close

Enter

Log in using OpenID

X-ışın Astronomisi

embedDownload
Kozmik X-ışın
Astronomisi
D. J Adams
Çeviri: Nuray Çakıroğlu
2. Gözlemsel Metotlar
2.1. Giriş
X-ışın astronomisindeki tüm gözlemler Dünya atmosferinin üzerinden yapılmaktadır.
0.2-20 keV enerji aralığındaki gözlemler, atmosferik gazların güçlü soğurmasından dolayı
120 km’den büyük yüksekliklerde yapılmalıdır. Bu durum için, çizdiği rotayı dört beş dakika
koruyabilen, 120 km yüksekliğine çıkabilen ya ses roketi veya 500 km’lik yörüngeyi birkaç
yıl için koruyabilen Yer uyduları kullanılmalıdır. Daha yüksek uydu yörüngeleri x-ışın
astronomisinde tercih edilmez çünkü Dünya’nın radyasyon kuşağındaki yüklü parçacıklar xışın detektörlerinin arka plan sinyallerini arttırmaktadır. Radyasyon kuşakları yüksek
jeomanyetik enlemlerde azaldığı için, x-ışın astronomisi uyduları için ekvator yörüngeleri
tercih edilir ve ses roketleri de Dünya’nın kutuplarından uzak yerlerden fırlatılır. Bu kitaptaki
0.2-20 keV enerji aralığındaki veriler roket ve uydu platformlarından elde edilmiştir. Genelde
orantılı-sayaç detektörler kullanılmıştır.
30-150 keV enerji aralığındaki x-ışın gözlemleri, 35 km yükseklikte balon platformlarından
yapılmıştır. Yüksek enerjili x-ışınları atmosfer tarafından daha az soğurulduğu için daha
düşük rakımlarda bunlarla çalışmak mümkündür. 30-150 keV aralığındaki çalışmalar için
uydular da kullanılmaktadır. Her iki durumda detektör olarak skintilasyon(kıvılcım) sayaçları
kullanılmaktadır.
2.2 Enstrüman Profili 0.2-20 keV
Şu ana kadar en çok kullanılan alet kolimatör arkasına yerleştirilen orantılı-sayaç
detektörleridir. Bu düzenek kolimatör aksisi doğrultusundan gelen x-ışınlarına karşı
hassasiyet gösterir. Bu “x-ışın teleskopu” astronomum ilgilendiği bölgeyi tarar. X-ışın
kaynağı görüş açısına geldiği zaman, detektör artan bir tepki kaydeder. Yerleşik elektronik
devrelerle bu tepki yorumlandıktan sonra, uydunun yön bilgisi ile birlikte radyo telemetri
aracılığı ile yere aktarılır.
Teleskopun yönelimi uydunun hareketinden belirlenir. Bu hareket aracın dönmesi veya eksen
sapması ile veya Uhuru uydusunda olduğu gibi durağan bir eksen etrafında basit dönme ile
sağlanır, daha karmaşık uzay araçlarında istenilen bölgeyi taramak için programlanmış
teleskoplar mevcuttur. Teleskopun yönelimi, uzay aracına monte edilmiş sensörler tarafından
izlenir. Bu sensörler Dünya ufku, Dünya’nın manyetik alanı, Güneş ve Ay gibi yönsel
özellikleri tespit eder. Jiroskoplar da bazen kullanılır. Teleskopun yönelim geçmişini, radyo
telemetri ile Dünya’ya iletilen boylam sensörler sinyallerinden oluşturmak genelde
bilgisayarların işidir.
Şekil 2.1. Tipik astronomik x-ışın algılama sisteminin görüntüsü.
Bu teknik optik astronomun standartlarına göre kaba kalır. Pozisyon çözünürlüğü genelde
dakika ark açı cinsinden ölçülmektedir, bu basit optik teleskoplara göre binlerce kere daha
zayıf bir ölçümdür. X-ışın astronomu, şimdiye kadar, gökyüzünün belirli bir bölgesinin
fotoğrafını almaktansa, her bir astronomik objeyi taramak zorunda kalmıştır. Bundan dolayı,
x-ray astronomu taradığı her objeyle ilgili tayfsal bilgiler edinir. Modülasyon kolimatörü
kullanılarak pozisyon çözünürlüğünü arttırmak için özel teknikler geliştirilmiştir. Tutulum
çemberine yakın olan x-ışın objeleri için, Ay’ın tutulmasına denk getirildiğinde, çok kesin
pozisyon çözünürlüğü elde edilir. Gelecekteki x-ışın teleskopları, odaklanan optikler ve
görüntü detektörleri kullanacağını düşünüyoruz. Böyle bir sistemi taşıyan ilk uydu, Kasım
1978’de fırlatılan HEAO-B’dir. Bu türdeki yüksek açısal çözünürlüklü ve görüntü alma
kapasiteli, odaklı teleskopların x-ışın astronomisinde gelişmelere neden olacağı benzer.
2.3 Orantılı - Sayaç Detektörleri
Orantılı - Sayaç Detektörleri genelde 0.2-25 keV aralığında işlev gören teleskoplarda kullanır.
Detektörler elektriği ileten kaplardan oluşup, bunların pencereleri ince bir yaprak metalden
veya plastikten yapılmıştır. Bunların %90’ı ksenon, argon veya neon gibi soy gaz karışımı ve
%10’u da metan veya karbon dioksit gibi poliatomik söndürücü gaz içerir, toplam gaz basıncı
atmosferik basınç kadardır. Detektör kaplarının uçlarındaki yalıtkanlar 100-200μm çapında
anot teli ile desteklenmiştir. Anot telinin potansiyeli +2000V’ta tutulmaktadır ve düşük
gürültülü elektronik amplifikatöre bağlanmıştır. Bu şekilde birkaç detektör bir araya getirilip
1000 cm2’ye kadar toplam hassasiyet alanı elde edilebilir. Detektör kabı, gazı, uzayın vakum
ortamında tutabilecek kadar sağlam kapatılmış olmalıdır.
Detektörün çalışma şekline gelince, x-ışın fotonu detektörün penceresinden girer ve
fotoelektrik olarak soy gaz tarafından soğurulur. Sonuçta oluşan foto-elektronun enerjisi gelen
x-ışın fotonunun enerjisiyle aynıdır. Bu foto-elektron daha fazla atomu iyonize ederek giderek
enerjisini kaybeder. Bunun sonucu oluşan serbest elektronlar anot tarafından çekilir ve tele
doğru yaklaştıkça güçlü elektrik alana maruz kalarak, daha fazla gaz atomunu iyonize
edebilecek enerjiye sahip olacak kadar ivme kazanırlar. Bundan dolayı anoda ulaşan
elektronlarda çoğalma (veya amplifikasyon) meydana gelir. Elektronlar tele ulaştığında
amplifikatör tarafından elektrik atma olarak algılanan yükler bırakırlar. Pozitif iyonlar bir süre
sonra detektörün katoduna karşı daha yavaş sürüklenirler. Bu yük hareketinin de anot
üzerindeki sinyalde katkısı vardır. Doymuş gazın işlevi artı yüklü iyonlar katoda
ulaştıklarında gazdaki bundan sonraki iyonizasyonu önlemektir. Orantılı - Sayaç
Detektöründeki elektrik sinyali genelde amplifikatör tarafından 0.5x10-6 s’lik bir atma olarak
şekillendirilir. Orantılı - Sayaç Detektörünün tepkisi ayrı atmalardan oluştuğu için, her bir xışını için tespit edilen atmalara “sayım oranı” denir.
Sonuçtaki atmanın büyüklüğü, baştaki x-ışın tarafından üretilen foto-elektron veya fotoelektronların enerjisi ile orantılıdır. Foto-elektron tarafından üretilen iyon çiftlerinin sayısı da
foto-elektronların enerjisine orantılı olur (bir iyon çifti oluşturmak için 30 eV kullanılır). Gaz
amplifikasyon süreci lineerdir ve toplam kazanç detektör geometrisinin, gaz basıncını ve
içeriğinin ve anot voltajının bir fonksiyonu olup 104-106 aralığındadır. Aynı enerjideki
başlangıç foto-elektronlar tarafından üretilen atma genliğinde biraz saçılma olabilir. Sonuç
olarak başlangıç foto-elektronun enerjisi gelen x-ışınınkine eşit olduğunda, atma çıktısı x-ışın
enerjisine (biraz saçılmayla) orantılı olur. Orantılı - Sayaç Detektörünün çözünürlüğü 6 keV
enerjide %16 civarındadır. Bu yüzde enerji çözünürlüğü, daha düşük enerjilerde daha kötüdür
ve (enerji)-1/2 ile değişmektedir. Maalesef atmanın yüksek çıktısı ve gelen x-ışın enerjisi
arasındaki ilişki arasına bir karışıklık daha girer. X-ışını soy gazın ilk atomunu iyonize
ettiğinde bu atomun en içteki elektronunu çıkarma eğiliminde olabilir. Bu foto-elektronun
enerjisi, gelen x-ışın enerjisinden elektronun atoma bağlı enerjisi çıkarıldığında bulunur.
Atom hemen elektron kabuğunu ayarlamak için bir veya birden fazla ikincil x-ışın fotonu
yayar. Eğer ikincil foton sayaçtan kurtulursa, enerjisi kaydedilmemiş olacaktır. Bunun sonucu
olarak Orantılı - Sayaç Detektörü tek enerjili gelen x-ışınına çift tepeli atma tepkisi verir. Gaz
argon olduğunda kurtulan fotonun enerjisi 3 keV civarıdır.
Şekil 2.2. (a) Orantılı sayaç detektörünün çalışma şekli. (b) Tipik Argon dolumlu detektörün
algılama etkinliği. 3 KeV civarı Argonun K-kenarıdır.
Orantılı - Sayaç Detektörün kuantum etkinliği %80’lere ulaşabilir. Düşük enerjilerde
pencerenin x-ışınlarını soğurmasıyla, yüksek enerjilerde ise gazın x-ışınlarına geçirgenliği ile
sınırlıdır. Bundan dolayı düşük enerjili x-ışınları pencereyi geçemez, yüksek enerjili x-ışınları
da gaz tarafından soğurulmadan geçebilir. Pencere materyali olarak genelde birkaç
mikrometre kalınlığında, 0,2 keV’e kadar geçirgenliği olan plastik kullanılır. 50-100μm
kalınlığında Berilyum metal plaka 2 keV’a kadar geçirgendir. Sadece metal pencereler, uydu
teleskoplarında ömürleri bir yılı aşarak gazı sıkı bir şekilde gazı detektörler içersinde zapt
edebilir. Genelde atmosferik basınçta 50mm derinliğinde argon/CO2 ve ksenon/ CO2 gaz
karışımları kullanılır.
Orantılı - Sayaç Detektörü sadece x-ışınlarına tepki vermez, aynı zamanda detektörden geçen
yüklü parçacıklara ve gama ışınlarına da tepki verir. Dünya atmosferinin dışında detektör,
kozmik ışın parçacıkları ve gama ışın akına maruz kalır, bundan dolayı her zaman istenmeyen
kaynaklardan arka plan sayımı oluşur. Aşağıdaki ölçümler bu istenmeyen arka planı
minimuma indirmek için yapılır:
(1) x-ışın enerjilerinin kabul edilir aralıklarının üzerinde veya altındaki atmalar radyo
telemetri ile yere iletilmeden önce elektronik olarak geri çevrilir.
(2) Siper amaçlı detektörler kullanılır. Bunlar x-ışın detektörlerin etrafına yerleştirilen ek
detektörlerdir. İçeri alınan yüklü parçacık hem x-ışın detektöründe hem de siper detektörlerin
birinde veya birkaçında tepki oluşturur, fakat x ışını siper detektörü etkilemez. Aynı tepki
hem x-ışın detektöründe hem de siper detektörde görüldüğünde bu sinyal göz ardı edilir.
(3) Artış zamanı ayırt etme kullanılır. Elektrik devreler x-ışın orantılı detektördeki olayların
arış zamanını ayırt eder. Gama ışınları ve kozmik ışınlarının arka plan sayımlarının xışınlarından daha uzun artış zamanı var, bunlar tespit edilip devreden uzaklaştırılır.
Tüm bu sistemler günümüz x-ışın astronomisinde yaygın olarak kullanılır ve kozmik ışımadan
dolayı 0.01 sayım cm-2 s-1 arka plan sayım oranı verir. Sistemin izotropik astronomik x-ışın
arka planına tepkisini azaltmak için detektörün görüş alanı sınırlandırılarak minimum hale
getirilir.
Özet olarak Orantılı - Sayaç Detektörlerinin x-ışın tespitindeki etkinliği yüksektir, yüksek
zaman çözünürlükleri, makul enerji çözünürlükleri vardır ve arka plan oranları kabul edilir
seviyelere kadar azaltılabilir. Birkaç yüz santimetre karelik hassas alan oluşturacak ve 2-20
keV enerji aralığına hassasiyet gösterecek şekilde üretilebilirler, ultra ince pencere kullanımı
ile alt enerji limitleri 0.2 keV’a kadar düşürülebilir. Bundan dolayı x-ışın astronomisinin
günümüze kadar dayanak noktası olmuşlardır.
2.4 Kolimatörler
Kolimatör detektör penceresinin önüne konan bir dizi paralel metal plakadan oluşur.
Kolimatör aynı zamanda, detektör, uzayın vakum ortamındayken, detektörün gaz basıncına
karşı pencereyi destekler.
Kolimatör ekseni doğrultusunda gelen tüm x-ışınları iletir ve kolimatör eksenine uzak gelen
tüm ışımayı durdurur. Kolimatörün tepkisi üçgen şeklindedir. Paralel bir x-ışınının kolimatör
üzerine geldiğini düşünelim. Kolimatör döndükçe (x eksenini görmek için Şekil 2.3 (a)’ya
bakınız) radyasyon ışınının iletimi üçgen şekilde değişecektir. Benzer bir şekilde kolimatör y
