de estos electrones se pueden medir a través de la corriente eléctrica. Su ventaja principal sobre los contadores proporcionales es doble: el gap de energía entre las dos bandas es menor (aquí es de unos 3 eV) y por tanto un rayo X produce un elevado número de pares; por otro lado el factor de Fano es unas 2 o 3 veces menor y por tanto el ruido es también menor. Pares electrón-hueco: En un material semiconductor, la banda de valencia está llena de electrones y la banda de conducción, que se encuentra a energía superior (separada de la anterior por un “gap” de energía del orden de unos pocos eV), está totalmente vacía; de esta manera los electrones no se mueven de un lugar a otro y el material no conduce la electricidad. A temperatura mayor, algunos electrones pueden excitarse térmicamente de la banda de valencia a la banda de conducción y junto al hueco que han dejado en la primera, pueden transportar corriente eléctrica. En un dispositivo semiconductor de tipo CCD, cuando un fotón deposita su energía, se producen varios pares electrón-hueco que permiten que el dispositivo conduzca y por tanto dan una señal que puede medirse. Los CCDs trabajan a temperaturas de Nitrógeno líquido para suprimir corrientes oscuras causadas por electrones térmicamente excitados a la banda de conducción. En un esquema simple, un detector CCD consistiría en un semiconductor, rodeado por dos semiconductores “dopados“, uno de tipo “p” (con un exceso de huecos en la banda de valencia) y otro de tipo “n” (con un exceso de electrones en la banda de conducción). Se 44 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales somete el dispositivo a un voltaje adverso para evitar que haya corrientes, y solo cuando un rayo X deposita su energía en el dispositivo se mide una intensidad. La profundidad de la zona útil de deposición está limitada (d~(ρV)1/2, donde ρ es la densidad y V el voltaje), y obviamente guarda relación con la eficiencia cuántica del dispositivo a cada energía. Esta eficiencia puede superar el 90% en los actuales dispositivos, lo que se consigue minimizando el grosor de las capas externas (para evitar que se absorban los rayos X allí sin producir señal) y aumentando el parámetro d. La lectura de la señal en matrices de detectores CCD se consigue transfiriendo la carga acumulada en una dirección determinada y leyendo al final. Este proceso de transferencia de carga tampoco es eficiente al 100%, particularmente para los electrones que están más lejos de la zona de lectura. afectar Esto puede especialmente a la sensitividad del dispositivo a bajas energías de rayos X que, obviamente, generan una señal con menos electrones. La resolución espectral que se alcanza en los CCDs viene determinada por tres componentes ∆E=2.36 [ σN 2+ σR 2 +σA 2], donde el ruido de contaje σN es mucho menor que en los contadores proporcionales (al ser menor el factor de Fano), σR es el ruido introducido por la transferencia de carga y σA el ruido introducido por el amplificador (ruido de lectura). Los detectores actuales de este tipo alcanzan resoluciones del orden de unos 150 eV, E/∆E ~ 20-50. 45 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías Los CCDs en rayos sufren varios efectos que hay que intentar minimizar. Uno de ellos es el “pile-up” o apilado de los electrones provenientes de más de un fotón antes de que se lea el pixel. Esto da como resultado que se leen menos fotones y con más energía, y la única solución es acortar el tiempo de exposición, aumentando la frecuencia de lectura. En los últimos tiempos se han “Pile-up” o apilado: En varios tipos de detectores de rayos X (por ejemplo los basados en semiconductores de tipo CCD) ocurre que durante el corto tiempo en que el detector está expuesto a los rayos X, llega más de uno. El sistema de lectura simplemente concluye que ha llegado un solo fotón con la energía que suman entre los distintos fotones que han llegado en realidad. Esto impide al detector obtener la distribución espectral correcta (número de fotones que llegan a cada energía). empezado a desarrollar detectores de pixels activos y en concreto los de tipo DEPFET donde cada pixel se “descarga” independientemente de los demás y con mayor frecuencia. 3.4.4 Detectores criogénicos En los últimos tiempos se han empezado a desarrollar detectores que operan a temperaturas muy bajas (del orden del K o inferiores) con el fin de mejorar la resolución espectral, es decir la medida de la energía da cada uno de los rayos X individualmente. Una dificultad importante es que la cadena de refrigeración que lleva hasta temperaturas por debajo del grado Kelvin es compleja, con distintos refrigeradores encajados, algunos de ellos utilizando fluidos. Esto que en tierra es corriente, en el espacio añade masa, consumo de potencia, complejidad, necesidad de redundancia en la mayoría de los sistemas y la posibilidad (como ha ocurrido) que una fuga en un criostato arruine el funcionamiento del instrumento. 46 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales Los microcalorímetros basados en semiconductores aprovechan el hecho de que la resistividad del material varía de forma muy abrupta con la temperatura a bajas temperaturas. Si se mantiene el material a una temperatura determinada T, la absorción de un rayo X calienta el dispositivo y al aumentar la resistividad esto se detecta en las corrientes que circulan por el mismo. El dispositivo está conectado a un baño térmico hacia el que termina descargando su exceso de calor en un tiempo relativamente largo del orden de los milisegundos. La precisión con la que se puede medir la energía del fotón escala como T5/2 (que tiene que ver con la dependencia de la capacidad calorífica del dispositivo) y se están consiguiendo valores de alrededor de 10 eV o menos. Un problema potencial de todos estos dispositivos de tipo bolómetro es el tiempo relativamente largo de “recuperación” una vez se ha absorbido el fotón. Si entre tanto llega otro fotón, no siempre es posible discernir la señal entre ambos. 47 Bolómetro: Un bolómetro es un dispositivo para medir la energía depositada por la radiación electromagnética. Consiste en un absorbente que optimiza la capacidad de detección de la radiación, un sensor que mide la energía depositada y una conexión a un baño térmico que descarga el dispositivo del calor recibido y lo pone en disposición de detectar nueva radiación. En el caso de los rayos X, los bolómetros miden la energía de cada fotón incidente por separado. Como detectores de radiación submilimétrica o infrarroja, los bolómetros miden en realidad el flujo de calor (potencia) que cicrcula hacia el baño térmico. Asignatura: Astrofísica de Altas Energías Un nuevo tipo de calorímetro en desarrollo es el basado en sensores de transición abrupta (TES – Transition Edge Sensors ). Ahí un absorbente está en contacto con un sensor térmico que consiste en una bicapa de metal superconductor-normal, que está mantenido a temperatura en la que el sensor es superconductor. Cuando un rayo X deposita su energía en el absorbente, la Sensores de transición abrupta (TES – Transition Edge Sensors): Termómetros extremadamente sensibles a variaciones térmicas que operan a temperaturas criogénicas (por debajo de 1 Kelvin). Se trata de un metal superconductor que opera a temperatura justo por debajo de la transición a metal normal. Un ligero incremento en la temperatura saca al TES de su estado superconductor, o que puede medirse de inmediato. temperatura del sensor sube y