Urania-Postępy Astronomii
Wykłady z astrofizyki   
Urania-Postępy Astronomii Urania-Postępy Astronomii


Spis
treści
Spis
wykładów

Budowa i Ewolucja
Gwiazd
prof. Bohdan Paczyński
ver. 1.00


XXXVIII. Mikrosoczewkowanie grawitacyjne.
Streszczenie Natura ciemnej materii to jedna z największych zagadek we współczesnej astrofizyce. Zgłaszane kandydatury tworzących ją składników, obejmują zakres od nowych cząstek elementarnych (WIMPs), po masywne, zwarte obiekty (MACHOs). MACHOs mogą być wykryte dzięki wywoływanymi przez nie efektowi soczewkowania grawitacyjnego, który wpływa na jasność widomą odległych gwiazd. Najnowsze projekty poszukiwań mikrosoczewkowania: DUO, EROS, MACHO, MOA i OGLE obejmowały stałym monitorowaniem dziesiątki milionów gwiazd, w ciągu kilku ostatnich lat. Udało się zarejestrować około tysiąca przypadków, spowodowanych przez pojedyncze i podwójne obiekty o masach w przybliżeniu równych słonecznej. Jasne jest, że wiele spośród tych przypadków zostało wywołanych przez zwykłe gwiazdy, jednakże niektóre z nich mogły być spowodowane przez brązowe karły lub bardziej egzotyczne MACHOs. Brak jest wciąż jednomyślności co do związku przypadków mikrosoczekowania z ciemną materią, jednakże nowe eksperymenty powinny dostarczyć wyraźną odpowiedź w najbliższym dziesięcioleciu. W szczególności dwa kosmiczne projekty astrometryczne: GAIA oraz Space Interferometry Mission (SIM), których start planuje się w okolicach roku 2010, będą w stanie określić masy i odległości do obiektów odpowiedzialnych za wiele przypadków mikrosoczewkowania.
   1. Wstęp.
    Teoria soczewkowania grawitacyjnego jest bardzo dobrze opisana w nowej monografii [1], a przegląd osiągnięć na polu mikrosoczewkowania grawitacyjnego w powiązaniu z poszukiwaniem ciemnej materii oraz innymi zastosowaniami astrofizycznymi, przynosi [2]. W niniejszym wykładzie zaprezentuję niektóre elementy teorii, najnowsze wyniki obserwacyjne i przedyskutuję ich interpretację. Jednakże wyprowadzeń większości wzorów trzeba szukać gdzie indziej [1, 2].
    Obecność ciemnej materii został po raz pierwszy wywnioskowana z obserwowanych dyspersji prędkości galaktyk w gromadach [3], a później z krzywych rotacji galaktyk spiralnych [4]. Regularny rozkład świecącej materii w gromadach i galaktykach sugeruje, że obiekty te są w równowadze dynamicznej, co usprawiedliwia wykorzystanie teorii wiriału do oszacowania ich mas. Jasnym jest, że większość masy musi rezydować w obszarach, gdzie jest bardzo mało gwiazd, w szczególności w halo galaktyk, co dotyczy również naszej Galaktyki. Niedawno znaleziono bardzo bezpośredni dowód obecności ciemnej materii w gromadzie galaktyk, dzięki wielokrotnym obrazom galaktyki tła, soczewkowanej grawitacyjnie [5]. Nie potrzeba zakładać w tym przypadku żadnej równowagi, ponieważ rozkład wielokrotnych obrazów jest bezpośrednio związany z rozkładem masy w gromadzie.
    Chociaż nie ma wątpliwości, że większość materii we Wszechświecie jest ciemna, to nie wiadomo z czego jest ona utworzona [6]. Dwa popularne typy kandydatów na jej składniki, to jakieś nowe cząstki elementarne, określane jako WIMPS (Weakly Interacting Massive Particles = słabo oddziałujące masywne cząstki) i zwarte obiekty astronomiczne określane mianem MACHOs (Massive Astronomical Compact Halo Objects = masywne i zwarte astronomiczne obiekty halo). Podejmowane są liczne eksperymenty laboratoryjne mające na celu poszukiwania WIMPS, podczas gdy poszukiwania MACHOs są domeną kilku grup astronomów [2], z których wszystkie wykorzystują jako narzędzie zjawisko soczewkowania grawitacyjnego. Gdy masywny, zwarty obiekt, taki jak gwiazda, czarna dziura lub planeta, przemieszcza się blisko linii widzenia łączącej obserwatora i odległą gwiazdę, wówczas pole grawitacyjne takiego obiektu zmienia geometrię przestrzeni wokół siebie. To z kolei ma wpływ na propagację światła, jasność widoma gwiazdy wzrasta, którą to zmianę można zarejestrować.

