Содержание к диссертации
Введение
I. Радиационная гидродинамика 33
1.1. Радиационная гидродинамика в приближении лучистой теплопроводности 33
1.2. Радиационная гидродинамика в одногрупповом приближении 35
1.3. Ионизационное равновесие и уравнение состояния 36
1.4. Средние непрозрачности и коэффициент излучения 38
1.5. Численный метод 39
1.6. Основные закономерности 43
1.6.1. Температура газа и излучения 43
1.6.2. Роль нетепловой ионизации 46
1.6.3. Непрозрачность в линиях 51
1.6.4. Эффект потемнения к краю 52
1.6.5. Лучистая теплопроводность и одногрупповое приближение 55
1.7. Результаты и выводы 56
II. Нестационарные явления в спектрах сверхновых типа II 58
II.1. Нарушение стационарного приближения на фотосферной фазе 58
II.2. Описание физической модели 60
II.2.1. Излучение непрерывного спектра 60
II.2.2. Перенос излучения в линии 63
II.2.3. Нестационарная кинетика атомов, молекул и их ионов 64
II.2.4. Уравнение энергии для газа 69
II.3. Численный метод 70
II.4. Нестационарные эффекты в простой модели 72
II.5. Результаты и выводы 79
III. Сверхновая типа IIP 1987А 81
III.1. Гидродинамические модели 85
III.1.1. Основные характеристики структуры предсверхновой 86
III.1.2. Эволюционная и неэволюционная модели предсверхновой 98
III.1.3. Зависимость светимости сверхновой от основных параметров 106
III.2. Нестационарные эффекты: линии На и Ва II 6142 А 109
III.2.1. Линия На и выбор гидродинамической модели 110
III.2.2. Эволюция ионизации водорода и линии На 112
III.2.3. Проблема обилия бария 120
III.3. Радиус предсверхновой, масса оболочки и энергия взрыва 123
III.3.1. Радиус предсверхновой и отношение кинетической энергии оболочки к ее массе 125
III.3.2. Болометрическая кривая блеска и масса оболочки 126
III.3.3. Линия На и масса оболочки 129
III.4. Высокоскоростной сгусток радиоактивного 56Ni 131
III.5. Обсуждение 137
III.6. Результаты и выводы 145
IV. Сверхновая типа lib 1993 148
IV.1. Структура предсверхновой 149
IV.2. Разлет оболочки сверхновой 151
IV.3. Стадии формирования кривой блеска 154
IV.4. Распределение радиоактивного 56Ni 159
IV.5. Гелиевая мантия 159
IV.6. Появление линий гелия 162
IV.7. Обсуждение 165
IV.8. Результаты и выводы 170
V. Сверхновая типа IIP 1997D 173
V.I. Скорость фотосферы 174
V.2. Эффекты рэлеевского рассеяния 176
V.3. Кривая блеска 180
V.4. Обсуждение 185
V.5. Результаты и выводы 188
A. Атомные данные 196
А.1. Водород 196
А.2. Нейтральный гелий 196
А.З. Однократный ион магния 197
А.4. Однократный ион железа 197
А.5. Однократный ион бария 198
А.6. Другие атомы и ионы 198
B. Молекулярные данные 199
8.1. Отрицательный ион водорода 199
8.2. Другие молекулы водорода 199
Список литературы 201
- Ионизационное равновесие и уравнение состояния
- Нестационарная кинетика атомов, молекул и их ионов
- Радиус предсверхновой и отношение кинетической энергии оболочки к ее массе
- Стадии формирования кривой блеска
Введение к работе
Сверхновая (SN) звезда — это звезда, блеск которой при вспышке увеличивается на десятки звездных величин в течение нескольких суток. В максимуме блеска сверхновая звезда сравнима по яркости со всей материнской галактикой, в которой она вспыхнула, и даже может превосходить ее.
По устоявшимся представлениям сверхновые звезды — это продукт конечных стадий эволюции звезд из определенных интервалов массы на главной последовательности. Сверхновые звезды являются нестационарными объектами, и на местах их вспышек появляются расширяющиеся с большими скоростями газовые оболочки, называемые остатками сверхновых. Кроме того, в некоторых случаях несомненно остаются и звездные остатки в виде нейтронных звезд или черных дыр. Динамика межзвездной среды, создание галактического ветра, синтез тяжелых элементов, эволюция звезд, рождение нейтронных звезд и черных дыр, происхождение космических лучей, природа космических гамма-всплесков, эволюция звездных населений и галактик в целом, — вот неполный круг вопросов, тесно связанных с проблемой сверхновых звезд. Во многом всем этим и объясняется ключевая роль сверхновых звезд в современной астрофизике.