pasa a comportarse como un metal normal. En principio este tipo de sensores pueden proporcionar una mejor resolución espectral que los calorímetros basados en semiconductores, dada la más abrupta dependencia de la resistividad con la temperatura. Los prototipos actuales se están acercando a una precisión en la medida de la energía de los fotones del orden de los 2 eV. Sin embargo el tiempo de descarga de estos dispositivos sigue siendo mínimo de 100 microsegundos. Hay también desarrollos en otros tipos de dispositivos detectores criogénicos que no funcionan como calorímetros. Entre otros los KIDS (Kinetic Inductance Detection Systems), los bolómetros magnéticos, o las uniones túnel superconductoras (Superconducting Tunnelling Junctions). Estos últimos se han probado concierto éxito como detectores en la 48 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales banda óptica y ultravioleta, destacando por su elevada resolución temporal. Consisten en dos láminas delgadas superconductoras separadas por un aislante, y con la corriente Josephson suprimida con un campo magnético. Al incidir un rayo X, se rompen pares de Cooper (del orden de un millón para 1 keV) que producen una corriente medible y proporcional a la energía depositada, que se puede medir con una precisión de unos pocos eV. Lamentablemente estos dispositivos escalan mal por encima de las 50 micras. 3.4.5 Polarímetros Hay dos métodos que se han concebido para medir la polarización de rayos X en órbita. El primero de ellos utiliza el hecho de que en una difracción Bragg (como en cualquier reflexión a 45 grados en electromagnetismo) la cantidad de radiación resultante depende de la polarización de la luz incidente. Así, se hace incidir el haz de rayos X del telescopio sobre un cristal de Bragg a 45 grados y se recoge la radiación. Para medir la polarización, sin embargo, hace falta rotar el cristal, lo que hace la operación complicada. También hay que 49 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías tener en cuenta que al tratarse de difracción Bragg es prácticamente monocromática en función del parámetro de red del cristal. En los últimos tiempos se ha desarrollado un método novedoso que utiliza la dependencia en la polarización del fotón incidente de la dirección de salida del electrón en el efecto fotoeléctrico. Si se pude medir la traza del fotoelectrón (o se puede componer la traza usando varios fotoelectrones), a base de disponer de un detector con suficiente resolución espacial, la dirección preferida de los fotoelectrones medida antes de que se difundan, está alineada con la dirección de polarización del rayo X incidente. Esta técnica se ha probado con éxito en el laboratorio y tiene, entre otras ventajas frente al polarímetro de Bragg, que no necesita rotación. 50 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales 4. TELESCOPIOS DE RAYOS GAMMA DE BAJA ENERGÍA 4.1 Máscaras codificadas La formación de imágenes por encima de 30-40 keV no se consigue con las técnicas de incidencia rasante que usan en rayos X. La técnica clásica que se ha empleado a partir de estas energías y hasta unos MeV es la de las máscaras codificadas, sobre un detector sensible a posición. Las máscaras codificadas consisten en una secuencia de huecos y zonas opacas sobre el detector, de manera que los rayos γ penetran por varios de los huecos y producen señal en distintas partes del detector. La señal que producen en el detector está por tanto espacialmente multiplexada y para extraer la imagen original es imprescindible por tanto aplicar técnicas de reconstrucción. Hay que destacar también que no solo la señal sino también el ruido se distribuye por todo el detector. La energía máxima a la que funcionan estos dispositivos de codificación de imagen viene dictada por el hecho de que las máscaras sean verdaderamente opacas en las zonas donde tienen que serlo. Las máscaras codificadas pueden proyectarse sobre la mitad del campo cubierto por el detector, en cuyo caso hay zonas del cielo dentro del campo de visión con “cobertura parcial”. También pueden construirse con un tamaño que doble el del detector, en cuyo caso en ángulo sólido que ve el detector está cubierto de forma uniforme. 51 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías 4.2 Telescopios Compton En la banda de energías entre 0.3 y 30 MeV funcionan los llamados telescopios Compton. Estos telescopios tienen dos zonas de detección separadas espacialmente, en la primera de las cuales (llamada convertidor) los rayos γ se espera que sufran efecto Compton. El rayo γ comptonizado sale con una energía menor que el incidente y en una dirección distinta a la de entrada. La energía depositada en el electrón se puede medir y es la que ha perdido el fotón en su interacción. El fotón comptonizado sigue su viaje hasta la siguiente capa de detección donde es absorbido y se puede medir su energía. Gracias a las leyes del efecto Compton, se puede reconstruir fácilmente no solo la energía del fotón incidente sino también el ángulo de incidencia del fotón original con respecto a la recta que une el punto donde se ha producido el efecto Compton en el convertidor y la absorción. No se puede reconstruir para cada fotón el ángulo acimutal con respecto a esa dirección, por lo que hace falta recoger más fotones para poder determinar la presencia de fuentes. 52 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales 4.3 Telescopios de pares electrón-positrón Los rayos γ de energía superior a unas decenas de MeV son capaces de crear pares electrón-positrón cuando interactúan con la materia. Este principio es el que aprovechan los telescopios de pares electrón-positrón en los que se introducen capas de material pesado (plomo o similar) que actúan como convertidores, e inmediatamente debajo trazadores de partículas. Así el rayo gamma tiene varias opciones de crear un par electrón-positrón al atravesar varias de estas capas, y una vez producido las trayectorias del electrón y el positrón son trazadas y sus energías medidas al final en un calorímetro. Reconstruyendo la trayectoria de los pares (cuantas más capas se coloquen dentro de la cámara mejor la resolución espacial), se puede conocer la dirección del rayo γ incidente y su energía. Esta técnica se está aplicando hasta energías de decenas de GeV. 53 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías 4.4 Lentes de Laue El futuro en la obtención de imágenes de rayos γ de baja energía parece estar en las lentes de Laue. Se trata en este caso de un mecanismo de focalización auténtica de los rayos γ que extiende el uso de los recubrimientos multicapa que se utilizan en rayos X. Las lentes de Laue están basadas en el efecto Bragg sobre un cristal tridimensional con estructura cristalina perfecta, donde la difracción Bragg, a diferencia de lo que ocurre en rayos X, no se realiza solamente en la superficie del cristal sino también en los distintos planos cristalinos de su interior. La condición de Bragg 2d sen 2θB = m λ implica ángulos de Bragg muy pequeños para separaciones interatómicas d habituales. El ángulo total de deflexión del rayo γ (2θB) es por consiguiente muy pequeño, por lo que la distancia focal debe ser muy grande. 