   2. Nieco teorii
    W pustej przestrzeni światło propaguje się wzdłuż linii prostych. Zgodnie z ogólną teorią względności, kiedy promień świetlny przelatuje w odległości R od obiektu o masie M, wówczas zmienia swój kierunek o kąt α
α = 
4GM
Rc2
  = 
2Rg
R
 ,
(1)
gdzie Rg = 2GM ⁄ c2 jest promieniem grawitacyjnym obiektu soczewkującego. Jeśli źródło S, masa M i obserwator O są w jednej linii, wówczas z powodu symetrii osiowej, tworzy się kołowy obraz źródła, o promieniu zwanym promieniem Einsteina RE, danym jako:
RE = (2RgD)1 ⁄ 2 ,       D ≡ 
(Ds – Dd)Dd
Ds
 ,
(2)
gdzie Dd jest odległością pomiędzy obserwatorem a soczewką (deflektorem), z kolei Ds jest odległością pomiędzy obserwatorem a źródłem.
Rys.1

Rys.1 Geometria sytuacji soczewkowania źródła S przez masę punktową M. Ponieważ promienie świetlne są zaginane odpowiednio o kąt α1 i α2, obserwator O widzi dwa obrazy źródła: I1 i I2 z dwóch stron masy soczewkującej.
    Kątowy promień pierścienia Einsteina, jest dany jako

φE = 
RE
Dd
  = 0.902 {mas}  [ (
M
MSłońca
 )   (
10 {kpc}
Dd
 )   ( 1 – 
Dd
Ds
 ) ] 1 ⁄ 2 .
(3)
gdzie mas to milisekunda łuku, czyli 4.85 × 10– 9 radianów. Z ostatniego równania wynika, że jeśli obiekt o masie Słońca w halo Galaktyki, tj. w odległości około 10 kpc (1 kpc = kiloparsek ≈ 3 × 1021 cm) jest blisko linii widzenia ku jednej z gwiazd w pobliskich galaktykach: Wielkim i Małym Obłoku Magellana, wówczas widome rozdzielenie pomiędzy dwoma obrazami wynosi około 1 milisekundy łuku. Jest to tysiąc razy mniej, aniżeli graniczna rozdzielczość kątowa narzucona przez ziemską atmosferę, wynosząca około 1 sekundy łuku. Wygodnie jest określać opisane zjawisko jako soczewkowanie grawitacyjne, jeśli dwa (lub wielokrotne) obrazy można zarejestrować bezpośrednio (tj. rozdzielić), lub też jako mikrosoczewkowanie wówczas, gdy z powodu ograniczeń instrumentalnych obrazy nie mogą być rozdzielone. Definicja taka nie jest rzecz jasna uniwersalna, jako że zależy od zdolności rozdzielczej teleskopu.
Rys.2