Первоначально все звезды, блеск которых внезапно увеличивался примерно более чем в тысячу раз, назывались новыми звездами. Хронологически история сверхновых звезд началась 31 августа 1885 г., когда на обсерватории в г. Тарту астроном Гартвиг обнаружил яркую новую звезду около ядра туманности Андромеды (см., например, Шкловский, 1976). Со временем была установлена внегалактическая природа туманностей, названных впоследствии галактиками, и стало ясно, что вспыхивающие в них звезды превосходят по своим характеристикам обычные новые звезды. Бааде и Цвикки (1934) первыми разделили новые звезды на обычные новые звезды и яркие новые звезды и предложили для последних название "сверхновые звезды". Теперь обнаруженная Гартвигом новая звезда, оказавшаяся сверхновой звездой, известна как SN 1885А. В современной литературе к сверхновым звездам относят вспышки звезд с мощностью излучения порядка или больше 1041 эрге-1.
Наблюдение вспышки сверхновой звезды — весьма редкое событие. Так, две последние вспышки в Галактике наблюдались Т. Браге в 1572 г. и И. Кеплером в 1604 г. Из Введение всех галактических сверхновых звезд только для этих двух есть достаточно полные данные по визуальным кривым блеска. Поэтому практически все сведения о сверхновых звездах получены из наблюдений вспышек в других галактиках. В силу гигантских межгалактических расстояний яркость таких сверхновых звезд даже в максимуме блеска очень мала. Трудности наблюдений усложняли исследование сверхновых звезд и решение связанных с ними проблем.
По мере накопления наблюдательных данных о сверхновых звездах в других галактиках появилась возможность провести классификацию этих грандиозных явлений. По своим свойствам сверхновые звезды не являются однородной группой объектов и делятся на два основных типа. Классификация сверхновых звезд первоначально была основана, согласно Минковского (1941), на различии оптических спектров, а затем разделение на два типа получило подтверждение и в характере кривых блеска. Главными особенностями сверхновых звезд типа I являются отсутствие в оптических спектрах интенсивных линий водорода и заметное сходство у отдельных объектов как спектральных, так и фотометрических свойств. Напротив, сверхновые звезды типа II имеют в спектрах линии водорода, а их кривые блеска отличаются разнообразием формы.
Спустя десятилетия появилось большое число свидетельств о том, что эти два основных типа сверхновых звезд, в свою очередь, также не представляют собой однородные группы объектов. Большая часть сверхновых звезд типа І, в оптическом спектре которых около максимума блеска присутствует глубокая абсорбция линии Si II 6355 А, отождествленной Псковским (1968), образует подтип сверхновых типа 1а. Остальные сверхновые звезды типа I характеризуются отсутствием абсорбции линии Si II 6355 А (Бертола, 1964; Бертола и др., 1965; Уилер, Левреолт, 1985; Уомото, Кершнер, 1985; Портер, Филиппенко, 1987) и составляют два подтипа сверхновых типа lb и 1с (Элайас и др., 1985; Уилер, Харкнесс, 1986,1990). Харкнесс и др. (1987) отождествили глубокие впадины в оптических спектрах сверхновых типа lb с линиями нейтрального гелия. Эти умеренно сильные линии гелия, и особенно линия Не I 5876 А, отличают сверхновые типа lb от сверхновых типа 1с. На поздних (t 120 сут) стадиях оптические спектры сверхновых звезд типа I подтверждают представленное выше разделение на подтипы. Спектр сверхновой типа 1а образуется большим числом перекрывающихся эмиссионных линий железа и несколькими линиями кобальта и кальция. Напротив, в спектрах сверхновых типа lb и 1с наблюдаются относительно свободные от блендирования эмис Введение сионные линии кислорода и кальция. Среди большого многообразия сверхновых звезд типа II (см., например, Патат и др., 1993) удалось выделить по форме кривой блеска в полосе В два подтипа: сверхновые типа IIL с почти линейным падением блеска и сверхновые типа IIP с платообразным участком (Барбон и др., 1979; Доггетт, Бранч, 1985). Кривые блеска сверхновых типа IIL похожи, с общих чертах, на кривые блеска