ekseni etrafında dönüyor olsaydı 2.3 (c) deki iletim şekli oluşacaktı. Kolimatörün tepki
genişliği her bir üçgen için açısal yarı maksimumdaki tam genişlik (FWHM) olarak belirtilir.
Şekil 2.3(a)’da gösterilen d, l ve w ölçülerini kullanarak, x eksenindeki FWHM
tan 1 w / d  w / d rad
Ve y eksenindeki FWHM
tan 1 l / d  l / d rad
Şekil 2.3. Kolimatör iletim özellikleri
olacaktır. İletilme toplam 2x FWHM toplam açısı için sıfırdan farklıdır. Kolimatörün
FWHM’sini 0.25o’den küçük yapmak zordur.
2.5 X-ışın Kaynağının Konumunu ve Gücünü Belirlemek
X-ışın teleskopunu taşıyan uzay aracının dönmesi, kolimatör ekseninin gökyüzünde belirli bir
yönü taramasını sağlar. Kendi etrafında dönen uydularda, kolimatör ekseni dönme eksenine
diktir, görüntülenen bölge de gök kürede büyük bir daire şeklindedir. Kolimatör iletim şekline
bağlı olarak, her an için gökyüzünün sonlu bir açısı görüntülenecektir. Kolimatörün görüş
açısında duran x-ışın kaynağı, genişliği FWHM ile tanımlanan üçgensel sayım tepkisi
verecektir, bu tepkinin yüksekliği yıldızın gücü ile doğru orantılı olacaktır. Kolimatörün görüş
açısında yer alan aynı güçteki başka bir x-ışın kaynağı, kolimatör eksenin üzerinde veya
altında yer alıyorsa yine aynı genişlikte tepki verecektir, fakat daha düşük yükseklikte
olacaktır. Üçgenin tepesindeki kolimatör ekseninin yönelimi, θ, x-ışın yıldızının tek boyutlu
pozisyonunu belirleyecektir.
Şekil 2.4. (a) Noktasal kaynak taranırken kolime edilen x-ışın detektörünün tepkisi. (b) İki
farklı tarama sonucu x-ışın kaynağın pozisyonu.
Eğer x-ışın kaynağı yıldız benzeri değil de geniş bulutsu şeklindeyse, bulutsunun genişliği
kolimatörün FWHM’sine yakın veya daha büyük ise daha geniş bir tepki verecektir. ( birçok
x-ışın kaynağının yıldız benzeri olarak yorumlanması, sadece üçgensel tepki analizinden değil
de, kaynağın şiddet değişimlerinden de ortaya çıkar)
Bu bahsettiğimiz gereçlerle x-ışın kaynağını iki boyutlu konumunu belirlemek için, kaynağı
en azından iki defa gözlemlemek gerekir. İdeal ikinci tarama kolimatör ekseninin birinci
gözlemdeki kolimatör ekseniyle 90o kesiştiği durumunda yapılır. Açılı kolimatörlerdeki daha
özenilmiş düzenlemeler, ikinci tarama ihtiyacını ortadan kaldırabilir.
Yukarıda anlatılan X-ışın kaynaklarının gözlemleri, üçgeni, gözlenen verilere oturtmakla,
konumunu ve yüksekliğini ölçmekle sağlanır. Yükseklik ve konum kaynağın gücüne bağlı
olarak bazı yapısal hatalarla belirlenir. X-ışın fotonlarının ve arka plan olayların detektöre
ulaştığı bir durumda, ideal üçgensel tepkinin, rastgele bir şekilde biçimi bozulmuş olacaktır.
Birim saniyede arka plan sayım oranı b, s’de kaynaktan gelen üçgenin tepe noktasındaki
ortalama sayım oranı olsun. Kaynağın üçgenin yarı maksimum noktalarının sayımı için t
kadar zaman geçmesi gerekir. Toplam biriken kaynak sayımı:
st  (s  b)t  S  S  B
olacaktır. S ve B, t zamanında, sırasıyla kaynaktan ve arka plandan gelen ortalama sayımladır.
S  B fotonların ve arka plan olayların rastgele gelişinden kaynaklanan standart sapmadır.
Dolayısıyla s’nin ölçülebileceği kesirsel hata S / S  B olacaktır, bu da daha düşük arka
planlı ve güçlü kaynaklar için daha iyi bir sonuç verecektir. Aynı zamanda üçgen merkezinin
konum hatasının FWHM  S / S  B olduğu gösterilebilir. Bu şekilde ölçülen kaynak
gücünün detektör etkinliği ve de kaynakla kolimatör ekseni arasındaki açı için düzeltilmesi
gerekir.
2.6 X-ışın kaynağın tayfının belirlenmesi
X-ışın kaynağı Orantılı - Sayaç Detektörü ile gözlendiğinde, her bir gelen fotonun enerjisi
elektrik atma yüksekliğine dönüştürülür. Bundan dolayı, kaynağının x-ışın tayfını ölçmek için
elektrik atma yüksekliklerinin dağılımının (atma yüksekliği tayfı) araştırılması gerekir. Bazı
sistemlerde atmalar uydunun yerleşik yükseklik kanallarında analiz edilip ondan sonra elde
edilen tayf (her kanaldan elde edilen sayım olarak) yere iletilir. Başka sistemlerde ise, her bir
x-ışın atması yükseklik bilgisi korunarak yere iletilir ve atmanın yükseklik analizleri yerde
yapılır.
Kaynak gözlemlerinden atma yüksekliği tayfı elde edildiğinde ilk önce arka plan
sayımlarından kaynaklanan kirliliğin giderilmesi gerekir. Gökyüzünün boş alanından
detektörün maruz kaldığı atma yüksekliği tayfı, kaynaktan gelen atma yüksekliği tayfından
çıkartılır. Daha sonra elde edilen atma yüksekliği tayfının, kaynağın x-ışın tayfına
dönüştürülmesi gerekir. Başlangıç olarak her bir atma yüksekliği kanalına x-ışın enerjisi
tahsis edilir. Bu genellikle uydu içinde bulunan 55 Fe (5.9keV) gibi monokromatik kalibrasyon
kaynağı yardımı ile yapılır. Prensipte x-ışın fotonu tayfı elde etmek için bu enerjideki ilgili
detektör verimliliğine göre toplanan sayım oranını bölmek gerekir. Pratikte bu yetersiz bir
işlemdir çünkü detektörün çözünürlük ve sızan tepe özelliklerini dikkate almaz. Bu zorlukları
aşmak için problemi tersine çeviriyoruz. Öncelikle x-ışın tayfına benzer bir tayf varsayıyoruz
ve belirli detektörün tepki vereceği atma yükseklikleri tayfını hesaplarız. Hesaplanan atma
yükseklik tayfı ile gözlenen tayf karşılaştırılır. Bu işlem varsayılan farklı x-ışın tayfalarıyla,
hesaplanan değerler, gözlenen değerlerle eşit olana kadar tekrar edilir. Bu hesaplamalar uzun
olsa da, dijital elektronik bilgisayarlar tarafından kolayca başarılır. Bu metot ilk defa
Gorenstein (1968) tarafından yayınlandı ve yaygın olarak kullanıldı. Bu karşılaştırma
sürecinde kullanılan x-ışın tayf formları genelde termal frenleme artı salınım çizgileri gibi
sürekli tayflar, düşük enerjilerdeki kesilme ile beraber kara cisim ve güç kanunu tipleridir. Bu
seçimlerin sebebi bölüm 3’te açıklanacaktır.
Ölçülen kaynak tayfının doğruluğu sinyal/gürültü faktörüne S / S  B bağlıdır. S kaynaktan
toplanan toplam sayım ve B aynı zaman içinde arka plandan toplanan sayımlardır. Tayfı
belirlemedeki hatalar, sıcaklıktaki belirsizlik veya tayfsal indeks ve x-ışın tayfında düşük
enerjilerde kesilme olarak meydana gelir. Çok zayıf bir şekilde gözlenen kaynaklara belirli
modeli (termal frenleme, kara cisim veya güç kanunu) tayin etmek imkânsızdır.
Güneş dışında, tayfsal çizgilerin x-ışın astronomları tarafından saptanması fazla
gelişmemiştir. Orantısal sayaçlarla gözlenen Sco X-1 ve Cyg X-3 gibi bazı x-ışın
kaynaklarında 6.5 keV civarında demir çizgileri görülmüştür. Bunlar düzgün atma yüksekliği
tayfında küçük çıkıntılar olarak görünür, genişlikleri de kullanılan oransal sayaç detektörünün
limitli çözünürlüğünü yansıtır. Geniş çizgilerin arayışı Bragg kristal tayfölçerlerle yapılmıştır
fakat çok sınırlı başarılar elde edilmiştir. Bragg kristal tayfölçerlerde, kaynaktan gelen x-ışını
detektöre ulaşmadan önce kristal madde tarafından kırılır. Sadece Bragg koşulunu sağlayan
dalga boyları
2d sinβ = nλ
(n = 1,2,3.., d kristal ızgarası aralığı ve β Bragg açısı) detektöre düşürülür, geri kalanı kristal
tarafından soğurulur. Bu düzeneklerle %1 dalga boyu (veya enerji) çözünürlüğü elde
edilebilir, fakat bu yetersizdir ve sadece çok güçlü gök cisim kaynaklarında kullanılır.
2.7 Farklı Türdeki Detektörler
Sintilasyon sayaç detektörleri 10 keV’tan büyük enerjilerdeki x-ışın kaynaklarında
kullanılırlar. Sodyum iyodür veya talyum katkılı sezyum iyodürden yapılmış ince (6mm
kalınlığında) bir kristalden oluşur, foto-katlandırıcı tüpün yüzü ile optik olarak eşleştirilmiştir.
X-ışın fotonu kristal içine girdiğinde, orantılı sayaçlardaki gazlar gibi fotoelektrik olarak
soğurulur. Foto-elektron kristaldeki daha fazla atomu iyonize eder ve iyonizasyon enerjisinin
bir kısmı görünür ışıkta flaşa veya foto-katlandırıcının algılayabileceği ışık titremesine
(sintilasyona) dönüştürülür. Foto-katlandırıcıdaki elektrik atma, gelen ışının enerjisi ile
orantılıdır. Orantılı sayaçlar gibi sintilasyon detektörleri de tayfsal bilgi içerir. Sintilasyon
detektörleri, orantılı detektörlere göre daha yüksek enerjilerde işlev görür çünkü yüksek atom
numaralı maddeden yapılmış yoğun bir kristal içerirler. Bu kristal nüfuz edici xradyasyonunu, gazdan daha etkili bir şekilde durdurur. Sintilasyon detektörleri, kalın
(100mm) detektör kristalleri kullanıldığında 1MeV büyük foton enerjilerine hassas olabilecek
şekilde yapılabilir, fakat böyle kalın kristalli detektörlerin ince kristal türlerine göre 30 keV
civarında zayıf enerji çözünürlükleri olur. Sintilasyon detektörleri kozmik ışın parçacıklarına
da tepki verir, bu nedenle arka plan sayımları için koruyucu detektörlerle beraber kullanılır.
Kanal yükselticisi 3 keV altındaki x-ışınları için limitli uygulamaları olan bir araçtır. Bu bir
vakum cihazıdır ve uzay ortamında pencereye ihtiyaç duymadan işlev görür. X-ışını,
elektronları yayan özel olarak kaplanmış foto yayınlayıcı yüzey üzerine düşer. Bu elektronlar
dirençli tüp içindeki elektrik alanı tarafından ivmelendirilerek ikincil bir emisyonla
yükseltilirler. Tüpün sonunda toplanan sinyaller amplifikatörü besler. Orantılı sayaçlarda
bulunan enerji çözünürlüğü kanal yükselticilerinde bulunmaz, bundan dolayı tayfsal bilgi
edinmek için x-ışın demetine konulan filtrelerle beraber kullanılmaları gerekir. Kanal matrisi
tek ünite şeklinde üretilmiş, kanal yöneticilerinden oluşan iki boyutlu bir dizidir. Bunların xışın sistemlerinin görüntülenmesinde uygulamaları mevcuttur.
Pozisyon hassasiyetli orantısal sayaç detektörleri, görüntü alan x-ışın detektörleri için gelecek
vaat eder. Bu detektörler dirençli anot teli veya birçok paralel anot teli içeren normal bir
orantısal sayaçtan oluşur. Bu dirençli anot teli ile x-ışınının tel üzerindeki geliş pozisyonu,
telin her iki ucundaki sinyaller karşılaştırılarak bulunur. Çok telli detektörlerde, tellere dik
olarak gelen x-ışının geliş pozisyonu, değişik tellerdeki sinyaller karşılaştırılarak bulunur.
2.8 Modülasyon Kolimatörleri
Modülasyon kolimatörleri iki veya daha fazla düzlemsel paralel ızgara şeklinde tellerden
oluşur. Teller biri birinden bir tel uzaklığında yerleştirilmiş olup, tungsten gibi x-ışınlarına
yüksek derecede donuk olan yüksek atom numaralı maddelerden yapılmışlardır. Kolimatör şu
şekilde işlev görür. Ön ızgaranın x-ışın demeti tarafından aydınlatıldığını düşünün, ön
taraftaki ızgara bir sonraki ızgara üzerine bir seri gölge düşürecektir. Eğer gölgeler teller
arasındaki bölgeye düşecek olursa, detektöre x-ışın radyasyonu ulaşmayacaktır. Eğer gölgeler
bir sonraki ızgara tellerinin üzerine düşerse detektör ön ızgaraya düşen radyasyonun yarısını
alır. Modülasyon kolimatörü kaynağı tararken, detektör sinyali frekansı periyodik olarak
modüle eder. Frekans, tarama oranına, tellerin p eğimine ve ızgaralar arasındaki uzaklığa s
bağlıdır. Modğlasyon şablonunun maksimumu ve sonraki minimumu arasındaki taranan açılar
½*∆θ kadardır.
tan∆θ = p/s
olur. Küçük açı çözünürlüklerde ∆θ, modülasyon kolimatörü üretmek, aynı çözünürlükte
konvansiyonel kolimatör üretmekten daha kolaydır.
Şekil 2.5. Modülasyon kolimatörün işlem şekli