54 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales La condición de Bragg implica que el telescopio focaliza los rayos gamma a una distancia distinta según su energía y por tanto lleva implícita la monocromaticidad. Para conseguir un rango dinámico más amplio, se disponen cristales de Bragg a distintas distancias del eje óptico y con orientaciones ligeramente distintas. Los prototipos de lentes de Laue que se están construyendo pueden focalizar rayos γ de varios centenares de keV. 4.5 Detectores Los detectores directos de rayos γ tienen necesitan tener una capacidad de parar fotones muy energéticos y si es posible medir su energía individualmente. Los primeros detectores fueron de tipo centelleadores, como de yoduro de Cesio o de Sodio, con alguna clase de activación (por ejemplo Talio). Más recientemente se han fabricado centelleadores de Germanato de Bismuto, muy sensibles. Estos detectores actúan al producir efecto fotoeléctrico los rayos γ, ionizando la molécula iónica correspondiente. A energías por debajo del MeV se están empleando detectores sólidos, que se pueden cortar a dimensiones más pequeñas que los centelleadores y proporcionan por tanto mejor resolución espacial. En la actualidad estos detectores son de Germanio o de CdZnTe y funcionan de forma parecida a un CCD, ya que el rayo γ lo que hace es crear un gran número de pares electrón-hueco en el material. Las resoluciones espectrales que se pueden alcanzar son de hasta E/∆E=500. 55 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías 5. TELESCOPIOS DE RAYOS GAMMA DE MUY ALTA ENERGÍA La posibilidad de detectar fotones de rayos γ de muy alta energía (del orden del TeV) desde sondas espaciales antes de que se extingan en la atmósfera es prácticamente imposible, debido a la cantidad de material que hace falta para que el fotón sea detectado. Así pues, la detección de rayos γ con energías del orden del TeV se realiza de forma indirecta desde tierra, en algo que se ha dado en llamar “TeVastronomía” y que por motivos culturales forma parte del elenco de las “Astropartículas” junto a la detección de rayos cósmicos, neutrinos, materia oscura y otros posibles mensajeros. 5.1 Interacción de rayos γ con la atmósfera terrestre Los telescopios de rayos γ desde tierra utilizan de hecho la atmósfera terrestre como parte integral del proceso de detección de los fotones. El proceso dominante que ocurre en primera instancia cuando un fotón de alta energía entra en la atmósfera es la creación de un par electrón-positrón al chocar con algún núcleo de las moléculas de aire (este efecto domina sobre el efecto fotoeléctrico o el efecto Compton a partir de unos pocos MeV). El 56 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales electrón y el positrón producidos poseen una energía cinética gigantesca, por lo que viajan prácticamente a la velocidad de la luz (v<c), de hecho a velocidad superior a la velocidad de la luz en el aire (v>c/n, donde n es el índice de refracción de la atmósfera). Esta condición se da cuando la energía del electrón o el positrón es superior a los 24 MeV (para atmósfera a nivel del mar) y da lugar a efecto Cherenkov. El efecto Cherenkov consiste en que la partícula en movimiento genera pulsos electromagnéticos que viajan a la velocidad de la luz en el medio y por tanto más lentamente que la propia partícula; dichos pulsos se superponen formando un frente de onda plano que se abre un ángulo θ que viene dado por la condición cos θ = c/vn. Para el aire, a nivel del mar, este ángulo es pequeño (1 grado) y a mayor altura donde el índice de refracción es más próximo a 1, el ángulo es más pequeño. Así, tanto el electrón como el positrón acaban produciendo una cascada atmosférica de fotones (un fotón de 1 TeV produce hasta un millón de fotones), inicialmente con un espectro de tipo λ-2, pero que debido a la extinción a longitudes de onda cortas, se recibe principalmente en la zona ultravioleta o muy azul del espectro óptico. La atmósfera ha convertido por tanto al fotón gamma en una “ducha” de fotones azules, que se abre un cierto ángulo alrededor de la dirección del fotón incidente. Desafortunadamente hay también otros efectos en la atmósfera que producen también radiación, particularmente como resultado de la entrada en la atmósfera de rayos cósmicos (protones y otros núcleos atómicos). El principal proceso primario cuando un protón de alta energía entra en la atmósfera es la creación de piones, mediante la colisión con otro nucleón de la propia atmósfera. Por encima de una energía umbral un umbral de unos 300 MeV, la colisión de un protón con otro nucleón puede dar lugar a cualquiera de los tres tipos depiones (π0 π+ π-), cuya vida media es extremadamente corta (~10-16 s). En su desintegración los piones dan lugar a fotones (π0→ γ + γ) , o a neutrinos y muones π± → µ± + υµ que a su vez pueden decaer en electrones/positrones y más neutrinos (µ± → e± + υµ + υe). Después de la desintegración de los piones por tanto se acaban produciendo electrones y positrones, y al igual que en la cascada provocada por un rayo γ dan lugar a radiación Cherenkov . La diferencia esencial de la cascada fotónica con la cascada hadrónica es su distribución espacial, mucho más ancha en el último caso debido a que los piones se dispersan lateralmente antes de 57 Radiación Cherenkov: Ver Efecto Cherenkov. Asignatura: Astrofísica de Altas Energías desintegrarse y dar lugar a la radiación Cherenkov. 5.2 Telescopios Cherenkov Este tipo de telecsopios detectan la radiación producida por los electrones de muy alta energía en la atmósfera, provenientes del efecto Cherenkov causado por rayos γ de muy alta energía. El desarrollo longitudinal de las cascadas Cherenkov producidas por fotones predice que el máximo de produce a unos 10 kilómetros de altitud, que es a la que apuntan de hecho los telescopios Cherenkov. La apertura de la cascada es del orden de 1 grado, por lo que se desparrama en un círculo de unos 100 metros de radio, en un tiempo de unos pocos nanosegundos. Los telescopios de este tipo cubren solo una pequeña fracción de la zona en la que se deposita la energía de la radiación Cherenkov. 58 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales La luz Cherenkov resultante de una cascada producida por un fotón está mucho más concentrada que la producida por hadrones, y esto se utiliza para eliminar las detecciones de eventos hadrónicos que contribuyen al ruido. Las trazas Cherenkov procedentes de fotones son muy direccionales y dejan en los detectores una señal espacialmente elipsoidal, el semieje de este elipsiode permite extrapolar la dirección de incidencia del fotón inicial. Una técnica que mejora sustancialmente la sensitividad de los telescopios Cherenkov es la estereoscopía. Con dos o más telescopios observando la luz Cherenkov del mismo fotón incidente se puede en primer lugar rechazar eventos que no provienen de rayos γ, ya que estos tienen que ser simultáneos. Además, la detección del mismo evento desde distintos puntos permite localizar la dirección del fotón incidente com precisión A energías por debajo de los 0.1 TeV, la cantidad de luz Cherenkov es menor y por tanto los telescopios que la recogen deben tener mayor apertura y detectores muy sensibles. 