Rys.2 Wygląd zjawiska mikrosoczewkowania oglądanego przez teleskop o nieograniczonej kątowej zdolności rozdzielczej. Masa soczewkująca to punkt w centrum pierścienia Einsteina, zaznaczonego linią przerywaną. Koliste źródło zaznaczone małym kółkiem, porusza się horyzontalnie w lewo, jak pokazuje strzałka. Sekwencję powstających obrazów, z grubsza eliptycznych, zaznaczono kolorem czarnym. Przesuwają się one tak jak pokazują dwie strzałki. Geometrii zaprezentowanej na rysunku 1, odpowiadają dwa obrazy, źródło i soczewka, połączone pojedynczą linią prostą. Jasność widoma wynikowego obrazu jest proporcjonalna do łącznej powierzchni dwóch obrazów.
    Nawet w przypadku mikrosoczewkowania można zarejestrować obecność zwartego obiektu, gdyż wpływa on na jasność widomą odległej gwiazdy. Geometria soczewkowania w przypadku niedoskonałego ustawienia, pokazano na rysunku 1.
    Gdybyśmy mieli do dyspozycji superteleskop o nieograniczonej zdolności rozdzielczej, wówczas geometrię soczewkowania widzielibyśmy w takim teleskopie tak, jak pokazano na rysunku 2. Linia prosta przechodząca przez dwa zniekształcone (kolor czarny) obrazy, kołowe źródło i masę soczewkującą (zaznaczoną jako mała kropka w centrum koła), odpowiada geometrii pokazanej z inego punktu widzenia na rysunku 1. Gdy źródło się porusza, jak zaznaczono prostą strzałką, dwa obrazy przesuwają się tak, jak pokazują dwie zakrzywione strzałki. Soczewkowanie grawitacyjne zachowuje jasność powierzchniową, a jasność widoma jest proporcjonalna do widomej powierzchni dwóch obrazów. Jasne jest zatem, że widoma jasność zmienia się.
    Tak zwane wzmocnienie jest stosunkiem łącznej powierzchni dwóch obrazów do powierzchni źródła. Prosta algebra [1, 2] daje następującą zależność pomiędzy bezwymiarowym parametrem zderzeniowym promienia świetlnego przechodzącego w pobliżu soczewki, a wzmocnieniem

A = 
u2 + 2
u√(u2 + 4)
 ,       u ≡ 
R
RE
 .
(4)
    Wzór ten jest poprawny jedynie dla źródła punktowego i staje się rozbieżny, gdy u zbliża się do zera. Oczywiście gdy parametr zderzeniowy jest mniejszy niż promień źródła, powyższa formuła przestaje być poprawna. Rozważmy źródło o małym lecz skończonym promieniu Rs i odpowiadającym mu promieniu kątowym φs = Rs ⁄ Ds. Maksymalne wzmocnienie jest dane wzorem

Amax =  [ 1 + 4  (
φE
φs
 )2 ] 1 ⁄ 2 ≈ 2 
φE
φs
    dla    φs ⁄ φE « 1 ,
(5)
gdzie promień kątowy Einsteina φE = RE ⁄ D i zakładamy, że źródło ma jednolitą jasność powierzchniową, tj. bez pociemnienia brzegowego. W tym przypadku źródło jest ustawione ściśle na jednej linii z soczewką i jego obrazem jest pierścień o promieniu równym promieniowi kątowemu Einsteina, a szerokości w przybliżeniu równej promieniowi kątowemu źródła.
    Gdy źródło porusza się w stosunku do soczewki, jak pokazano na rysunku 2, bezwymiarowy parametr zderzeniowy zmienia się zgodnie z

u(t) =  [ umin2 + 
(t – tmax)2
t0
 ] 1 ⁄ 2 .
(6)
gdzie umin jest minimalnym parametrem zderzeniowym osiąganym dla t = tmax, gdy wzmocnienie osiąga maksimum, a t0 jest czasem potrzebnym na przebycie przez źródło drogi równej promieniowi Einsteina. Im mniejszy parametr zderzeniowy umin, tym większe wzmocnienie maksymalne Amax.
    Wstawiając do równania (3) liczby typowe dla soczewkowania przez obiekty w halo galaktycznym, możemy oszacować skalę czasową t0 na

t0 ≡ 
RE
V
  ≈ 
0.214 {lata}  [ (
M
MSłońca
 ) (
Dd
10 {kpc}
 ) ( 1 – 
Dd
Ds
 ) ] 1 ⁄ 2   (
200 {km s – 1}
V
 ) ,
(7)
tj. oczekiwana skala czasowa jest rzędu miesiąca, lub coś koło tego.
Rys.3