сверхновых типа 1а. После достижения максимума блеск сверхновых типа IIL довольно быстро падает, образуя характерный для этих объектов линейный участок, а затем уменьшается значительно медленнее, постепенно выходя на квазиэкспоненциальный закон. В отличии от сверхновых типа IIL, блеск сверхновых типа IIP остается примерно около максимального значения (особенно в полосе V) в течение 100 — ПО сут, четко демонстрируя платообразный участок, затем весьма быстро падает и постепенно выходит на квазиэкспоненциальный закон. На ранних стадиях в спектре сверхновых типа II доминируют интенсивные линии водорода и кальция, а на поздних стадиях к ним добавляются линии кислорода, натрия и железа. За последние 15 лет, отсчитывая с момента выхода работы Склегела (1990), постепенно стало очевидным существование еще одного подтипа сверхновых типа Пп с узкими и очень узкими эмиссионными линиями (Филиппенко, 1989, 1991; Статакис, Садлер, 1991; Туратто и др., 1993; Уэг-нер, Свансон, 1996; Филиппенко, 1997). В спектрах сверхновых типа Ип абсорбционные компоненты всех линий либо слабы, либо совсем отсутствуют, а эмиссионные компоненты, напротив, доминируют. Очень приметной является эмиссия линии На, обладающая весьма сложным и относительно узким профилем. Общая черта этого профиля для всех сверхновых типа Пп — очень узкий компонент с характерной лучевой скоростью 200 км с-1, который накладывается на более широкое эмиссионное образование со скоростью 1000 - 2000 км с-1, а иногда дополнительно и на очень широкое основание со скоростью 5000—10 000 км с-1. Такова современная феноменологическая классификация сверхновых звезд, основанная на фотометрических и спектральных наблюдениях. Растущий в последние десятилетия интерес к сверхновым звездам в сочетании с бурным технологическим прогрессом наземной астрономии привел к значительному увеличению числа обнаруженных объектов. В начале восьмидесятых удавалось открывать в среднем по 20 сверхновых звезд в год, а в конце девяностых эта цифра уже составила 200 сверхновых звезд в год, что увеличило полное число обнаруженных объектов до 1800 (Барбон и др., 1999). Среди сверхновых звезд, классификация которых не
Введение вызывает сомнений, относительный вклад сверхновых типа la, Ib/c, IIP, IIL и Пп равен примерно 50, 7, 20, 10 и 4%, соответственно. В последние годы темп обнаружения сверхновых звезд держится на уровне нескольких сотен в год и это практически удвоило полное число обнаруженных объектов. Конечно, этот успех достигнут, главным образом, за счет вспышек сверхновых звезд в далеких галактиках, наблюдения которых не дают качественный фотометрический и спектральный материал, но существенно увеличивают достоверность статистических исследований. К сожалению, уменьшение статистических ошибок не освобождает анализ вспышек сверхновых звезд в далеких галактиках от некоторых селективных эффектов (Каппелларо и др., 1997). Тем не менее, статистический анализ выявил ряд принципиальных особенностей (Каппелларо и др., 1999; Маннусси и др., 2005). Оказалось, что сверхновые типа 1а вспыхивают в галактиках всех типов, а сверхновые типа Ib/c и II — только в спиральных галактиках с Sa по Sd типа и в неправильных и пекулярных галактиках. Частота вспышек сверхновых типа 1а, рассчитанная на единицу массы материнской галактики, растет в последовательности типов галактик Е — S0 — Sa — Sb — Sc — Sd — Irr, причем от галактик типа Е к Irr она увеличивается почти в 20 раз. Частота вспышек сверхновых типа Ib/c и II также растет, но умеренно и в последовательности типов галактик Sa — Sb — Sc — Sd, и несколько уменьшается при переходе от спиральных галактик типа Sd к неправильным и пекулярным галактикам. Для каждого конкретного типа галактик существует прямая зависимость частоты вспышек сверхновых звезд от светимости галактики. Отметим, что частота вспышек сверхновых звезд является ключевым параметром в моделировании химической эволюции галактик, кинематики межзвездной среды, происхождения космических лучей и, разумеется, в собственно теории эволюции звезд.