59 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías 6. OBSERVATORIOS EN ÓRBITA Y EN TIERRA 6.1 Rayos X Como ya se ha indicado anteriormente, la astronomía de rayos X nació en 1962, gracias al descubrimiento de la emisión por parte de Sco X-1 (estrella binaria de rayos X de baja masa) y del fondo de rayos X. Al cohete pionero de Giacconi y colaboradores, le siguieron otros a lo largo de la década de los 60, que fueron Estrella binaria de rayos X: La mayoría de estrellas binarias compactas son fuertemente emisoras de rayos X, debido a que la materia que se transfiere de la estrella normal a la estrella compacta forma un disco de accreción que adquiere temperaturas de millones de grados. En este caso se llaman binarias de rayos X. mejorando la percepción del Universo. En 1970 se lanzó UHURU desde Kenia, con una carga útil que consistía en contadores proporcionales cuyo campo de visión estaba limitado por colimadores. UHURU barrió el cielo varias veces y proporcionó el primer catálogo con algunos centenares de fuentes de rayos X en todo el Universo. En 1977 la NASA lanzó otro satélite llamado HEAO-1 (High Energy Astrophysics Observatory) con 4 experimentos a bordo, entre ellos un contador proporcional con campo de visión colimado con dos ángulos sólidos distintos lo que permitió medir con precisión la intensidad del fondo de rayos X. También llevó a bordo otro instrumento con un colimador de modulación que consiguió posicionar con precisión del orden del minuto de arco cientos de fuentes de rayos X. 60 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales Al entrar en la década de los 80, se pusieron en órbita los primeros telescopios de incidencia rasante. El observatorio Einstein (1979-1983) de la NASA llevaba a bordo un telescopio de rayos X blandos (de energías hasta 3 keV), además de un detector de estado sólido tipo CCD y un espectrómetro de cristal de Bragg. En el plano focal del telescopio, dos instrumentos intercambiables, un contador proporcional sensible a la posición (con resolución angular de 1.5 minutos de arco) y una placa microcanal con resolución de unos pocos segundos. Una misión parecida de la ESA, EXOSAT, llevaba a bordo también un telescopio de rayos X blandos y contadores proporcionales para estudiar fuentes variables. ROSAT (1990-1998), un observatorio de rayos X blandos fruto de una colaboración entre Alemania, Reino Unido y Estados Unidos, constaba también de un telescopio sensible hasta los 2 keV y que podía realizar imágenes con resolución de hasta 4 segundos de arco sobre un detector tipo placa microcanal. Con un contador proporcional sensible a la posición, ROSAT realizó un barrido de todo el cielo, produciendo el mayor catálogo de fuentes de rayos X hasta entonces. En la década de los 90 se lanzaron los primeros telescopios capaces de focalizar rayos X de hasta casi 10 keV, y con detectores tipo CCD en el plano focal. El caso más destacable fue ASCA (1993-2001), misión de la agencia espacial Japonesa, con 4 telescopios tipo láminas delgadas, que focalizaban los rayos X en CCDs (dos de ellos) y centelleadores de gas los otros dos. La mejora en la resolución espectral que aportaron los CCDs abrió nuevas 61 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías oportunidades y muchos descubrimientos. También RossiXTE, lanzado en 1995, y equipado con contadores proporcionales y colimadores, ha sido clave para estudiar el Universo variable. A punto de entrar en el Siglo XXI, las agencias espaciales NASA y ESA pusieron en órbita sendos grandes observatorios de rayos X, que definitivamente han puesto la observación de rayos X en la agenda de toda la astronomía. Chandra (lanzado en Julio de 1999 por la NASA) cuenta con un único telescopio de rayos X, con óptica monolítica (zerodur), por lo que puede alcanzar una resolución espacial de menos de 1 segundo. En el plano focal dispone de detectores tanto CCD como placas micro canal. Además puede interceptar el haz con dos redes de difracción por transmisión, que cubren distintos rangos espectrales dentro de los rayos X < 10 keV. ESA puso en órbita XMM-Newton en Diciembre de 1999. Consta de 3 telescopios de rayos X coalineados fabricados con la técnica de réplica, sobre planchas de Níquel. Su resolución espacial es peor que en Chandra (15 segundos), pero a cambio tiene un área efectiva entre 3 y 10 veces mayor. En los planos focales dispone de detectores CCD y además 2 de los 3 telescopios están interceptados por sendas redes de difracción por reflexión que dispersan los rayos X con una resolución espectral de 200. Estos instrumentos se complementan con un monitor óptico. 62 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales A estos grandes observatorios se ha sumado Swift, satélite de la NASA cuyo objetivo es localizar estallidos cósmicos de rayos gamma. Equipado con un detector de rayos X duros, y un telescopio de rayos X y otro en el óptico y ultravioleta, Swift ha sido fundamental para comprender la naturaleza de estos estallidos. También la agencia espacial Japonesa ha puesto en órbita Suzaku, con 5 telescopios (óptica de láminas delgadas y por tanto baja resolución angular) en cuyo plano focal lleva 4 CCDs y un calorímetro de semiconductor que lamentablemente quedó inutilizado al poco del lanzamiento por una fuga en el criostato. Suzaku viene también equipado con un detector de rayos X duros. El futuro está probablemente en un observatorio de rayos X de cielo profundo como IXO (International Xray Observatory), capaz de superar Chandra y XMMNewton en sensitividad en más de un órden de magnitud y también en resolución espectral para objetos puntuales y extensos. Acompañando a esta misión, es también importante disponer de observatorios de gran campo de visión que sean capaces de cartografiar el cielo de rayos X al completo y con una profundidad competitiva. 63 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías 6.2 Rayos gamma de baja energía Las primeras misiones de rayos γ de baja energía con impacto científico significativo fueron SAS-2 (NASA) y COS-B (ESA). Esta última se puso en órbita en 1975 y durante casi 7 años estuvo observando el cielo en rayos γ de energía entre 50 MeV y 5 GeV. COS-B llevaba a bordo como única carga útil un telescopio de pares electrón-positrón con dispositivos de veto. Produjo un catálogo de 25 fuentes de rayos gamma. En 1991 NASA puso en órbita el Compton Gamma Ray Observatory, que contenía 4 experimentos, entre ellos BATSE (descubridor de multitud de estallidos cósmicos de rayos gamma en el rango 20 keV hasta 1 MeV), un telescopio Compton (Comptel) sensible entre 1 y 30 MeV, y EGRET un telescopio de pares electrón-positrón sensible hasta los 30 GeV. GRANAT, una compleja misión de la agencia espacial soviética, llevaba a bordo entre otra multitud de instrumentos, un detector de rayos γ de baja energía con máscara codificada. En la actualidad, el panorama internacional en las misiones de astronomía γ de baja energía está dominado por INTEGRAL (ESA, lanzado en 2002) y FERMI (NASA, lanzado en 2008). INTEGRAL posee dos instrumentos principales, uno de imagen (IBIS) y otro para espectroscopía (SPI) en la zona de rayos γ, y dos monitores, uno rn rayos X (JEM-X) y otro en el óptico (OMC). SPI alcanza una resolución espectral de 2.2 keV a 1 MeV pero su resolución angular es de 2.5 grados. Por el contrario, IBIS alcanza una resolución de 12 minutos sobre un campo de 30 grados. Ambos instrumentos, y también JEM-X, reciben la radiación multiplexada gracias a máscaras codificadas. 