Rys.3 Pięć modelowych krzywych blasku dla przypadków mikrosoczewkowania o bezwymiarowych paramet-rach zderzeniowych u = 0.424, 0.160, 0.063, 0.025, 0.01, które generują amplitudy zmian blasku odpowiednio 1, 2, 3, 4 i 5 magnitudo.
    Kilka przykładów teoretycznych wzmocnionych krzywych blasku, obliczonych z równania (5), pokazano na rysunku 3 dla pięciu wartości parametru zderzeniowego i odpowiadających im pięciu wartości wzmocnienia piku, wyrażonego w magnitudach, zdefiniowanych jako Δmag = 2.5 logA. Skala czasowa jest w jednostkach t0 zdefiniowanych równaniem (7). Na rysunku 4 zaprezentowano przykład pierwszego przypadku mikrosoczewkowania, zarejestrowanego w 1992 roku [7]. Zwróćmy uwagę na to, że skala pionowa jest w magnitudach, a pozioma — w dniach, z t0 = 45 dni.
    Tak zwana głębokość optyczna mikrosoczewkowania grawitacyjengo jest zdefiniowana jako prawdopodobieństwo, że jakieś dane źródło będzie wewnątrz promienia pierścienia Einsteina jednej z soczewek i stąd będzie wzmocione o czynnik większy niż A = 3 ⁄√5 ≈ 1.3416. Głębokość optyczna może być policzona ze wzoru

τ = 
Ds
∫
0
4πGρ
c2
  
Dd(Ds – Dd)
Ds
  dDd ,
(8)
gdzie ρ jest gęstością masy soczewek leżących wzdłuż linii widzenia. Jeśli gęstość ta jest stała, wówczas głębokość optyczna wynosi

τ = 
2πGρ
3c2
  Ds2 ,
(9)
Rys.4

Rys.4 Przykład obserwowanej krzywej blasku, spowodowa-nej pojedynczym soczewkowaniem przez masę punktową: kandydat na soczewkę OGLE #2, pierwszy przypadek kiedykolwiek zarejestrowany, a odkryty pośród danych w 1994 roku [7].
    Głębokość optyczną można zgrubsza oszacowań następująco. Przypuśćmy, że patrzymy na wskroś przez Galaktykę, której całkowita masa to Mtot, całkowity promień w przybliżeniu równy Ds, a stąd średnia gęstość ρ ≈ Mtot ⁄ Ds3. Niech Galaktyka będzie w równowadze wirialnej z gwiazdami poruszającymi się z losowymi prędkościami rzędu V, które spełniają zależność V2 ≈ GMtot ⁄ Ds ≈ GρDs2. Związek ten można połączyć z równaniem (9) i uzyskać
τ ≈ 
V2
c2
 .
(10)
Rzecz jasna formuła ta jest poprawna jedynie wtedy, jeśli cała masa w Galaktyce jest w postaci zwartych obiektów zdolnych do mikrosoczewkowania grawitacyjnego: gwiazd, planet, czarnych dziur lub innych hipotetycznych MACHOs. Prędkość wirialna w naszej Galaktyce jest rzędu 300 km ⁄ s, a stąd oczekiwana głębokość optyczna wynosi ~10 –6, tj. w dowolnym czasie, odległe źródło punktowe może mieć wzmocnioną widomą jasność o więcej niż 1.3 razy, z prawdopodobieństwem ~10 – 6.
    Jasnym jest, że prawdopodobieństwo mikrosoczewkowania jest bardzo małe, więc by efekt był rejestrowalny, niezbędne jest monitorowanie widomej jasności milionów gwiazd przez parę lat, by zarejestrować kilkadziesiąt przypadków. Pierwsze doniesienia o rejestracji były ogłoszone jesienią 1993 roku, przez trzy zespoły: EROS, MACHO i OGLE [8 – 10].