Tek bir modülasyon kolimatörünün sınırlı kullanımı vardır, çünkü ölçülen kaynağın
pozisyonu ile ilgili belirsizlik söz konusudur. Gerçek anlamda sadece kaynağın büyüklüğünü
belirlemek için kullanılır.
Kaynağın uzantısının ∆θ’ya oranına bağlı olarak, yıldız benzeri kaynaklar %100 modülasyon
derinliği, daha geniş bir kaynak ise daha küçük modülasyon derinliği verecektir. Bu anlamda
tarayıcı modülasyon kolimatörler, radyo astronomları tarafından kullanılan interfometreler
gibi davranır.
Modülasyon kolimatörlerin değişik uyarlamaları kaynağın konumunu belirlemede çok
kullanışlı hale gelmesine neden olmuştur. İlk uyarlama olan vernier tekniğini Sco X-1
konumunu ölçmede kullanılmıştır (Gursky et al 1966). Birbirinden çok az farklı ∆θ değerine
sahip iki modülasyon kolimatör sistemi aynı roketle fırlatılarak kaynak taranmıştır. Çıkışların
göreli fazlarından kaynak pozisyonu ile ilgili birçok belirsizliğin elenmesi sağlanmıştır.
Pozisyonu iki boyutlu ölçebilmek için, aracı döndürüp taramayı tekrar etmek gerekirdi.
Değişen aralıklı modülasyon kolimatörlerinde (Adams et al 1972) cihaz yıldıza göre sabit
durur ve ızgaralar arasındaki uzaklık değişir ki modülasyon frekansı kaynağın konumuna göre
değişisin. Cihaz birden fazla kaynağı aynı anda bulabilir, fakat iki boyutlu konum tespiti için
döndürülmeli ve ızgara taraması tekrarlanmalıdır. Dönen modülasyon kolimatörü (RMC) bu
iş için en uygun olanıdır (Schnopper et al 1968, 1970).
Tek bir sabit aralıklı modülasyon kolimatörü, eksen olarak gökyüzünün sabit bir pozisyonuna
yönlendirilip daha sonra ekseni etrafında döndürülür. Görüş alanındaki her noktasal kaynak
karmaşık bir modülasyon şekli üretir, iki boyutlu bir harita çıkarmak için büyük
bilgisayarlarla gelen verileri analiz etmek mümkündür. Bu teknik SAS-3 gibi dönmesi
sabitleştirilmiş uydular için uygundur. Bu tekniklerden hiç biri geniş kaynakların
haritalanması için uygun değildir.
Modülasyon kolimatörlerinin en belirgin avantajı normal kolimatörlere göre x-ışın kaynağının
konumunu çok yüksek bir kesinlikte tespit edebilme yeteneğidir. Bu özellik optik veya kızıl
ötesi bölgesinde eşi bulunan x-ışın kaynaklarını belirlemede büyük önem taşır. Geleneksel
yüksek çözünürlüklü kolimatörlere göre hassasiyet avantajı vardır, çünkü modülasyon
kolimatörle gökyüzünün büyük bir bölgesi taranırken yüksek çözünürlükte çalışılsa bile
kaynak exposure hala büyüktür.
Sco X-1 gibi galaktik şişiminde bulunan parlak kaynaklar modülasyon kolimatörleri
kullanılarak yerleri tespit edilmiştir.
2.9. Odaklama Sistemleri
X-ışınlarını cilalı metal yüzeyden gelen ışınların kırılmasını kullanarak odaklayabiliriz.
Madenin soğurma özelliğinden dolayı lensler ve normal aynalar x-ışın dalgaboylarında
kullanışsızdır. Bu nedenle temel x-ışın optik bileşeni paraboloit gelen ışın reflektöründen
oluşur. Bu reflektör küçük x-ışın enerjilerinde daha etkilidir ve bu cihazlar sadece 3 veya 4
keV enerjilerin altındaki enerjilerde kullanılırlar.
Gelen ışın toplayıcısı, gelen x-radyasyonunu küçük bir detektöre odaklamak için kullanılan
bir cihazdır. Genelde odaklama tek boyutta yapılır. Odaklama özellikleri zayıftır, fakat
geleneksel kolimatörlerle gere daha küçük detektörlerin kullanımı arka plan kozmik
ışınlarının azaltma avantajı vardır.
Şekil 2.6. Gelen ışın yansıtıcı teleskopun kesiti
Odaklı x-ışın teleskopu yüksek kaliteli görüntü almak için iki yansıtıcı yüzey kullanır, birinci
yüzey paraboloit ikinci yüzey hiperboloit. Fotoğraf filminin kayıt edebileceği kadar büyük
akısı olduğu için, günümüzde bu tür odaklı teleskoplarla en çok Güneş’in görüntüsü
alınmıştır. X-ışın reflektörü ve hassas görüntülü orantısal sayım detektörlerin birleşimi
gözlemsel x-ışın astronomisinde büyük gelecek vaat eder. 1978’de fırlatılan HEAO-B bu
türde cihazları taşıyan ilk uydudur ve sonuçları da merakla beklenmektedir. X-ışın odaklı
teleskopun detaylı optikleri Giacconi et al (1969)’da verilmiştir
2.10. X-ışın Uyduları
Çok az sayıda uydu bu monograftaki birçok gözlemi yürütmektedir. Uhuru ABD’nin 1970’te
fırlattığı ilk uydudur. Uydunun dönüşüne göre tarama yapan basit kolime edilmiş orantısal
sayaç detektörleri taşıyordu. Dönme eksen yönünün değiştirilebilir olması tüm gökyüzünü
taramasına izin veriyordu. Ariel V İngilizlerin gönderdiği buna benzer bir uydu, Uhuru’daki
donanıma ek olarak birçok donanım içermekteydi. OSO-7 ve ANS da benzer uydulardır.
SAS-3 dönen modülasyon kolimatörü içeriyordu ve bu sayede birçok x-ışın kaynağının
konumunu tespit etti. HEAO-A en son fırlatılan en büyük uydudur. OAO-C olarak da anılan
Copernicus, bilindik kaynakların daha detaylı çalışmasını yürüten küçük odaklayıcı kolimatör
taşımaktaydı. HEAO-B (1978) tam odaklayıcı teleskop taşıyor ve x-ışın kaynakları
çalışmalarında birçok gelişmelere neden olacağı benzer. Optik teleskop kalitesinde görüntü
alma kapasitesi vardır. Bu görüntü alma özelliği şimdiye kadar elde edilmemiş hassasiyette
görüntüler sağlayacaktır. HEAO-B ile yapılan gözlemler daha sönük ekstra galaktik
kaynakları daha iyi anlamamızı sağlayacaktır.
3. X- Işın Astronomisinde Teorik Argümanlar
3.1 Giriş
Bu bölümde, X-ışın astronomisinde gözlemleri yorumlamak için kullanılan argümanları
tartışacağız. Yığılmalı çift yıldız modeli Bölüm 4’te anlatılacağı gibi, bu model geniş kitleler
tarafından kabul edildiği için bu bölümde de dahil edilmiştir.
3.2 Kaynak Değişkenliği
Süpernova kalıntılarının dışındaki, Galktik X- ışın kaynaklarının ortak özelliği, x-ışın
parlaklıklarının saat, dakika, hatta bazen saniye bazında değişmesidir. Cygnus X-1 in
parlaklığı milisaniyelerle değiştiği görülmüştür. Radyo galaksisi Centaurus A gibi bir ekstra
galaktik kaynağın bile parlaklık şiddeti uzayda hafta bazında değişir.
Bu şiddet değişimleri, x-ışını yayan bölgenin şeklini belirlemede şu şekilde kullanılır. Kaynak
bölgenin R yarıçaplı küresel bir bölgeden oluştuğunu varsayalım, şöyle ki birim hacimdeki xışın parlaklığı sabittir. Merkezdeki %1’lik hacmin şiddeti belirli bir sebepten dolayı
parlaklıktaki düşmeye sebep olsun. Çoğunlukta salınım yapan hacmin ardından parlaklığının
azalması takip etse de, gözlemci gereçlerde parlaklıkta herhangi bir değişim gözlenmez.
Parlaklıktaki değişim kaynağın geri kalan bölgelerine bir şekilde iletilmesi gerekir. Hiçbir
sinyal ışık hızından daha hızlı seyahat etmeyeceği için, merkezdeki trendin dış katmanlara
yayılması için, en azından t=R/c kadar bir zaman alacaktır. Tüm hacimdeki katkıların toplamı
olan gözlenen sinyal, zamanla t kadar azalma gösterecektir. Bundan dolayı x-ışın kaynağı
yoğunluğundaki dalgalanmalar (%20 civarı veya fazla), t zaman ölçeğinde gerçekleşir ve
bunu takiben salınım yapan bölgenin yarıçapı R=ct’yi aşmaz.
1 saniye ölçeğinde oynama yapan X-ışın kaynaklarının yarıçapları R=cx1 =3x1010x1cm
=3x105 km’den küçük olmalıdır. Güneşin yarıçapı 7x105 km. Bir saat ölçeğindeki oynamalar
1014 cm’den küçük yarıçapı belirtir ve çoğu galaktik kaynak bu çizelgede değişkenlik gösterir.
Civardaki bir x-ışın kaynağının 500pc = 1,5x1021 cm uzaklıkta olabilir ve dolayısıyla 1 saat
arayla değişen kaynağın açısal çapı 2x1014/(1,5x1021) radyanı aşamaz ve 1 açı saniyeden az
olamaz. Değişkenliklerine dayanarak birçok galaktik x-ışın kaynakları yıldız benzeri olarak
sınıflandırılır.
3.3 X ışın salınım mekanizması ve kaynak tayfı
Yoğun x-ışın yayılımını açıklamak için farklı mekanizmalar bulunur: i) birkaç milyon Kelvin
sıcaklığındaki cisimlerden gelen termal ışıma, ii) manyetik alan etkisinde hareket eden yüksek
enerjili kozmik elektronlardan kaynaklanan sinkrotron ışıma, iii) düz veya mikrodalga
fotonları ile çarpışan kozmik ışınların ters Compton saçılması. Termal ışıma optik olarak ince
gazlardan ısısal frenleme mekanizması veya optik olarak kalın gazlardan kara cisim ışıması
şeklini alabilir.
Bu iki mekanizmalardan biriyle x-ışın tayfını yorumlamak genel bir uygulamadır. Gözlenen
tayf aşağıdaki özellikleri gösterir:
(1) düşük enerjilerde oldukça keskin kesilme ve
(2) bu süreç x-ışın enerjisinin E artışı ile ya E nin katları olarak veya exponansiyel olarak
azalır.
Şekil 3.1. Standart x-ışın tayfı
Düşük enerjilerdeki kesilme, genelde görüş alanındaki soğuk materyal tarafında soğurma
olarak yorumlanır. E nin katları olarak azalan sürekliliği, güç kanunu enerji tayfına sahip
elektronlar tarafından, sinkrotron veya zıt Compton etkisi tarafından üretildiği şeklinde
yorumlanır. E’nin eksponansiyel olarak düştüğü süreç, termal süreç tarafından üretildiği
şekilde yorumlanır. Tayf düşük enerjilerde düz ise termal frenleme ışınımı vardır, kara cisim
ışımasında ise belirgin bir tepe görülür. Bunlar doğruluk payı olan genelde kabataslak
yorumlardır, fakat okuyucu aşağıdaki karışıklık meydana getirebilecek durumlardan haberdar
olmalıdır.
a) Belli sıcaklık aralığında ve limitli enerji aralığında güç kanunu tayfı üretebilen
termal frenleme modeli kurulabilir.
b) Güç kanunu kullanmadan, kabaca eksponansiyel x-ışın tayfı oluşturan
sinkrotron veya ters Compton modeli kurulabilir.
c) Aradaki soğuk madde tarafından soğurulan ve düşük enerjilerde kesilme
gösteren kara cisim tayfı ile termal frenleme tayfını ayırt etmek zordur, fakat
tayfsal soğurma çizgilerinden termal frenlemeyi ayırt etmek mümkündür:
Şu anki kozmik x- ışın kaynağının anladığımız kadarki doğasından, termal frenleme
mekanizması, sinkrotron ve ters Compton mekanizmasından daha yaygındır, bundan dolayı
termal mekanizma ve kara cisim öncelikle incelenecektir.
3.4 Termal Frenleme (Serbest Serbest ) Işınımı
107 K den sıcak gazlar, optik olarak ince olduklarında termal frenleme ile x- ışını yayar.
(Optik olarak ince demek, gaz, ışımayı soğuracak kadar kalın ve yoğun değil, dolayısıyla
gözlenen x-ışın tayfı, üretildiği andakiyle aynı.) Sıcak gaz üç şekilde yayılır- termal frenleme,
bağlı-bağlı ve serbest bağlı emisyonu. Son iki süreçte atomların en azından bazı
elektronlarının yörüngede bağlı kalmalarını gerektirir. Normal astrofiziksel element
bolluğundaki gaz plazmalar (çoğunlukta hidrojen ve helyum ve atom ağırlı arttıkça bolluğu
azalan ağır elementler) 107 K üzerindeki sıcaklıklarda nerdeyse tamamen iyonlaşmış
durumdadır. Bundan dolayı dikkate alınması gereken temel emisyon termal frenlemedir.
Termal frenleme (serbest-serbest ışınım), elektronların, plazma içindeki pozitif iyonların
(çekirdek) Coulomb çekim alanından geçerken ışıma yapmaları sürecidir. Her birim hacim
gazın yaydığı ışımanın tayfı ve yoğunluğu:
B  6.2  10 39 g exp(
 h 1 2
)
ne , ( ısısal temelli mekanizmanın en temelinde yatan formül)
kT
T
Bv şiddet erg-3s-1Hz-1sr-1 biriminde; g Gaunt faktörü: birim değerinde ve yavaş değişen  nin
bir fonksiyonu, h CGS biriminde Planck sabiti, k CGS biriminde Boltzmann sabiti, T Kelvin
cinsinden sıcaklık ve ne elektron yoğunluğu, birimi cm-3.
Işınım yayan bölgenin hacmi V ve açığa çıkan toplam enerji
Lv  4  6.2  10 39 g exp(
 n dV
2
e
 h 1
)
ne2 dV erg s-1 Hz-1