64 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales FERMI es el puente que une los rayos γ que se detectan desde el espacio con los que se recogen desde tierra con los telescopios Cherenkov. Posee dos instrumentos, un monitor auxiliar de estallidos de rayos γ, y el principal llamado LAT que es un telescopio de pares electrón-positrón extremadamente sensible, y que cubre desde 30 MeV hasta 300 GeV. Muy posiblemente el siguiente paso en la astronomía γ da baja energía consista en un observatorio capaz de focalizar a energías de centenares de keV con lentes de Laue (al estilo del proyecto GRI – Gamma Ray Imager), posiblemente complementado con telescopios Compton avanzados y eficientes para el rango de los MeV. 6.3 Rayos gamma de alta energía El precursor de los telescopios Cherenkov en tierra fue Whipple, con 10 metros de diámetro. Con el mismo diseño, VERITAS consiste hoy en día de 4 telescopios de 12 metros de apertura en Arizona. HEGRA, en el Roque de los Muchachos, llegó a tener hasta 5 telescopios Cherenkov y desarrollo muy especialmente la obtención de espectros. En 2002 HEGRA fue decomisionado y la comunidad europea se dividió en dos grandes proyectos: HESS y MAGIC. HESS decidió centrarse en el rango energético del TeV y usando estereoscopía desde el principio. Situado en Namibia contiene 4 telescopios de 12 metros de diámetro y se están construyendo más. Por el contrario MAGIC (que ocupó el lugar de HEGRA en el Observatorio del Roque de los Muchachos) se centró en abrir el espectro por debajo de 0,1 TeV, para lo que los telescopios tienen que tener mayor superficie colectora (17 metros de diámetro) y fotodiodos especialmente sensibles a baja energía. MAGIC dispone en la actualidad de dos telescopios operativos, lo que le permite usar la estereoscopía. 65 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías El futuro de la detección de los rayos γ de alta energía desde tierra pasa por el proyecto CTA (Cherenkov Telescope Array), que reunifica los esfuerzos de Europa en lo que será el primer observatorio verdadero en esta banda del espectro. 66 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales 7. UN PASEO POR EL UNIVERSO EN ALTAS ENERGÍAS Las observaciones del Universo en altas energías con corrientes en todo tipo de objetos astronómicos. Esto es particularmente cierto en rayos X, donde existen verdaderos observatorios que han alcanzado sensitividades suficientes para poder abarcar fuentes suficientemente débiles. La sensitividad de los observatorios de rayos γ de baja energía no ha alcanzado todavía esos niveles, y probablemente sólo estamos viendo con INTEGRAL o con FERMI los casos más extremos del Universo. En rayos γ muy energéticos no se dispone todavía de observatorios, ya que VERITAS, MAGIC y HESS se consideran todavía experimentos. Así, esta banda del espectro está en plena etapa de exploración de una nueva ventana. Un rápido paseo por el Universo en altas energías nos revela, entre otras cosas: La emisión del Sol reflejada en la Luna, en Venus o en cometas como Hyakutake: 67 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías Las auroras en los polos de Júpiter: La emisión de la atmósfera de Júpiter causada por el impacto de un fragmento del cometa Shoemaker-Levy en su atmósfera. 68 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales La plétora de líneas de emisión del plasma coronal que revelan las estrellas activas, y con las que se puede diagnosticar el propio plasma: Restos de supernovas, en las que las ondas de choque han acelerado partículas que emiten radiación de muy alta energía: 69 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías Púlsares y vientos desarrollados por la explosión de la supernova: Púlsares: Son estrellas de neutrones con un fuerte campo magnético en su superficie (del orden de 1012 Gauss) que, al igual que en la Tierra, no está alineado con el eje de rotación de la estrella. La radiación (principalmente en radio, pero también a otras longitudes de onda) escapa a lo largo de la dirección del campo magnético, con lo que un observador alejado ve algo parecido a un faro. El primer púlsar fue descubierto por Jocelyn Bell-Burnell y su supervisor Anthony Hewish, motivo por el cual este ultimo recibió el Premio Nobel de Física en 1979. 70 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales Estrellas de neutrones , donde las líneas de absorción ciclotrón permiten medir la intensidad del campo magnético en su superficie: Estrellas de neutrones: Entre los últimos estadios de la evolución estelar, algunas estrellas terminan en forma de una explosión y dejan un núcleo compacto en forma de una estrella de neutrones. Por definición, en una estrella de neutrones la atracción gravitatoria de la propia materia se compensa por la presión de degeneración de los nucleones (neutrones y protones). Una estrella de neutrones tiene un radio de unos 10 kilómetros y una masa ligeramente superior a la masa del Sol. En su interior la densidad alcanza hasta 10 veces más que la densidad del núcleo atómico, por lo que el comportamiento de la materia a esas densidades (y temperatura baja comparada con la energía de Fermi) no está verificado experimentalmente. Existen por tanto incertidumbres en la física a esas densidades que las medidas precisas de la masa y el radio de estrellas de neutrones ayudarán a definir). 71 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías Líneas de absorción fotosféricas en estrellas de neutrones, fuertemente desplazadas hacia el rojo por la gravedad: Estrellas binarias en acreción : Estrellas binarias en acreción: En el caso de binarias compactas, en las que la estrella “normal” o donante está cediendo masa a la compañera compacta, la materia se dispone alrededor de esta última en forma de una estructura plana ópticamente gruesa y geométricamente delgada que gira alrededor de la estrella compacta y se denomina disco de acreción. Este disco se calienta a temperaturas de muchos millones de grados y emite abundantes rayos X. 72 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales Nuestro entorno interestelar, visto en rayos X blandos, en el que se ve el “Cygnus loop”, remanente de una supernova : Remanente de una supernova: Algunas estrellas, aisladas o en sistemas binarios, pueden terminar sus días en una explosión de Supernova. Estas explosiones arrojan al medio interestelar circundante grandes cantidades de material químicamente enriquecido y muy energético, que se puede ver en rayos X y rayos gamma. Estamos hablando de un remanente o resto de Supernova. 73 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías El cielo entero visto en rayos gamma muy energéticos: El centro de nuestra Galaxia en rayos X y rayos γ, en ambos casos altamente variable. 74 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales La galaxia de Andrómeda en rayos X, en la que se ve una importante población de binarias de rayos X y un agujero negro supermasivo en su centro. Emisión difusa de los cúmulos de galaxias, producida por gas a muchos millones de grados, atrapado en el pozo de potencial gravitatorio. 75 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías Galaxias activas, cuya emisión en alta energía proviene del disco de acreción que rodea el agujero negro supermasivo y del chorro de electrones relativistas. 76 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales 77 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías El fondo de rayos X, altamente isótropo en gran escala, fuera de la contribución de nuestra galaxia. 78 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales Los estallidos cósmicos de rayos gamma, las fuentes más energéticas del Universo. 