máster universitario en astronomía y astrofísica

MODALIDAD ON-LINE
MÁSTER UNIVERSITARIO
EN ASTRONOMÍA Y
ASTROFÍSICA
TÍTULO PROPIO
MÁSTER UNIVERSITARIO EN
ASTRONOMÍA Y ASTROFÍSICA
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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.
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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.
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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
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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
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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
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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
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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
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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
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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.
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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
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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.
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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
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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
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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
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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.
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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.
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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.
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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.
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Módulo V: Técnicas observacionales
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Asignatura: Astrofísica de Altas Energías
El fondo de rayos X, altamente isótropo en gran escala, fuera de la contribución de
nuestra galaxia.
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Módulo V: Técnicas observacionales
Los estallidos cósmicos de rayos gamma, las fuentes más energéticas del Universo.
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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
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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).
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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
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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.
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Asignatura: Astrofísica de Altas Energías
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Máster Universitario: Astronomía y Astrofísica
Módulo V: Técnicas observacionales
BIBLIOGRAFÍA
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Asignatura: Astrofísica de Altas Energías
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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
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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
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