kT
T
emisyon ölçüsü olarak bilinir. Tüm tayf üzerinden integral aldığımızda toplam
parlaklık bağıntısını elde ediyoruz
L  1.64  10 27 g T  ne2 dV erg s-1
h , kT’den büyük olduğunda termal frenleme, foton enerjileri ile eksponansiyel olarak
azalan bir tayf verir, h kT’den küçük olduğunda sabit kalır. Kara cisim tayfı yüksek
enerjilerde buna benzer davranır, fakat  2 kanunu takiben kT’den küçük enerjilerde kesilme
meydana gelir. X-ışın astronomunun h  kT ‘nin, T=1.2x107 K’de h  1keV ‘a karşılık
geldiğini hatırlamasında yarar vardır.
Düşük enerjilerde termal frenleme tayfında kesilmeye neden olan iki olası faktör bulunur.
Birincisi x-kaynağının görüş açımız doğrultusunda soğuk madde tarafından soğurulmasıdır.
Bu etki Galaktik düzlemde 5kpc veya fazla uzakta olan kaynaklarda oldukça belirgindir, bu
durum bölüm 3.10 da detaylı bir şekilde tartışılacaktır. İkincisi emisyon yapan plazmanın
kendisindeki serbest-serbest soğurmadır. Bunun meydana geldiği foton frekansı, elektron
yoğunluğuna ve emisyon yapan plazmanın hacmine bağlıdır, genelde bu tayfta x-ışın
bölümünün altında yer alır. Sco X-1’in tayfın kızıl ötesi bölgesindeki serbest-serbest
soğurması gözlemi, bu kaynaktaki elektron yoğunluğunu elde etmek için kullanılmıştır.
Sıcak gazlar için termal frenlemenin temel emisyon mekanizması olduğu varsayımı,
sıcaklıkları 20-200x106 K arasında, birçok (zor belirlenen) Galaktik x-ışın kaynağının tayfını
açıklamak için çok uygundur. Sıcak gaz x-ışın modelleri kurduğumuzda, iki tane ek faktör
göz önünde bulundurulmalıdır. Birincisi, her bir gerçekçi sıcak gaz kütlesinin içinde sıcaklık
gradiyenti içerir, şöyle ki sonuçtaki x-ışın tayfı farklı sıcaklıklarla nitelendirilen termal
frenleme tayfından kaynaklanacaktır. (tek sıcaklıkta bu tayfı temsil edemiyoruz, farklı
sıcaklıklarda toplam eklenir, 2,3 farklı sıcaklık kullanılabilir). İkinci olarak x-ışın
sıcaklıklarında kozmik plazmanın tamamen iyonlaştığını söylemek doğru değildir. 108 K de
bile demir bir veya iki bağlı elektron tutar. Sonuç olarak Fe XXV (25 kere iyonize olmuş) ve
Fe XXVI termal frenleme tayfın üzerine biner. Bu çizgiler genişlemiş olmasına rağmen Sco
X-1 ve Cyg X-3 kaynaklarında gözlenmiştir. 107 K’de bazı diğer elementler tam olarak
iyonlaşmamıştır, 106 K’de ise sıcak gazın kozmik bileşimi çizgi ışıma(bir sürü çizgi görülür)
ile belirginleşir. (Güneş koronası bunun için bir örnektir, Culhane 1977). Vela X ve Cygnus
Loop gibi eski süpernova kalıntıları, birkaç milyon derecede optik olarak ince x-ışın
yayınlayıcıları oldukları inanılarak, tayflarının basit eksponansiyel kanundan belirgin bir
şekilde sapması beklenir. Böyle bir plazmadan beklenen detaylı hesaplamalar Tucker ve
Korean 1971 tarafından yayınlanmıştır.
Şekil 3.2. Termal frenleme mekanizması
Termal frenleme radyasyonun temel fiziği şu şekilde açıklanır. (Örneğe bak, Rose 1973)
Sıcak gaz ana atomdan ayrılmış elektronlar içerir. Böyle bir elektronun göreli olmayan bir
hızla hareket ettiğini düşünün. Tek yüklü çekirdeğe şekilde gösterildiği gibi b (uzaklık)
çarpma parametresiyle yaklaştığını varsayın. Elektron ile pozitif iyon arasındaki elektrostatik
çekim, elektronun parabolik yörüngede hareket etmesine sebep olur. Elektron kabaca
a  ( K1 e 2 ) / b 2 ,
şeklinde ivmelenir, e elektron yükü ve K1 sabittir, tahmini süre t = b/v. İyon elektrondan çok
daha kütleli olduğu için, ivmesi ihmal edilebilir. Bundan dolayı elektronun t sürede bir atma
radyasyon yaydığı düşünülür. Böyle bir atmanın Fourier analizleri