79 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías 80 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales GLOSARIO AGUJERO NEGRO Es una concentración de masa en la que el campo gravitatorio en su superficie es tan grande, que ni tan siquiera la luz puede escapar. Técnicamente, esto significa que la “velocidad de escape” en la superficie de este astro, o velocidad mínima que debe tener un cuerpo hacia arriba para que la gravedad del astro no consiga que vuelva a caer, sea la velocidad de la luz. Si la masa del Sol se consiguiera comprimir en una esfera de radio 3 kilómetros, la velocidad de escape en la superficie sería la velocidad de la luz y tendríamos un agujero negro supermasivo. Para un cuerpo de masa M se define el Radio de Schwarzschild como 2GM/c2 (G es la constante de la gravitación universal y c la velocidad de la luz); si el cuerpo es más pequeño que este radio, es un agujero negro, al ser su velocidad de escape superior a la velocidad de la luz. AGUJERO NEGRO SUPERMASIVO Además de los agujeros negros de tamaño estelar, cuya masa es de unas pocas veces la masa del Sol, y que resultan de la evolución de estrellas masivas, existe en el centro de cada galaxia un agujero negro “supermasivo”, cuya masa oscila entre los cien mil soles y miles de millones de soles. Hay varios modelos para el origen de estos agujeros negros supermasivos, que incluyen la explosión de estrellas de población III (de primera generación, con elementos químicos primordiales) o el colapso directo de grandes masas de gas. Las semillas de estos agujeros negros supermasivos (que pueden variar desde unas decenas a varios miles de masas solares según el modelo) han crecido después a base de acretar materia (en forma de gas, estrellas o incluso agujeros negros más pequeños) y/o de fusionarse entre ellos. En estos procesos de creciemiento se emite una enorme cantidad de radiación (particularmente en rayos X y gamma), y en el caso de fusiones también se emiten ondas gravitatorias. La mayoría de los agujeros negros supermasivos están quietos en la actualidad (por ejemplo, el de nuestra Galaxia, con 4 millones de soles), pero en el pasado muchos más han estado activos, en pleno crecimiento. ANIDADO DE ESPEJOS Dado que para focalizar rayos X los espejos se tienen que poner prácticamente paralelos a la dirección de llegada de la radiación, con el fin de que ésta rebote en lugar de absorberse por la superficie reflectora, la candidad de rayos X que refleja un solo espejo (o un par de espejos, ya que hacen falta dos reflexiones para formar una imagen) es muy pequeña en proporción a su área. Para incrementar el “área efectiva” de los telescopios de rayos X, en lugar de poner un solo par de espejos, se ponen varios, unos dentro de otros y separados por una mínimo espacio (por el que penetran los rayos X a 81 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías focalizar). Visto desde el frente, un telescopio de rayos X se asemeja a una cebolla cortada, en la que sólo se ha dejado la piel de cada capa. Esta técnica se llama “anidado de espejos” y hasta la fecha se ha venido utilizando en todos los telescopios de rayos X por incidencia rasante. “BEAMING” RELATIVISTA Imaginemos una partícula que está emitiendo radiación de forma isótropa (en todas las direcciones por igual). Si esta partícula se mueve a velocidad muy elevada (próxima a la de la luz), el observador externo se ve que en lugar de emitir la radiación de forma isótropa, la emite casi toda en la dirección en la que se mueve (hacia delante). Este es un efecto de la relatividad especial que recibe en nombre de “beaming relativista”. El ángulo alrededor del que vemos que la partícula emite su radiación (en radianes) es 2/γ, siendo éste último el factor de Lorentz γ=(1-v2/c2)-1/2. Así, cuanto más se acerca la velocidad de la partícula a la velocidad de la luz, más concentrada vemos la luz que emite la partícula alrededor de la dirección en la que se mueve. BINARIAS COMPACTAS De las muchos sistemas binarios de estrellas, se califican como compactas aquellos en los que a) una de las dos compañeras es en sí una estrella compacta (enana blanca, estrella de neutrones o agujero negro) y además la órbita entre las dos estrellas es muy próxima, de tal forma que pueden darse efectos de marea intensos sobre la estrella no compacta y/o transferencia de masa. BOLÓMETRO Un bolómetro es un dispositivo para medir la energía depositada por la radiación electromagnética. Consiste en un absorbente que optimiza la capacidad de detección de la radiación, un sensor que mide la energía depositada y una conexión a un baño térmico que descarga el dispositivo del calor recibido y lo pone en disposición de detectar nueva radiación. En el caso de los rayos X, los bolómetros miden la energía de cada fotón incidente por separado. Como detectores de radiación submilimétrica o infrarroja, los bolómetros miden en realidad el flujo de calor (potencia) que cicrcula hacia el baño térmico. CICLOTRÓN La radiación ciclotrón es la que emite un electrón (u otra partícula cargada) sometido a un campo magnético. El movimiento de la partícula cargada es helicoidal a lo largo de la dirección del campo magnético; debido a que la carga describe círculos en el plano perpendicular al campo magnético y por tanto la dirección de su velocidad cambia constantemente, la carga está acelerada y por tanto 82 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales radia. La mayor parte de la radiación ciclotrón se emite a la frecuencia de giro, que no es otra que la frecuencia con que el electrón gira alrededor del campo magnético. CÍRCULO DE ROWLAND Si se coloca una red de difracción dispersora en longitudes de onda a la salida de un sistema óptico, el haz dispersado no forma imágenes en general. El círculo de Rowland permite construir un sistema óptico que combina la red de difracción con el telescopio. Para ello el elemento dispersor debe hacerse curvado, con un radio de curvatura L. El círculo de Rowland se construye pasando por la entrada del haz , y con un radio R=L/2, y sobre ese círculo se forma la imagen. En los espectrógrafos de dispersión en rayos X, los detectores de la luz dispersada se colocan sobre el círculo de Rowland. CONDICIÓN DE BRAGG Cuando se hace incidir radiación sobre una red cristalina, se produce difracción (efecto Bragg) solamente cuando se de la llamada condición de Bragg 2d senθ = mλ, donde d es el parámetro de la red cristalina, θ el ángulo de incidencia, λ la longitud de onda de la radiación y m un número entero. CÚMULOS DE GALAXIAS Agrupaciones de centenares a miles de galaxias en un volumen relativamente modesto (~1 Mpc), atrapadas por el potencial gravitatorio, dominado por materia oscura. Se trata de las estructuras gravitacionalmente ligadas más grandes del Universo. Contienen una gran cantidad de plasma a temperaturas de centenares de millones de grados, también atrapado por la gravedad, en equilibrio hidrostático y que emite grandes cantidades de rayos X. DISTRIBUCIÓN TÉRMICA La distribución espectral de la radiación que emite un cuerpo en equilibrio termodinámico (es decir, que está en equilibrio con su propia radiación) se conoce como distribución térmica o radiación de Planck. La condición de equilibrio termodinámico limita la presencia de este espectro en Astrofísica a condiciones físicas en las que la radación sufre muchas colisiones con la materia, y por tanto se da en la fotosfera del Sol y las estrellas, etc. EFECTO CHERENKOV Cuando una partícula viaja a través de un medio material a una velocidad superior a la velocidad de la luz en ese medio (pero obviamente inferior a la velocidad de la luz en el vacío), emite radiación Cherenkov. Esta radiación se ve en las piscinas de las centrales nucleares o cuando una partícula de muy alta energía entra en la atmósfera terrestre. 