Местоположение вспышки сверхновой звезды дает ценнейшую информацию 6 природе сверхновой и массе предсверхновой. Изучение пространственного распределения сверхновых звезд в пределах материнских галактик показало, что сверхновые типа 1а в эллиптических галактиках вспыхивают преимущественно на периферии (Маза, ван ден Берг, 1976; Тамманн, 1978), а в спиральных галактиках тяготеют к диску, но не коррелируют со спиральными рукавами (Маза, ван ден Берг, 1976; Ван Дайк, 1992; Макмиллан, Кьярдулло, 1996). Следует отметить, что Бартунов и др. (1994а) все же обнаружили некоторую корреляцию сверхновых типа 1а со спиральными рукавами. На
Введение основе того, что в эллиптических галактиках наблюдаются только сверхновые типа 1а, а частота их вспышек растет от галактик типа Е к Irr, делают вывод, что сверхновые типа 1а имеют разных эволюционных предшественников в эллиптических и спиральных галактиках (Оимлер, Тинзли, 1979; Бартунов и др., 1994а; Делла Балле, Ливио, 1994). Соответственно, незначительная часть звезд, вспыхивающих как сверхновые типа 1а, принадлежит к старым маломассивным (1 — 2 М©) звездам, а большая их часть порождена промежуточного возраста умеренно массивными (4-7 М©) звездами. Наоборот, вспышки сверхновых типа Ib/c и II в спиральных галактиках сильно коррелируют со спиральными рукавами и областями ионизованного водорода (Маза, ван ден Берг, 1976; Хуанг, 1987; Портер, Филиппенко, 1987; Ван Дайк, 1992; Бартунов и др., 1994а; Ван Дайк и др., 1996). Отсюда следует, что звезды, вспыхивающие как сверхновые типа Ib/c и II, принадлежат к молодым массивным ( 8 — 10 М©) звездам.
Важные сведения могут дать наблюдения звезды накануне вспышки сверхновой, которую в этом состоянии называют предсверхновой. Благодаря наземным телескопам нового поколения и космической обсерватории NASA/ESA Hubble Space Telescope (HST) появилась возможность изучать накопившиеся за время их работы архивные снимки близких галактик и оценивать светимость обнаруженных на этих снимках предсверх-новых. Последующее сравнение светимости предсверхновой в той полосе длин волн, в которой были сделаны архивные снимки, с надлежащими эволюционными треками на диаграмме Герцшпрунга-Ресселла позволяет наложить определенные ограничения на массу эволюционного предшественника сверхновой на главной последовательности. Таким образом за последние 5 лет были получены оценки масс эволюционных предшественников и ограничения на них для 3 сверхновых типа Ib/c и 7 сверхновых типа ИР. Для сверхновых типа lb 2000ds и 2001В и сверхновой типа Ic 2000ew удалось получить лишь нижний предел 25 М© (Монд, Смартт, 2005). Изучение сверхновых типа IIP дало следующие результаты: SN 1999ап — 20 М© (Монд, Смартт, 2005), SN 1999br — 12 М© (МОНД, Смартт, 2005), SN 1999ет - 11 - 15 М0 (Смартт и др., 2002, 2003), SN 1999ev - 15 - 18 М© (Монд, Смартт, 2005), SN 1999gi - 7 - 12 MQ (Смартт и др., 2001, 2003), SN 2001du - 9 - 20 М© (Ван Дайк и др., 2003а) и 15 М© (Смартт и др., 2003), SN 2003gd - 8 - 9 М© (Ван Дайк и др., 2003b) и 6 - 12 MQ (Смартт и др., 2004). Заметим, что большая неопределенность полученных оценок обесценивает их, а возможные проблемы в идентификации предсверхновой и неизбежные трудности
Введение учета поглощения околозвездной пылью при определении ее болометрической светимости и несовершенство современной теории эволюции звезд вряд ли сделают указанный метод достаточно точным. Серьезные проблемы в описании конечных стадий эволюции массивных звезд стали совершенно очевидными после вспышки сверхновой типа IIP 1987А в Большом Магеллановом Облаке (БМО), к которой, кстати, следовало бы применить этот метод в первую очередь. По-видимому, современная теория эволюции звезд позволяет делать только весьма грубые оценки и получать скорее качественное, чем количественное представление о массах эволюционных предшественников сверхновых.