1
v

.
2t 2b
foton frekansında belirgin bileşeni olduğunu gösterir. Klasik elektromanyetik teoriye göre,
ivmelenmiş elektronun elektromanyetik radyasyonu yayma oranı, ivmenin karesiyle
orantılıdır.
dE
 K2a2.
dt
a’yı yerine koyduğumuzda ve K3 sabit terimini dediğimizde
dE
 K 3 / b 4 buluruz.
dt
Çarpışan bir elektron tarafından yayınlanan enerji miktarı
E
K b K
dE
.t  43   3 3 .
dt
b v b
Plazmanın tüm radyasyonu, hız aralığı v, çarpma parametre aralığı b olan, birçok elektron
etkisinin toplamı olacaktır. Adım adım ilerlediğimizde, ilk önce çarpma parametrelerinin
etkisini göz önüne aldığımızda, tüm elektronların aynı hıza sahip olduğunu düşünelim. Bir
elektronun protonla b den b+db aralığında çarpışma parametresiyle 1 saniyede çarpışma
olasılığı Pdb, çarpma halkasının alanı 2bdb ’ye, proton yoğunluğu (elektron yoğunluğu ne ile
aynı olacaktır) ve elektron hızına bağlıdır v:
Pdb  2bdbne v olacaktır.
Saniyedeki çarpışma sayısı, Ndb, b ve b+db aralığındaki çarpışma parametresi, elektron
yoğunluğuna ne’ye bağlı olacaktır. Öyleyse
Ndb = 2πb db ne2 v.
Birim hacimden birim saniyede  ile   d frekans aralığında bu çarpışmalardan
yayınlanan enerji miktarı:
K3
K 3 2ne2 db
2
2