   3. Wyniki obserwacyjne
    Prawie wszystkie poszukiwania przypadków mikrosoczewkowania są przeprowadzane przy pomocy detektorów CCD o milionach pikseli, zdolnych rejestrować grubo ponad 100 000 gwiazd w pojedynczej ekspozycji. Wykorzystywane teleskopy mają średnice ~1 metra. Mimo iż tempo pozyskiwania danych jest rzędu terabajta rocznie, to współczesne stacje robocze zapewniają wystarczającą moc obliczeniową, by poradzić sobie z takim nawałem danych. Tak więc z uwagi na wymagany sprzęt, są to relatywnie tanie projekty. Różnią się za to znacząco liczbą ludzi zaangażowanych w pracę poszczególnych zespołów — od pojedynczego magistra w przypadku DUO [13], do około 30 osób z tytułem doktorskim w przypadku projektu EROS [9].
    Całkowita ilość przypadków mikrosoczewkowania opublikowanych do dnia dzisiejszego w żurnalach naukowych i elektronicznie, jest bliska 1000 [7, 11, 12, 13, 40, 41]. Mnóstwo informacji można znaleźć na poniższych stronach WWW:


a obecne roczne tempo rejestracji zbliża się do 400 przypadków.
    W początkach poszukiwań mikrosoczewkowania było wiele obaw o możliwe omyłkowe detekcje gwiazd zmiennych. Faktycznie, podczas monitorowania dziesiątków milionów gwiazd, odkryto około 105 obiektów zmiennych. Na szczęście okazało się, że gdy próg wzmocnienia ustawiono na A ≈ 1.5, to bardzo niewiele zmiennych mogło być błędnie zakwalifikowanych jako przypadki mikrosoczewkowania [14]. Z racji wielkiego ogona niegaussowego w błędach fotometrycznych, niezbędne było przyjęcie bardzo ścisłych kryteriów definiujących, przy wielokrotnych pomiarach pokrywających dobrze krzywą blasku wzmocnienia, jak pokazano na rysunku 4.
    Wyniki poszukiwań mikrosoczewkowania były zaskakujące. W kierunku wybrzuszenia Galaktyki (tj. blisko jej środka), gdzie oczekiwano, że zwykłe gwiazdy zapewnią głębokość optyczną τ ≈ 10 – 6, otrzymano wartość dużo większą: τ ≈ 3 × 10 – 6 przez grupę OGLE [7] oraz τ ≈ 4 × 10 – 6 w projekcie MACHO [11]. Modele teoretyczne, oparte na znanej obserwacyjnie dynamice wewnętrznych obszarów naszej Galaktyki, nie mogą „wyciągnąć” głębokości optycznej powyżej ~1.5 × 10 – 6 [15, 16, 17].
    Jedyne wyznaczenie głębokości optycznej w kierunku pobliskiej galaktyki Wielkiego Obłoku Magellana (WOM), dostarczyła grupa MACHO: τ ≈ 3 × 10 – 7 [18]. Jeśliby całe ciemne halo składało się z obiektów zwartych, wówczas wartość spodziewana wynosiłaby ~ 5 × 10 – 7. Gdyby zaś jedynie znane gwiazdy kryły się za soczewkowaniem, wówczas oczekiwalibyśmy τWOM ≈ 10 – 7. Wyznaczenie obserwacyjne opiera się na próbce złożonej jedynie z 6 przypadków, tak więc błędy statystyczne są potężne. Na poziomie istotności rzędu dwukrotności odchylenia standardowego, obserwacje są zgodne z hipotezą halo zbudowanego całkowicie z ciemnej materii, lub z soczewkowaniem powodowanym jedynie przez znane gwiazdy. Rzecz jasna trudno jest obecnie sensownie wyrokować o związku obserwowanych przypadków mikrosoczewkowania z ciemną materią.