По современным воззрениям, вспышка сверхновой звезды — это взрыв звезды с выделением энергии порядка 1050 — 1052 эрг. Такой взрыв является результатом динамической эволюции ядра звезды, которая начинается с момента нарушения гидростатического равновесия в звезде, уже далеко продвинувшейся в своей эволюции. Динамическая эволюция ядра звезды завершается либо полным разлетом вещества звезды, либо гравитационным коллапсом ядра. Характер эволюции в основну определяется массой звезды.
Поздние стадии эволюции звезды начинаются с термоядерного горения гелия в ее центральной области, что на диаграмме Герцшпрунга-Ресселла соответствует переходу звезды с главной последовательности в область красных или голубых гигантов (см., например, Ибен, Ренцини, 1983; Вусли, Уивер, 1995; Вусли и др., 2002). В процессе эволюции центральная область звезды становится все плотнее и горячее, а ее оболочка, наоборот, расширяется и охлаждается. При этом возрастают и становятся определяющими потери звездой энергии за счет нейтринного излучения. После завершения гелиевого горения в центре звезды образуется углеродно-кислородное (СО) ядро, причем его масса тем больше, чем больше масса звезды на главной последовательности. В СО-ядре с достаточно малой массой давление полностью определяется вырожденным газом электронов. Вырожденное СО-ядро может иметь массу вплоть до предела Чанд-расекара (1931) — верхнего предела массы вырожденной звезды, еще находящейся в гидростатическом равновесии. Для СО-ядра предел Чандрасекара равен и 1.44 MQ, и ядро с массой, превышающей это значение, является невырожденным. Дальнейшая эволюция звезды происходит по-разному для вырожденного и невырожденного СО-ядер.
Масса вырожденного СО-ядра постепенно увеличивается благодаря поступлению в
Введение него продуктов горения из слоевого источника. По мере увеличения массы в СО-ядре возрастают плотность и температура. Приближение массы СО-ядра к пределу Чанд-расекара сопровождается резким увеличением плотности в центре ядра, что приводит к сильному релятивистскому вырождению электронного газа и созданию условий для зажигания углерода. Поскольку повышение температуры в сильно вырожденном веществе практически не приводит к увеличению давления, то горение углерода развивается при постоянной плотности и приобретает характер теплового взрыва. При этом нарушается гидростатически равновесный характер горения, и происходит термоядерный взрыв СО-ядра звезды. Результат термоядерного взрыва зависит, главным образом, от режима горения, который может быть детонацией, дефлаграцией или каким-нибудь их сочетанием. При любом режиме горения происходит взрыв звезды с энергией взрыва (0.6 - 1.6) х 1051 эрг, характерной для явления сверхновой типа 1а (см., например, Райнеке и др., 2002; Гамезо и др., 2004, 2005; Рёпке, Хиллебрандт, 2005). В ходе эволюции одиночной звезды с массой в интервале 4 — 8 М© на главной последовательности масса СО-ядра не успевает вырасти до предела Чандрасекара к моменту наступления стадии интенсивной потери массы (Бекер, Ибен, 1979, 1980). Тем не менее, Ибен и Рен-цини (1983), учитывая чрезвычайную сложность физических процессов, определяющих течение эволюции звезд промежуточных масс, все же допустили возможность образования СО-ядра с предельной массой в одиночной звезде и, соответственно, возможность термоядерного взрыва. По современным представлениям, более вероятен термоядерный взрыв углеродно-кислородного белого карлика при его эволюции в составе тесной двойной системы в результате перетекания вещества со второго компонента или слияния с ним (Уилан, Ибен, 1973; Ибен, Тутуков, 1984).