bdbn
v

.
e
b 3v
b2
Frekans aralığı d , çarpışma parametresi db ile yukarıdaki bağıntı kurulduğunda
I v d  ENdb 

v
2b
.
Diferansiyelini aldığımızda d 
vdb
.
2b 2
I ifadesinde db’yi yerine koyduğumuzda
K 4 ne2 d
I d 
, Burada K4 tüm sabit terimleri toplar. ( K4 = K3.4π2)
v
Bu denklem plazma tarafından yayılan, aynı hızdaki elektronları içeren I tayfı düz olacaktır.
Açık olarak bu tayf sonsuz yükseklikteki foton frekanslarını aşamaz; tayfta kesilme foton
enerjisinin toplam kinetik enerjiye eşit olduğu durumda meydana gelir.
1
m0 v 2 ,
2
Burada h Planck sabiti, m0 elektron kütlesi. X-ışın sıcaklıklarında plazma içinde bile
elektronlar göreli olmayan hızlarda hareket eder.
h 
Hesaplamaları tamamlamak için, plazma içindeki elektronların dağılımını göz önüne almak
gerekir, T sıcaklığında termal dengede olduklarını düşünürsek.
Maxwell-Boltzmann hız dağılımına göre, bir kesim elektronların bileşenleri aşağıdaki
aralıklarda olduğunda
vx’ den vx+dvx
vy’den vy+dvy
vz’den vz+dvz
f (v ) d 3 v  (
m0 3 / 2
 m0 v 2 3
) exp(
)d v şeklinde verilmiştir.
2kT
2kT
Burada v  v x2  v y2  v z2 ve d 3 v  dv x dv y dv z .
vd3v hız aralığındaki elektronlar gözlenen tayfa

m0 v 2
K n2
için I d  f (v)d 3 v 4 e d
v
2h
kadar katkıda bulunur. Toplam gözlenen tayf, tüm elektronların hız dağılımı üzerinden
integral alındığında elde edilir.
I d  K 4 ne2


2 h / m0
m
f (v ) 3
d vd  K 4 ne2 d ( 0 ) 3 / 2
v
2kT


2 h / m0
 m0 v 2 3
1
exp(
)d v.
v
2kT
 : frekans
v : hıı
Küresel koordinatlarda integrali tekrar yazdığımızda
d 3 v  v 2 dvd sin d. Öyleyse
2