   4. Dyskusja
    Po pięciu latach trwania poszukiwań mikrosoczewkowania grawitacyjnego, jedna konkluzja jest niezbita: pomimo pierwotnych obaw co do „tła” gwiazd zmiennych, rejestrowalność przypadków miekrosoczewkowania została uznana poza wszelką wątpliwość. Oprócz prostych przypadków opisanych teoretycznie w punkcie 2, przewidziano również rozmaite komplikacje i potwierdzono je obserwacyjnie. Są to między innymi: problematyczność wydzielenia gwiazdy-źródła w przypadku bardzo wysokiego wzmocnienia [19], efekt paralaksy związany z ruchem orbitalnym Ziemi [49, 20] i soczewkowanie przez gwiazdy podwójne [21]. Soczewki podwójne wykazują ogromną różnorodność krzywych blasku [2], o spektakularnych przecięciach kostycznych, kiedy to dodatkowa para obrazów pojawia się lub znika.
    Wciąż jeszcze pojawiają się poważne, nieoczekiwane problemy. Okazało się, że nasze ilościowe rozumienie struktury galaktycznej nie jest wystarczająco dokładne, by dokonywać wartościowych przewidywań i by pozwolić na jednoznaczną interpretację poszukiwań mikrosoczewkowań. We względnie prostym przypadku obserwacji gwiazd w wybrzuszeniu Galaktyki, obserwowana głębokość optyczna wydaje się być 2 lub nawet 3 razy większa, aniżeli przewidywana. Zauważmy tutaj, że modele bazują na znanej obserwacyjnie dynamice wewnętrznych partii Galaktyki, która powinna dostarczyć pełnej informacji o ilości masy i jej rozkładzie, łącznie z jakąkolwiek ciemną materią, która może tam być obecna. Wydaje mi się, że najbardziej prawdopodobny powód tej rozbieżności, to błąd systematyczny w kalibracji eksperymentów.
    Sytuacja jest dalece bardziej skomplikowana w kierunku WOM, ponieważ stosunkowo mało wiemy o gwiazdach w odległym halo galaktycznym i o rozkładzie gwiazd w WOM wzdłuż linii widzenia. Naiwny szacunek głębokości optycznej angażującej gwiazdy jest niski, ~10 – 7. Aczkolwiek było wiele prób zmodyfikowania tego prostego obrazu. Warto tu wymienić chociażby wydajniejsze soczewkowanie przez gwiazdy w samym WOM [22], możliwe istnienie galaktyki karłowatej pomiędzy nami a WOM [23, 24], pływowy „gruz” z WOM [25, 26] lub też wykrzywiony dysk naszej własnej Galaktyki [27]. Obecnie nie ma mowy o wykonaniu rozsądnych przewidywań modelowych odnośnie tego, czego można oczekiwać ze strony zwykłych gwiazd. Co więcej, możliwy systematyczny błąd kalibracji, jaki zdaje się być obecny w danych z wybrzuszenia Galaktyki, może być obecny również w danych odnoszących się do WOM.
    Niedawne odkrycie przypadku podwójnego soczewkowania MACHO SMC-98-1, wraz z dobrym pokryciem obserwacyjnym przecięcia kostycznego dla tego przypadku, pozwala z dużą dozą prawdopodobieństwa stwierdzić, że przypadek ten przynależał do Małego Obłoku Magellana [28 – 31]. Czas przejścia jest w przybliżeniu równy kątowej średnicy źródła podzielonej przez względny ruch własny soczewek w odniesieniu do źródła. Promień kątowy gwiazdy-źródła można łatwo oszacować z jej widomej jasności, temperatury i odległości, a wynosi on ~0.1 mikrosekundy łuku. Obserwowany czas przecięcia kostycznej, ~8 godzin, implikuje bardzo mały względny ruch własny, co silnie przemawia za tym, że soczewka przynależy do SMC.
    Podobne wnioski wyciągnięto z obserwacji podwójnej soczewki MACHO #9 w kierunku WOM [44] i podwójnego źródła MACHO 96-LMC-2 [45] — w obu przypadkach soczewka znajdowała się w WOM. W jeszcze innym wypadku, przypadek soczewkowania w kierunku WOM okazał się byc spowodowany przez karłowatą gwiazdę w dysku Galaktyki [46]. Jak dotąd nie ma żadnego znanego przypadku, w którym można by bez wątpienia pokazać, że soczewka jest ulokowana w halo Galaktyki.
    Kolejny poważny problem wiąże się z określeniem masy obiektu soczewkującego. Jedyną wielkością mierzoną fotometrycznie i powiązaną z masą soczewki, jest skala czasowa zjawiska, t0. Niestety masa zależy nie tylko od t0, ale także od odległości do soczewki, Dd oraz jej prędkości poprzecznej, V, jak pokazano w równaniu (7). Prowadzi to do bardzo wielkiej niedokładności wyznaczanej masy [32]. Obserwowane skale czasowe są w zakresie spodziewanym dla przypadku zwykłych gwiazd działających jako soczewki, a to utrudnia udowodnienie, że jakiś wkład pochodzi od hipotetycznych ciemnych obiektów. Innymi słowy, dla zainteresowanych poszukiwaniami ciemnej materii, przypadki soczewkowania spowodowane przez zwykłe gwiazdy, tworzą bardzo kłopotliwe „tło”. Bez prawidłowego odjęcia tego „tła”, nie jest możliwe poczynienie wiarygodnych oszacowań przyczynku pochodzącego od ciemnej materii.
    Wszystko wskazuje na to, że można oczekiwać w niedalekiej przyszłości znaczącego postępu, dzięki dużym ulepszeniom instrumentarium i oprogramowania, jak również istotnie polepszonemu zrozumieniu rozmaitych efektów systematycznych. Warto zauważyć, że jest to bardzo młoda dziedzina badań i wciąż jeszcze jesteśmy na początkowych odcinkach „krzywej uczenia się”.
    Przykładem ulepszenia jest niedawny przełom na polu oprogramowania do „odejmowania obrazu” [33], co pozwala na zredukowanie błędów fotometrycznych dwu- lub trzykrotnie, co przybliża nas do granicy narzuconej przez statystyki fotonowe. Co więcej, zmniejszone błędy wydają się być gaussowskie. Ulepszona fotometria, jak również astrometria [34] pozwala na znacznie lepszą detekcję blendowania i korektę jego efektów — głównego problemu w bardzo zatłoczonych polach, w których czynione są poszukiwania.
    Prawdopodobne są istotne nowe udoskonalenia sprzętu w perspektywie kilku najbliższych lat, dzięki którym tempo rejestracji nowych przypadków mikrosoczewkowa-nia wzrośnie być może dziesięcio- a nawet stukrotnie [35].
    Bardzo ważne nowe podejście obserwacyjne stanie się możliwe około roku 2010, dzięki planowanemu startowi dwóch projektów orbitalnych:


oraz Space Interferometry Mission (SIM)


które będą zdolne do wykonywania pomiarów astrometrycznych o dokładności kilku mikrosekund łuku [36, 37]. Oczekuje się, iż przypadki mikrosoczewkowania będą się objawiać przesunięciem środka ciężkości (centroidu) podwójnego obrazu o ~100 mikrosekund łuku, a precyzyjne pomiary tego przesunięcia umożliwią jednoznaczne wyznaczenie masy, odległości i prędkości poprzecznej niewidocznego obiektu soczewkującego [38, 39]. To z kolei rozwiąże obecną dwuznaczność i pomoże nam zdecydować, czy soczewka jest zwyczajną gwiazdą, czy też ciemnym MACHO.
    W krótszej perspektywie czasowej, prawdopodobnie interferometr VLT umożliwi pomiary kątowego rozszczepienia pomiędzy parami obrazów [47], a znowu HST pomierzy przesunięcia środka ciężkości światła par obrazów [48]. Oba typy pomiarów dostarczą kątowych rozmiarów promienia Einsteina. Jeśli przypadki mikrosoczewkowania są długie, wówczas można pomierzyć efekt ruchu orbitalnego Ziemi, tzw. paralaksę fotometryczną. Efekt paralaksy, w połączeniu z kątowym rozmiarem pierścienia Einsteina, umożliwi bezpośrednie wyznaczenie masy soczewki. Najłatwiejsze będzie to dla soczewek o wielkich masach, takich jak czarne dziury o masach gwiazdowych.
    Kolejnym wielkim krokiem naprzód będzie jednoznaczna detekcja efektu mikrosoczewkowania, spowodowanego przez planety pozasłoneczne [50].
    Najnowsze przeglądy tematyki mikrosoczewkowania można znaleźć w [42, 43].
  
Literatura



Autor: prof. Bohdan Paczyński

Tłumaczenie, opr. i wersja HTML:
Marek Gołębiewski



© "Urania-Postępy Astronomii"
webmaster: Marek Gołębiewski