Невырожденное СО-ядро образуется в звезде, имеющей массу 8 — 10 М© на главной последовательности (Ибен, Ренцини, 1983). В этом случае дальнейшая ядерная эволюция центральных областей звезды проходит через стадии термоядерного горения углерода, неона, кислорода, кремния и завершается образованием элементов железного пика на кривой распространенности элементов. После исчерпания запасов ядерного топлива звезда интенсивно теряет энергию посредством нейтринного излучения. Потери энергии приводят к дальнейшему сжатию звезды и нагреванию вещества, поскольку электронный газ внутри достаточно массивных железных ядер звезд фактически не вырожден. Увеличение температуры и плотности в конце концов вызывает распад ядер
Введение элементов железного пика на нейтроны и ядра гелия, которые, в свою очередь, распадаются на нейтроны и протоны. Эти процессы, внося основной вклад в уменьшение эффективного показателя адиабаты железного ядра звезды ниже критического значения 4/3, приводят к нарушению гидростатического равновесия — силы давления не могут противостоять силам тяготения, и начинается гравитационный коллапс железного ядра звезды. Гидродинамические исследования гравитационного коллапса железных ядер звезд на протяжении многих лет давали порой противоречивые результаты и до настоящего времени пока нет приемлемой модели с энергией взрыва, типичной для сверхновых звезд. Во многом по этой причине параллельно развиваются три механизма взрыва сверхновой, основанные на гравитационном коллапсе железного ядра звезды: собственно гравитационный коллапс с его модификациями, магниторотацион-ный механизм и сценарий ротационного механизма. Поскольку диссертационная работа посвящена изучению коллапсирующих сверхновых звезд, то ниже мы рассмотрим эти механизмы подробнее.
Феноменологическая классификация сверхновых звезд еще не переросла во всеобъемлющую физическую картину образования сверхновых звезд, но уже обрисовывает некоторые общие ее черты. Так, принято считать, что вспышка сверхновой типа 1а — термоядерный взрыв углеродно-кислородного белого карлика, эволюционировавшего в составе тесной двойной системы с перетеканием вещества со второго компонента (Уи-лан, Ибен, 1973; Ибен, Тутуков, 1984; Номото и др., 1984; Уэббинк, 1984; Вусли, Уивер, 1986). По современным представлениям, вспышки всех остальных типов сверхновых звезд возникают в результате гравитационного коллапса железных ядер звезд с массами больше 8 — 10 М© (Ибен, Ренциии, 1983) и меньше 100 MQ (Вусли и др., 2002) на главной последовательности, причем звезды с массами меньше 25 М© порождают нейтронные звезды, а более массивные звезды — черные дыры (Вусли и др., 2002). Сверхновая типа ИР, по-видимому, связана с далеко проэволюционировавшей массивной звездой, которая фактически сохранила свою богатую водородом оболочку до самого взрыва предсверхновой. Наоборот, сверхновая типа IIL, по оценкам Литвиновой и Надёжина (1983) и Чугая (1985) и согласно гидродинамическому моделированию вспышки Бартуновым и Блинниковым (1992) и Блинниковым и Бартуновым (1993), успела до взрыва потерять большую часть водородной оболочки. Еще большая потеря массы лишает звезду водородной оболочки и взрыв такой предсверхновой проявляется
Введение как вспышка сверхновой типа lb, а если к моменту взрыва звездой утеряна и богатая гелием оболочка, то такое событие регистрируется как сверхновая типа 1с. Механизмом потери массы может быть либо обмен массой в тесной двойной системе с перетеканием вещества на второй компонент (Номото и др., 1994; Вусли и др., 1995), либо потеря массы посредством звездного ветра (Вусли и др., 1993, 1995; Шварц и др., 1993а). Наконец, предполагается, что сверхновые типа Пп представляют собой особый класс объектов, в которых выброшенное при взрыве вещество оболочки взаимодействует с околозвездным веществом, потерянным звездой посредством звездного ветра накануне вспышки сверхновой. Сложная картина этого гидродинамического взаимодействия отражается в структуре эмиссионной линии На, профиль которой охватывает широкий диапазон лучевых скоростей 200 — 10000 км с-1 и свидетельствует о сильной неоднородности звездного ветра (Чугай, 1991d; Чугай, Данцигер, 1994).