83 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías EQUILIBRIO DE IONIZACIÓN En un plasma en el que el número de ionizaciones (ya sea por fotoionización o por colisiones entre iones) iguale al número de recombinaciones, se dice que está en equilibrio de ionización. En absoluto esta condición requiere que haya equilibrio térmico. ESTALLIDOS CÓSMICOS DE RAYOS GAMMA Los estallidos cósmicos de rayos gamma (o en inglés Gamma-Ray Bursts – GRBs) son fogonazos muy cortos en la banda de rayos gamma (desde una fracción de segundo hasta unos minutos) seguidos por una postluminiscencia en rayos X, óptico, infrarrojo, etc. Fueron descubiertos de forma accidental durante la guerra fría, pero su orígen extragaláctico no fue confirmado hasta el año 1997. Hay dos clases principales de GRBs según su duración, que se cree provienen de dos fenómenos astronómicos distintos: los largos (más de 2 segundos) que se cree derivan del colapso de una estrella muy masiva y los cortos (menos de 3 segundos) que podrían resultar de la coalescencia de dos estrellas de neutrones. ESTRELLA BINARIA DE RAYOS X La mayoría de estrellas binarias compactas son fuertemente emisoras de rayos X, debido a que la materia que se transfiere de la estrella normal a la estrella compacta forma un disco de accreción que adquiere temperaturas de millones de grados. En este caso se llaman binarias de rayos X. ESTRELLAS BINARIAS Sistemas de dos estrellas gravitacionalmente ligadas entre sí. ESTRELLAS BINARIAS EN ACRECIÓN En el caso de binarias compactas, en las que la estrella “normal” o donante está cediendo masa a la compañera compacta, la materia se dispone alrededor de esta última en forma de una estructura plana ópticamente gruesa y geométricamente delgada que gira alrededor de la estrella compacta y se denomina disco de acreción. Este disco se calienta a temperaturas de muchos millones de grados y emite abundantes rayos X. ESTRELLAS DE NEUTRONES Entre los últimos estadios de la evolución estelar, algunas estrellas terminan en forma de una explosión y dejan un núcleo compacto en forma de una estrella de neutrones. Por definición, en una estrella de neutrones la atracción gravitatoria de la propia materia se compensa por la presión de degeneración de los nucleones (neutrones y protones). Una estrella de neutrones tiene un radio de 84 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales unos 10 kilómetros y una masa ligeramente superior a la masa del Sol. En su interior la densidad alcanza hasta 10 veces más que la densidad del núcleo atómico, por lo que el comportamiento de la materia a esas densidades (y temperatura baja comparada con la energía de Fermi) no está verificado experimentalmente. Existen por tanto incertidumbres en la física a esas densidades que las medidas precisas de la masa y el radio de estrellas de neutrones ayudarán a definir). FONDO DE RAYOS X En 1962 se descubrió que desde más allá de la atmósfera terrestre se recibe una radiación en la zona de rayos X, y que es igual desde todas las direcciones. Este fondo de rayos X se sabe que es de origen extragaláctico por encima de 1 keV, y que está producido por la superposición de la emisión de las galaxias activas a lo largo de la historia cósmica, esto es, de la radiación que emite la materia que cae a los agujeros negros supermasivos que viven en el centro de las galaxias. FRECUENCIA DE GIRO Frecuencia con la que gira un electrón alrededor de un campo magnético, y que es la caracteríastica de la radiación ciclotrón. LEY DE POTENCIAS La distribución espectral de la radiación de origen no térmico (en términos de la energía radiada o recibida por unidad de frecuencia o unidad de energía del fotón), se suele parametrizar en la como una ley de potencias, es decir F(ν) ∝ν -α -α o F(E) ∝E , donde α recibe el nombre de índice espectral en energías. Alternativamente, el número de fotones por unidad de frecuencia o unidad de energía N(ν) ∝ν -Γ -Γ o N(E) ∝E , donde Γ=α+1. LUZ CHERENKOV Ver “Efecto Cherenkov” MULTICAPAS Para aumentar la reflectividad de una superficie metálica a los rayos X de alta energía (de hasta 40-80 keV), se recubre la superficie con una secuencia de capas metal-aislante. Los fotones que no se reflejan en la primera capa metálica, se refractan a través del aislante e inciden sobre la siguiente capa metálica donde vuelven a tener una probabilidad de reflejarse. Sintonizando la separación de las capas metálicas con la condición de Bragg, se maximiza la reflectancia a una energía concreta. Si por 85 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías el contrario se toma una distribución de espesores de las capas metal-aislante, se distribuye este efecto sobre un rango de energías. MULTIPLEXAR Multiplexar es codificar una señal astronómica a través de un sistema de detección con múltiples canales. El resultado de la multiplexación no es una señal astronómica, y para recuperarla es preciso decodificar o “de-multiplexar” la señal obtenida. Un ejemplo es la imagen de una fuente a través de una máscara codificada en un detector de rayos Gamma, lo que produce señal a lo ancho de todo el detector. Para recuperar la imagen real del cielo hay que aplicar una técnica de demultiplexación. PARÁMETRO DE COMPACIDAD Es un parámetro sin dimensiones que mide la capacidad de una fuente astronómic para producir pares electrón-positrón. En esencia se trata de que se produzcan suficientes fotones de rayos gamma con la energía apropiada para producir estas partículas (del orden de 1 MeV) en una zona suficientemente pequeña como para que pueda darse este fenómeno en la interacción entre dos fotones. El parámetro de compacidad puede medirse a partir de magnitudes observacionales como la luminosidad de la fuente en rayos X y su tamaño (derivado del tiempo en el que la fuente varía). PARES ELECTRÓN-HUECO En un material semiconductor, la banda de valencia está llena de electrones y la banda de conducción, que se encuentra a energía superior (separada de la anterior por un “gap” de energía del orden de unos pocos eV), está totalmente vacía; de esta manera los electrones no se mueven de un lugar a otro y el material no conduce la electricidad. A temperatura mayor, algunos electrones pueden excitarse térmicamente de la banda de valencia a la banda de conducción y junto al hueco que han dejado en la primera, pueden transportar corriente eléctrica. En un dispositivo semiconductor de tipo CCD, cuando un fotón deposita su energía, se producen varios pares electrón-hueco que permiten que el dispositivo conduzca y por tanto dan una señal que puede medirse. “PILE-UP” O APILADO En varios tipos de detectores de rayos X (por ejemplo los basados en semiconductores de tipo CCD) ocurre que durante el corto tiempo en que el detector está expuesto a los rayos X, llega más de uno. El sistema de lectura simplemente concluye que ha llegado un solo fotón con la energía que suman entre los distintos fotones que han llegado en realidad. Esto impide al detector obtener la distribución espectral correcta (número de fotones que llegan a cada energía). 