m0 v 2
h
  0 d 0 sin d  v exp ( 2kT )dv  sabit  T  exp  ( kT ).
2 h / m0
Termal frenlemeden beklenen tayf şu şekli alır:
I d  K 5 ne2
1
T
1/ 2
exp  (
h
).
kT
Daha detaylı termal frenleme denklemi:
I d  K 5 g (v)ne2
1
T
1/ 2
exp  (
h
),
kT
g(v) v’ye bağlı olarak yavaş değişen birim değerinde kuantum mekanik faktörüdür.
3.5 Kara Cisim Işıması
Yayınlama mekanizması ne olursa olsun, optik olarak kalın bir cisim kara cisim tayfı
oluşturacaktır. Bunun sebebi optik olarak kalın cisim, soğurma kadar emisyondan da etkilenir.
Bundan dolayı termal frenleme kaynağı kendi radyasyonunu soğuracak kadar kalın olduğunda
tayfı kara cisim olarak görünür. Sıcak nötron yıldızının da kara cisim tayfı vardır. Kara cisim
ışımasının tayfsal formu sadece sıcaklığa, T, bağlıdır. Planck yasası tüm tayfsal detayları
verir:
B 
2h 3
c 2 exp( h / kT )  1
B : birim alandaki, birim zamanda ve birim bant genişliği frekansındaki enerji, h: Planck
sabiti,  yayınlanan foton frekansı, c ışık hızı ve k Boltzmann sabitidir.
Planck formülü kullanışsızdır, fakat bundan uygulanması daha kolay aşağıdaki bağıntılar elde
edilir. Tepenin oluştuğu foton frekansı
  1011T ( Hz) olarak verilmiştir.
Birim alandan birim saniyede yayılan toplam enerji
B  T 4 olarak verilmiştir. Burada  Boltzmann sabitidir.
Diğer kullanışlı veriler Allen (1963)’te verilmiştir. Kara cisim ışıma kanunlarının türetişi ile
ilgili birçok metin mevcuttur.
Biz örnek olarak, X ışın 4keV bölgesinde, kara cisim tayfında tepe oluşturan sıcak cismin
temel parametrelerini hesaplayacağız. 4 keV’luk x-ışın enerjisine sahip fotonun frekansı
  1018 Hz ’tir ve T  1018 / 1011  10 7 K ’dir, birim alandan yayılan enerji
B  5  7  10 5 10 28  5  7  10 23 erg cm-2 s-1. Parlak bir galaktik x ışın cisminin 1037 erg s-1’e
kadar enerjisi olabilir. Eğer bu cisim kara cisim yayınlayıcısı ise, yüzey alanı
1037/( 5  7  10 23 ) civarında olması gerekir. Eğer küresel şekildeyse de 1  2  10 6 cm  12km
yarıçapında olması gerekir. Buradan, çok küçük cismin bile kara cisim ışıması ile, tipik bir xışın yayınlayıcısı gibi x-ışın ışıma gücü üretebilir. Buradaki ilginç problem böyle bir cismin
bu kadar yüksek sıcaklıklara kadar nasıl ısıtıldığını bulmaktır.
3.6 Yüksek Sıcaklıkların Üretilmesi – Çift Yıldızlarda Yığılma Diskinin Oluşması
Bir model tipi x ışın yıldızlarının çoğunluğu için yüksek sıcaklık üretimini başarılı bir şekilde
ifade etti. Sorun sadece 107-108 K’lik sıcaklıklardaki üretimi açıklamak değil, aynı zamanda
1036-1038 erg’lik x ışın radyasyonu kaybını desteklemek için nasıl sürdürülebilir olduğunu
açıklamaktır. Model normal bir yıldıza yakın civarda bir nötron yıldızı gibi yoğun bir
nesnenin varlığını kabul eder. Bir nötron yıldızı kabaca güneşinkine eşit bir kütleye sahiptir.
Fakat sadece yaklaşık 10 km yarıçapındadır. Bu nedenle aşırı yoğun materyalden oluşmuştur.
Ve anormal güçlü bir kütle çekimsel bir alan tarafından çevrelenir. Çok yüksek sıcaklıklar
üretmek için gaz materyal normal yıldızdan ayrılmalı ve kompakt cismin kütle çekim kuyusu
içine düşmelidir. Yoğun yıldıza yönelik olarak içeri düşen gaz materyali yüksek bir hıza
hızlandırılacaktır ve yoğun yıldız etrafında bir yığılma diski oluşturma eğiliminde olacaktır.
Yığılma diski içeri alınan materyal yoğun yıldız etrafında açısal momentuma sahip
olmasından dolayı oluşur. Bu şekilde oluşmuş yığılma diskinin içteki kısmı onlarca veya
yüzlerce milyon derece Kelvin sıcaklığında olacaktır. Yığılma diskindeki materyal açısal
momentumunu kaybeder ve yoğun nesnenin yüzeyine doğru spiraller çizer ve benzer
sıcaklıklara gelene kadar cismi ısıtır. Kara cisim ve termal frenleme radyasyonunun her ikisi
de böyle bir sistem tarafından üretilebilir.
Şekil 3.3. Çift sistemde kompakt cisim etrafında yığılma diski
Basit bir hesaplama gösterir ki x ışın sıcaklıkları bir nötron yıldızına yığılarak üretilebilir. Bir
nötron yıldızının yüzeyine sonsuzdan mp = 1,67x10-24 kütleli bir protonun düştüğünü düşünün.
Bunun elde edeceği kinetik enerji E = GMmp/R olarak verilir, M nötron yıldızının kütlesi
(yaklaşık 2x1033 gr) R nötron yıldızının yarıçapı (106 cm) ve G evrensel kütle çekim sabitidir
(6,67x10-8 cgs biriminde) eğer T=108 K enerji için 10-4 erg lik bir değer verir. T sıcaklığındaki
termal plazmada bir proton E=1.5kT’ lik bir KE tarafından nitelendirilir, k Boltzman
sabiti=1.38x10-16 erg K-1 olup, E=2x108 erg verir. Bu nedenle içeri alınan protonlar x
radyasyonu üretmek için yeterli KE den fazlasına sahiptir.
Bir sonra kütle yığılma oranını araştırmak gerekir. X ışın radyasyonunda açıklanması gereken
parlaklık yaklaşık 5x10-16 erg/s kadardır. Kütle çekimsel enerji girişi
GMdM / dt
,
R
e eşittir, dm/dt kütle transfer oranı M,R,G yukarıda kullanıldığı gibi aynı değere sahiptir. X
ışın parlaklığı için kütle çekimsel enerji girişlerini eşitleyerek
dM / dt  5  1017 gs 1  10 8 birim yıldaki güneş kütlesi buluruz.
Normal yıldızdan nötron yıldızına doğru böyle bir kütle transfer oranının çok makul olduğu
düşünülmektedir. Normal yıldız bir dev veya süper dev ise yıldız rüzgârları ile kütle kaybeder
- birçok süper devde optik spektroskopiyle direk olarak çok büyük kütle kayıpları
gözlenebilir. Alternatif olarak kütle transferi Roche lobu taşması ile ortaya çıkabilir, burada
normal yıldızın dış katmanları yoğun yıldızın kütle çekim etkisi altında kalıncaya kadar
genişler. Yalıtılmış yoğun yıldızın düzenli bir x ışın kaynağı olması için yıldızlar arası
ortamdan yeterli materyal yığılabilmesi pek mümkün değildir. Yığılan sistemde yayılan
bölgenin büyüklüğü onun sıcaklığını ve bu sayede tepe emisyon dalga boyunu belirler. Eğer
böyle bir bölgenin boyutları nötron yıldızının boyutu kadar ise o zaman atmanın tayfı x ışın
bölgesinde meydana gelecektir.
Yığılan bir x ışın kaynağı kendi kendini sınırlayan bir sistemdir. Eğer parlaklık belirli bir
değer üstüne yükselirse o zaman x ışınlarının radyasyon basıncı yığılan materyali püskürtecek
ve dolayısıyla parlaklık azacaktır. Bu nedenle Eddington limiti olarak bilinen bir maksimum
parlaklık limiti vardır. Bu bir güneş kütleli bir yoğun nesne için yaklaşık 1038 erg/s dir ve
kompakt nesnenin kütlesiyle orantılıdır. Nötron yıldızlarının kütlelerinin 0,3 ile 2 güneş
kütlesi aralığında bulunduğuna inanıldığı için birçok x ışını yıldızlarının Eddington limiti
yakınında iş gördüğü görülür. Yoğun cisimlerin üç yaygın sınıfı vardır: beyaz cüce yıldızları,
nötron yıldızları ve kara delikler. Tümü yıldız evriminin gelişmiş evrelerini temsil eder. Bir
beyaz cüce nötron yıldızından çok daha büyüktür ancak kıyaslanabilir bir kütleye sahiptir.
Beyaz cüce birkaç saniyeden daha kısa bir periyotla dönerse dağılacaktır. Kara delik bir
nötron yıldızından daha küçük ve daha ağırdır. Güçlü kütle çekimsel alanı nedeniyle
elektromanyetik radyasyonun ondan kurtulması mümkün olmayan bir nesnedir. Kara
deliklerin döner gibi görünmemektedir ve bununla ilgili gözlenebilir etkiler eş yıldızın
hareketi veya belirli bir uzaklıktaki kütle çekimsel alan tarafından kaynaklanmış olabilirler.
Nötron yıldızları genellikle ikili x ışın sistemlerindeki yoğun cisimler olarak kabul edilir.
Çünkü parlaklığı kolayca açıklanabilir ve titreşimler çoğunlukla gözlenebilir. Güneşin iki
katından büyük kütleli yıldızlar nötron yıldızı olamaz ancak bir kara delik olabilirler.
3.7 Sinkrotron Radyasyonu ile Üretilen X-ışınları
Sinkrotron radyasyonu göreli elektronların, manyetik alan tarafından ivmelendirilip, dairesel
hareket yaptırılmasıyla meydana gelir. Bu sürecin basit açıklaması Cinzburg ve Syrpvatskij
(1963) tarafından aşağıdaki şekilde yapılmıştır.
Göreli elektron ışık hızına yakın bir v göreli hızla hareket eder. Kinetik enerjisi E,
m0c2(γ-1)’ye eşit, γ Lorentz faktörü [γ=(1-v2/c2)-1/2] ve m0 elektronun durağan kütlesi. Yüksek
göreli elektron için γ 1’den çok büyük olacaktır, öyle ki kinetik enerji E, γ’yla orantılı
olacaktır. Elektron kütlesi γm0’mış gibi davranacak ve göreli hareket yüzünden elektronun
ivmesi artacaktır. B gücündeki manyetik alana dik olarak hareket eden bir elektron düşünelim.
Elektron üzerinde evB kadar bir manyetik kuvvet etki edecektir, burada e elektrik yüküdür.
Bu kuvvet elektronun manyetik alan çizgileri etrafında dairesel hareket yapmasına sebep
olacaktır. Elektron üzerinde etki eden manyetik kuvveti, elektronun kütlesi ve merkezkaç
ivmesinin çarpımına eşitleyen denklemi yazabiliriz.
evB = γm0v2/R,
R yörünge yarıçapıdır. Yörüngedeki elektronun periyodu
T = 2πR/v = 2π γm0/eB
olacaktır. Elektron ivmeleneceği için elektromanyetik radyasyon yayacaktır. Elektron göreli
olarak hareket etmeseydi, siklotron olarak adlandırılan ν = 1/T frekanslı bir sinüs dalgası
yayacaktı. Fakat elektronun göreli hareketi iki önemli etkiyi gündeme getirmektedir. Birincisi
elektron sadece α = 1/γ radyan açısı açıklığında bir kondan düz bir şekilde yayın yapar. Bu da
gözlemcinin, elektron sadece yörüngesinin α/2π kesitindeyken, radyasyon titreşimini
gözlemlemesine neden olur. İkincisi gözlemci radyasyon atması gördüğünde, elektron
kendisine doğru hareket etmekte ve gözlemlediği titreşimin süresi 1-v/c kadar Doppler etkisi
altındadır. Gözlemci aşağı yukarı, atma süresini
t T

(1  v / c) kadar görür.
2
Şekil 3.4. Sinkrotron radyasyon mekanizması
Denklemi γ ve B cinsinden yazdığımızda
2m0 1

 (1  v / c),
eB
2
v / c  1 olduğu için
(1  v / c)  (1  v / c)  (1  v 2 / c 2 )  2  (1  v / c),
t
öyleyse
1 v / c 
t
1
1
 (1  v 2 / c 2 )     2 ;
2
2
m0
eB 2 2
Bu seri atmaların frekans bileşenleri Fourier analizle analiz edilir, baskın frekans
  1 / 2t ’de oluşacaktır. Bundan dolayı gözlenen radyasyon    2 eB /(m0 ) ’da tepe
oluşturacaktır. Daha ayrıntılı bir çıkarımla   0.07 2 eB / m0 bulunacaktır.
Eğer elektron manyetik alanda dik bir açıyla hareket etmiyorsa, ki genelde gözlenen durum
budur, yukarıdaki formül hala geçerli olup, B yerine B manyetik alanın dik bileşeni alınır.
Elektron bu durumda manyetik alan etrafında helozoni(sarmal) bir yörüngede hareket eder.
E  m0 c 2 kadar enerjiye sahip elektron, sinkrotron radyasonuyla kaybettiği enerji oranı
dE