Любая классификация природных объектов — это упрощение, способствующее их изучению и вполне закономерно допускающее существование исключений, не укладывающихся в предлагаемую схему. Исключения, как правило, ярко подчеркивают присущие объектам свойства и закономерности и раскрывают все богатство природы изучаемых объектов. Достаточно большое число сверхновых звезд подтверждает это высказывание, и мы ограничимся упоминанием лишь трех событий, которые наиболее наглядно иллюстрируют его. Для сверхновых типа 1а, не содержащих в спектрах линии водорода, в течение длительного времени обсуждалась проблема околозвездного вещества, присутствие или отсутствие которого вблизи звезды накануне вспышки проливает свет на природу эволюционного предшественника (см., например, Бранч и др., 1995; Кам-минг и др., 1996). Многочисленные попытки обнаружить в спектрах сверхновых типа 1а признаки водорода или околозвездного вещества, наконец, увенчались долгожданным успехом: Хамуи и др. (2003) представили наблюдения сверхповой 2002ІС, которая оказалась первой сверхновой типа 1а с эмиссионной линией На в ее оптическом спектре. Это уникальное событие было интерпретировано, традиционно для сверхновых типа 1а, как результат эволюции в тесной двойной системе со вторым компонентом в виде нормальной звезды (Хамуи и др., 2003; Котак и др., 2004) и как термоядерный взрыв в общей оболочке, образованной при слиянии двух белых карликов (Ливио, Рисе, 2003). В то же время Хамуи и др. (2003) вспомнили о гипотетических сверхновых типа 11/2, предложенных Ибеном и Ренцини (1983) и предполагающих возможность роста массы
Введение СО-ядра до предела Чандрасекара в одиночной звезде, и оживили эти сверхновые, а Чугай и Юнгельсон (2004) показали, что именно этот сценарий наиболее приемлем для объяснения SN 2002ІС В свою очередь, Имшенник и Дунина-Барковская (2005) предложили универсальный механизм термоядерного взрыва, основанный на современной версии запаздывающей детонации, как для одиночных, так и для двойных предсверх-новых. Этот механизм, по мнению авторов, в сценарии одиночной звезды может адекватно описывать вспышки сверхновых, подобных SN 20021с. Другой пример — это очень мощная вспышка SN 1998bw, которая была обнаружена 26.60 апреля UT 1998 г. и которая оказалась, согласно спектральным наблюдениям, сверхновой типа 1с (Галама и др., 1998). Самое примечательное состоит в том, что меньше, чем за сутки до обнаружения сверхновой, 25.90915 апреля UT 1998 г., была зарегистрирована гамма-вспышка GRB 980425 (Пьян и др., 1999) как раз на месте SN 1998bw, вспышка которой, по мнению Галама и др. (1999), генетически связана с гамма-вспышкой. Изучение фотометрических и спектральных данных наблюдений (Галама и др., 1998; Макензи, Шафер, 1999; Патат и др., 2001) показало, что это грандиозное и поразительное явление объясняется взрывом массивной ( 6 — 14М0) углеродно-кислородной звезды с энергией взрыва (1 - 5) х 1052 эрг и массой радиоактивного никеля 0.4 - О.7М0 (Ивамото и др., 1998; Вусли и др., 1999; Накамура и др., 2001). Наконец, SN 1993J, вспыхнувшая в галактике М81, продемонстрировала удивительную спектральную метаморфозу. Сразу после обнаружения SN 1993J была классифицирована как сверхновая типа П. Однако, дальнейшие интенсивные фотометрические наблюдения выявили беспрецедентную визуальную кривую блеска с двумя четкими максимумами (Льюис и др., 1994; Ричмонд и др., 1994). И более того, оптические спектры SN 1993J показали начало поразительного перехода от характеристик сверхновых типа II к характеристикам сверхновых типа lb (Филиппенко и др., 1993; Шварц и др., 1993b). Все это позволило выделить данное событие в новый подкласс сверхновых, логично названный сверхновыми типа lib и сейчас насчитывающий 4 объекта.