86 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales POLARIZACIÓN Es una propiedad de la luz, además de su longitud de onda (o frecuencia) y que lleva información astrofísica valiosa. La luz o radiación electromagnética puede venir en dos modos fundamentales, dextrógira o levógira, según el campo eléctrico gire en un sentido u otro en relación a la dirección de propagación. En general la luz natural está despolarizada, lo que quiere decir que contiene una combinación de todas las posibles polarizaciones. Sin embargo los campos magnéticos y la reflexión de la luz dan lugar a polarización que se puede medir. PROFUNDIDAD COMPTON La profundidad Compton τ es un parámetro adimensional que da idea del número de interacciones por efecto Compton que sufre un fotón que incide sobre un material. Dado que la sección eficaz básica para este fenómeno es la sección eficaz de Thomson, la profundidad Compton es simplemente el número de electrones que hay contenidos en un cilindro cuya base es la sección eficaz Thomson y la altura el tamaño de la fuente. Si la profundidad Compton τ es pequeña, mide el número de colisiones Compton que sufrirá el fotón; si es grande (τ >>1) el número de colisiones Compton va como τ2 y se dice que la fuente está Comptonizada. PÚLSARES Son estrellas de neutrones con un fuerte campo magnético en su superficie (del orden de 1012 Gauss) que, al igual que en la Tierra, no está alineado con el eje de rotación de la estrella. La radiación (principalmente en radio, pero también a otras longitudes de onda) escapa a lo largo de la dirección del campo magnético, con lo que un observador alejado ve algo parecido a un faro. El primer púlsar fue descubierto por Jocelyn Bell-Burnell y su supervisor Anthony Hewish, motivo por el cual este ultimo recibió el Premio Nobel de Física en 1979. RADIACIÓN CHERENKOV Ver Efecto Cherenkov. RAYOS CÓSMICOS Núcleos atómicos producidos en fuentes cósmicas, que llegan a la Tierra continuamente y con energías de hasta 1021eV. Como referencia, mayor energía conseguida en un acelerador de partículas ronda los 1012eV, es decir, unos mil millones de veces menor. 87 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías RAYOS GAMMA Forma de radiación electromagnética, donde la energía de cada fotón supera aproximadamente los 100 keV (0.1 MeV). RAYOS GAMMA DE MUY ALTA ENERGÍA Forma de radiación electromagnética, donde la energía de cada fotón supera aproximadamente los 10 GeV keV (0.01 TeV). RAYOS X Forma de radiación electromagnética, donde la energía de cada fotón está comprendida aproximadamente entre los 0.1 keV y los 100 keV. REMANENTE DE UNA SUPERNOVA Algunas estrellas, aisladas o en sistemas binarios, pueden terminar sus días en una explosión de Supernova. Estas explosiones arrojan al medio interestelar circundante grandes cantidades de material químicamente enriquecido y muy energético, que se puede ver en rayos X y rayos gamma. Estamos hablando de un remanente o resto de Supernova. RESOLUCIÓN ESPECTRAL La resolución espectral de un espectrógrafo, se define como R=λ/∆λ, donde ∆λ es la separación mínima entre dos líneas espectrales que el espectrógrafo es capaz de distinguir (o resolver) a la longitud de onda λ. En rayos X los mejores espectrógrafos de dispersión de los que se dispone en la actualidad tienen R~500, mientras que en el óptico o el infrarrojo son frecuentes los espectrógrafos de alta resolución con R> 100.000. RESTOS DE SUPERNOVA Ver “Remanente de Supernova” SECCIÓN EFICAZ DE THOMSON Es la sección eficaz básica que regula la interacción de los fotones y los electrones. Intuitivamente es el “tamaño” que ofrece un electrón a un fotón incidente. Su valor es σT=7.94 10-26 cm2. SENSORES DE TRANSICIÓN ABRUPTA (TES – TRANSITION EDGE SENSORS) Termómetros extremadamente sensibles a variaciones térmicas que operan a temperaturas criogénicas (por debajo de 1 Kelvin). Se trata de un metal superconductor que opera a temperatura 88 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales justo por debajo de la transición a metal normal. Un ligero incremento en la temperatura saca al TES de su estado superconductor, o que puede medirse de inmediato. SINCROTRÓN Es la radiación de un electrón relativista en el seno de un campo magnético. Partiendo de la “ciclotrón”, cuando el electrón se mueve a velocidades muy próximas a la de la luz, ocurre que los armónicos de orden superior la frecuencia de giro (ciclotrón) empiezan a ser importantes, más el efecto Doppler y el beaming relativista. Todo ello conspira para que la radiación sincrotrón sea continua (a diferencia de la radiación ciclotrón que es discreta) y generalmente en forma de una ley de potencias. TRIPLETE DEL HELIO Los átomos o iones con dos electrones, presentan un triplete de líneas de emisión muy característico denominado “triplete del Helio”. Una de estas 3 líneas corresponde a una transición dipolar eléctrica y por tanto en teoría cuántica convencional recibe el nombre de “permitida”. Las otras dos líneas del triplete corresponden a transiciones dipolares magnéticas o cuadrupolares, que en condiciones de laboratorio nunca se dan, ya que el átomo se desexcita mediante colisiones. En Astrofísica, sin embargo, en densidades suficientemente bajas esas otras dos líneas (llamadas prohibida y de intercambio) pueden ser más intensas que la línea permitida (o resonante). Midiendo las intensidades del triplete del Helio se puede diagnosticar la densidad del medio. WOLTER I Es el diseño clásico de un telescopio de rayos X. La óptica geométrica fuerza a que haya dos reflexiones para formar una imagen de un objeto situado en el infinito, y la óptica de Wolter I usa como superficies reflectoras un hiperboloide y un paraboloide de revolución confocales. 89 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías 90 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales BIBLIOGRAFÍA Aharonian, F.A., Buckley, J., Tifune, T., Sinnis, G. (2008). High Energy Astrophysics with ground-based gamma-ray detectors, Reports on Progress in Physics, 71, 096901 Giménez Cañete, A., Castro Tirado, A.J. (1998). Astronomía X. Sirius. Fraser, G.W. (1989). X-ray detectors in Astronomy, Cambridge: Cambridge University Press Longair M.S. (1997). High Energy Astrophysics (vols 1 & 2). Cambridge: Cambridge University Press. Rybicki G.B., Lightman A.P. (1979). Radiative processes in Astrophysics. John Wiley & Sons Inc. Trümper, J.E., Hasinger, G. (eds.) (2008). The Universe in X-rays. Springer. Tucker, W., Giacconi, R. (1985). The X-ray Universe. Harvard University Press van Paradijs, J., Bleeker, J.A.M. (eds.) (1999). X-ray spectroscopy in Astrophysics. Springer 91 Asignatura: Astrofísica de Altas Energías 92 Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica Módulo V: Técnicas observacionales LISTA DE ENLACES Misiones de rayos X: XMM-Newton (ESA): http://xmm.esac.esa.int Chandra (NASA): http://chandra.harvard.edu Suzaku (JAXA): http://www.isas.jaxa.jp/e/enterp/missions/suzaku/index.shtml IXO (International X-ray Observatory, ESA/NASA/JAXA): http://ixo.gsfc.nasa.gov Misiones de rayos gamma INTEGRAL (ESA): http://www.esa.int/esaMI/Integral/ FERMI (NASA): http://fermi.gsfc.nasa.gov/ç Telescopios Cherenkov HESS: http://www.mpi-hd.mpg.de/hfm/HESS/ MAGIC: http://magic.mppmu.mpg.de/ VERITAS: http://veritas.sao.arizona.edu CTA (Cherenkov Telescope Array): http://www.cta-observatory.org 93 Agradecimientos Consultor Dr. D. Xavier Barcons Jáuregui Director del Máster Dr. D. Vicent Martínez García Docente VIU D. Pascual David Diago Nebot Área de Coordinación y Metodología Docente Directora Dª Isabel Díaz García Departamento de Diseño de Contenidos Multimedia Diseñadores D. Aarón Bellot Rovira Dª Mª José Brell Jorge D. Jorge García Meneu Dª Cristina Ruiz Jiménez Dª Sara Segovia Martínez Dª Mercedes Romero Rodrigo Reservados todos los derechos VIU - 2009 ©. www.viu.es