 bE 2 B 2 olur, b kullanılan birime bağlı bir sabittir. Bu formülü çıkartmak için göreli
dt
elektrodinamiği bütünüyle işlemek gerekir.
Sinkrotron teorisi, süpernova kalıntıların ve radyo galaksilerin radyo emisyonunu açıklamak
için kullanılmıştır ve Crab nebulanın x-ışın emisyonunu açıklamak için benimsenmiştir. Crab
nebuladaki manyetik alan gücü yaklaşık olarak 5x10-4G = 5x10-8 Wb m-2’dir.
  1018 Hz(4keV ) kadar foton üreten bir elektronun
  0.07 2 eB / m0
kadar bir Lorentz faktörü olmalıdır. e = 1.6x10-19C ve m0 = 9.1x10-31kg alırsak, γ = 4x107 ve
E = 2x1013eV buluruz. Sinkrotron mekanizmasıyla x-ışın üretimi, aşırı yüksek enerjili
elektronlar gerektirir. Crab nebulada 108-109eV enerjili elektronlar radyo emisyonu üretir.
Sinkrotron radyasyonu iki gözlemsel özellikten dolayı ayırt edilir: (1) radyasyon lineer olarak
kutuplaşmıştır (2) radyasyon tayfı, güç kanunu takip eder I  k  . Radyasyonun
kutuplaşmasının sebebi, elektronların sadece manyetik alana dik açılarda
ivmelendirilmesinden kaynaklanır, kutuplaşmış radyasyonun elektrik vektörü de elektron
ivmesi yönünde uzanır. Radyasyonun tayfı güç kanunu olması, kozmik ışınlarının enerji
tayflarının güç kanunu yapısında olmalarından kaynaklanır. Bu durum şu şekilde açıklanır.
Elektron tayfında, E ve E+dE aralığında enerjilere sahip elektronların sayısı N(E)dE olsun. Bu
durumda güç kanunu N(E) = N0E-m şeklini alacaktır, burada m sabittir. E enerjili elektronların
Lorentz faktörü γ olarak alındığında, E  m0 c 2 olacaktır. E enerjili elektron sinkrotron
hareketi sonucu kaybettiği enerji oranı  dE / dt  bE 2 B2 olarak verilmiştir, b burada sabittir
frekansla bu kadar artmasına sebep olacaktır. and will give rise to photons of frequensy v,
where   B E 2 . ν ile ν +dν frekans aralığındaki fotonlar, E ile E+dE aralığında enerjilere
sahip elektronlar tarafından üretilecektir, bunların şiddeti
I ( )d  (dE / dt )  N ( E)dE olarak verilmiştir.
Bundan sonra, tayfsal şekil sabitlere bağlı olmadığı için, bir dizi K1, K2 vs gibi
tanımlanmamış sabit kullanacağız. dE/dt ve N(E) ‘yi yerlerine koyduğumuzda
I ( )d  K1 E 2 B2 E  m dE.
dE’yi dν cinsinden ifade etmemiz gerekir.
  E 2 B 
d  2aB EdE .
I(ν) ifadesinde dE’yi yerine yazdığımızda
I ( )d  K 2 EB E  m d ,
Ve E’yi  cinsinden yazdığımızda
I ( )d  K 3 B ( / B ) (1m) / 2 d  K 3 B( m1) / 2 (1m) / 2 d olur.
Buradan görüldüğü üzere, E-m’ye bağlı elektron enerji tayfı farklı tayf indeksli bir sinkrotron
tayfına bizi götürür. Yani
I ( )    ,  
m 1
.
2
3.8 Ters Compton Süreciyle X-ışın Üretimi
Göreli elektron, düşük enerjili fotonla çarpıştığında ters Compton ışıması üretilir. Elektron
kinetik enerjisini fotona aktararak kaybeder. Düşük enerjili fotonun frekansı ν1, sonuç olarak
çıkan fotonun frekansı ν2 ise, o zaman  2   2 1 ’dir. Bu aşağıdaki gibi açıklanabilir.
Matematiksel karışıklığı önlemek için, fotonun 180o saçıldığı özel durumu ele alacağız. İlk
önce fotonun durağan bir elektron tarafından saçıldığı normal Compton saçılması düşünün.
Saçılmadan önceki fotonun frekansı  1 olsun, dalga boyu da 1  c / 1 , saçılmadan sonrası
dalga boyu  2 .   dalga boyuna sahip fotonun enerjisi hc /   dır, momentumu da hareket
yönüne doğru h /   dır. Çarpışma öncesi elektron hareketsizdir dolayısıyla kinetik enerjisi ve
momentumu sıfırdır. Çarpışmadan sonra elektron s  hızıyla geri çekilir. Geri çekilme hızı
göreli olduğu için (  1)m0 c 2 ve m0 s  ifadeleri elektronun kinetik enerjisi ve momentumu
için kullanılmalıdır (   (1  s  2 / c 2 ) 1 / 2 ). Artık çarpışma için enerji ve momentum
korunumu denklemlerini yazabiliriz.
Enerji
Momentum
hc / 1  hc / 2  (  1)m0 c 2
h / 1  m0 s   h / 2
  ve s  nin birbiri ile ilişkili olduğunu hatırlayarak bu denklemleri çözdüğümüzde
2  1  2h /( m0 c) bulunur.
Ters Compton saçılması yukarıdaki etkilerle aynı, sadece elektronun göreli olarak hareket
ettiği inertial frameden bakılır. İki fotonun dalga boyları, elektronun ilk hızına bağlı olarak
Doppler kaymasından etkilenecektir. Göreli Doppler kayması bağıntısını kullanarak, gelen
foton gözlemciye daha kırmızı renkte görünecektir
1  1
1 v / c
1 v / c
Saçılan fotonda maviye kayma görünecek
2  2
1 v / c
1 v / c
Yukarıdaki Compton saçılması analizlerinden
2  1  2h /( m0 c) bulmuştuk, o zaman
2
1 v / c
1 v / c
2h
buluruz.
 1

1 v / c
1  v / c m0 c
Yüksek göreli elektron için
  (1  v 2 / c 2 ) 1 / 2 ve v  c dolayısıyla 1  v / c  2
1 v / c
1 v2 / c2
1 v2 / c2
1



2
1 v / c
4
2
(1  v / c)
Bundan dolayı 2 
1
h

2
m0 c
4
Tüm astrofiziksel durumlar için

h
 12
m0 c
4
O zaman 2 
1
4 2
Veya  1  c / 1 ve  2  c / 2 kullandığımızda
 2  4 2 1 elde ederiz.
Değişik açılarda çarpışmalar ele alındığında ortalama sonuç
v2   2 v1 olur.
Elektron enerjisinin yüksek enerjiye dönüştürülme oranı, foton enerjisinin enerji yoğunluyla
orantılıdır, w, küçük enerjili fotonlar için
 dE / dt   2.
X-ışınları incelenirken, genelde iki tane düşük enerjili fotonlara sahip iki kaynak ele alınır.
v  6  1014 Hz ’e sahip yıldız ışığı fotonları   35(1.5  10 7 eV ) elektronlarla etkileşime
geçtiklerinde, 4keV (1018 Hz) x-ışını üretecekler. Mikro dalga arka plan fotonları
( 5 1010 Hz ),   5000( E  2.5  109 eV ) elektronlarla etkileşime geçecektir.
Ters Compton sürecinden beklenen x-ışın tayfı, tayfsal indeksi elektron enerji tayfı ile
bağlantılı, güç kanunu olacaktır.
3.9 Kozmik Işın Elektronlarının Kökeni
Göreli kozmik ışın elektronları evrenin birçok bölgelerinde bulunur, bunlar bol bol radyo
astronomisi tarafından incelenir, fakat hangi mekanizmalar tarafından üretildikleri tahmine
açıktır. Süper nova patlamaları, pulsarlar, galaksi çekirdeğindeki faaliyetler bu başlık altında
tartışılır, fakat bu tahminlerin kökeni sadece bu objelerin yeterli enerji kaynaklarının olmasına
dayanır. Crab nebula durumunda olduğu gibi, NP 0532 pulsarın kozmik ışın elektron teminini
sürekli yenilediğine inanılmaktadır.
3.10 Düşük Enerjili Tayfsal Kesilme
Düşük x-ışın enerjilerinde tayfsal kesilme birçok kaynakta gözlenir. Bunun nedeni görüş
açısında yer alan kaynak arasındaki maddenin x-ışınlarını fotoelektriksel olarak soğurmasıdır.
Bu madde, bizim ve diğer galaksiler arasında dağınık olarak dağılmış yıldızlararası gazdan ve
x-ışın kaynağını çevreleyen maddeden oluşmuş olabilir.
X-ışınlarının madde tarafında fotoelektrik olarak soğurulması düşük enerjilere doğru hızla
artar. Hidrojen gazı için bu artış enerjiyle alakalıdır. Fakat yıldızlar arası ortam %89 hidrojen,
%11 helyum, %0.1 karbon, azot ve oksijen gibi daha ağır atomlardan oluşur. Bu ağır
elementler x-ışınlarını daha çabuk soğurdukları için, yıldızlararası maddenin soğurma
özelliklerini hesaplarken göz önünde bulundurulması gerekir. Şekil 3.6(a) x-ışın soğurma
kesitinin yıldızlararası gaz bileşiminin enerjisi ile değişimini gösteriyor.(Brown ve Gould
Şekil 3.6. (a) Yıldızlar arası maddenin fotoelektrik soğurma kesit alanın x-ışın enerjisine göre
değişimi (b) NH – Ea eğrisi (Brown ve Gould 1970)
1970). Soğurma kesit alanı σ şu şekilde tanımlanır: birim alan için NH hidrojen atom yoğunlu
olan madde üzerine düşen I0 şiddetindeki radyasyon demeti, bu ortamdan I şiddetinde bir
radyasyonla çıkacaktır
I  I 0 exp  (N H )
Soğurma katsayısındaki süreksizlikler ağır elementlerin K-kenarlarıdır ve atomdan iç
elektronları uzaklaştırabilecek kadar yüksek enerjilerde ortaya çıkar.
Şekil 3.6(b), kesilme enerjisi Ea ve soğuran maddenin derinliği arasındaki ilişki verilmiştir. Ea
kaynak tayfının e faktöründe azalan enerjisidir. Ea’nın güç kanunu ve eksponansiyel
tayflarında tanımlanması kolaydır, fakat kara cisim tayfında düşük enerjilerde kesilme olduğu
için zorluklar yaşanır.
X-ışın kaynağının düşük enerjilerdeki kesilmesi, Samanyolu galaksisinde bulunan kaynağın
uzaklığı için üst limit koymak için kullanılır. Galaksideki ortalama hidrojen yoğunluğunun 0.5
atom cm-3 olduğu varsayılır. Uzaklık için sadece üst limit elde edilebilir çünkü kaynak düşük
enerjilerin soğurulmasına maruz kalmış olabilir. Yıldızlararası ortamının düzensiz dağılmış
olması bu metodu güvenilmez kılar. Yüksek rakımdaki ekstra galaktik kaynaklar, kendi
galaksimiz tarafından x-ışın soğurulmasına fazla uğramaz ve herhangi bir düşük enerjideki
kesilme bu ekstra galaktik kaynağa özel olur.
Author
Document
Category
Uncategorized
Views
6
File Size
840 KB
Tags
1/--pages
Report inappropriate content