Рассмотрение механизмов взрыва массивных звезд начнем с собственно гравитационного коллапса железного ядра звезды. Продолжающееся в течение почти сорока лет изучение гравитационного коллапса железного ядра звезды большей частью находилось в кризисном состоянии и до сих пор не дало вразумительного ответа о путях выхода из него. Первоначально все надежды были связаны с простым гидродинамическим отско Введение ком, который возникает, когда при ядерных плотностях уравнение состояния становится жестким и вещество восстанавливает свои упругие свойства, и когда гомологичный коллапс внутренней области железного ядра сменяется образованием протонеитроннои звезды и сильной ударной волны вблизи внешней границы гомологичного ядра (Кол-гейт, Уайт, 1966). По мере продвижения наружу ударная волна ослабевает, главным образом, вследствие фотодиссоциации ядер железа на а-частицы и свободные нуклоны и вследствие нейтринного излучения, когда фронт ударной волны выходит за пределы нейтриносферы. Как показали многочисленные расчеты (см., например, Брюенн, 1985; Майра и др., 1987; Брюенн, 1989а, 1989b; Суисти и др., 1994;), эти потери энергии столь существенны, что, несмотря на значительную начальную энергию ( 6 х 1051 эрг), ударная волна исчезает прежде, чем доходит до поверхности железного ядра звезды. Ясно, чем меньше масса железного ядра звезды, тем выше шансы ударной волны выйти на поверхность железного ядра звезды и сохранить энергию, достаточную для взрыва всей массивной звезды. Оказалось, что взрыв сверхновой возможен только при гравитационном коллапсе железного ядра с очень малой массой 1.1М© (Барон, Купперстайн, 1990) или при чрезвычайно мягком уравнении состояния с учетом эффектов общей теории относительности (Барон и др., 1985, 1987). Отметим также работы Хиллебрандта и др. (1984) и Сумиьоши и др. (2001), в которых продемонстрирована возможность взрыва сверхновой при гидродинамическом отскоке в железных ядрах звезд с массами около IOMQ на главной последовательности, другими словами, около нижней границы коллапсирующих сверхновых.
Для более массивных железных ядер звезд при нормальном уравнении состояния даже учет взаимодействия испускаемых горячей протонеитроннои звездой нейтрино с окружающей оболочкой не изменил ситуацию и единственный не вызывающий сомнений результат многих исследований — это отсутствие выброса внешней оболочки с кинетической энергией, по масштабам сопоставимой с энергией взрыва сверхновой, при сферически-симметричном коллапсе, несмотря на все более и более корректное описание всех физических процессов (см., например, Колгейт, Уайт, 1966; Надёжин, 1978; Рампп, Янка, 2000; Брюенн и др., 2001; Меццакаппа и др., 2001). Этот важный результат заставил отказаться от сферической симметрии и перейти к многомерным задачам нейтрино-конвективного механизма взрыва сверхновой с учетом, желательно одновременным, очень сложных процессов: взаимодействия нейтрино разных сортов с
Введение веществом, переноса нейтрино, гидродинамических неустойчивостей (включая конвекцию), вращения, возникновения и усиления магнитных полей. Современные попытки моделирования некоторых из этих процессов (двухмерные коллапс, конвекция, решение уравнения Больцмана для нейтрино и вращение (Бурас и др., 2003); трехмерные коллапс, конвекция и перенос нейтрино с ограничением потока (Фрайер, Уоррен, 2002); то же самое и с вращением (Фрайер, Уоррен, 2004)) пока не увенчались успехом и даже не выделили четко наиболее важные из них. Вместе с тем, как показал Янка (2001), который всесторонне проанализировал депозицию испускаемых горячей протонейтрон-ной звездой нейтрино, нейтрино-конвективный механизм имеет большие потенциальные возможности и сулит энергию взрыва в интервале от 1050 эрг до несколько единиц на 1051 эрг.
Предложенный Бисноватым-Коганом (1970) магниторотационный механизм взрыва сверхновой основан на возникновении и усилении тороидального компонента магнитного поля благодаря дифференциальному вращению коллапсирующего ядра звезды. Когда создаваемое магнитным полем давление оказывается сопоставимо с давлением газа, оно становится способным выталкивать вещество звезды наружу. Поскольку этот процесс происходит в среде с падающей наружу плотностью, то в конце концов образуется ударная волна. В итоге посредством магнитного поля энергия вращения прото-нейтронной звезды преобразуется в кинетическую энергию выбрасываемой оболочки. Если энергия ударной волны существенно превышает энергию связи оболочки звезды, то возникает вспышка сверхновой. Последовательное развитие магниторотациошюго механизма (Бисноватый-Коган и др., 1976; Арделян и др., 1979, 1987, 1996, 2000, 2004) прошло долгий путь в 35 лет от идеи до создания современной двухмерной модели, расчеты которой дают энергию взрыва 0.6 х 1051 эрг (Арделян и др., 2005).
На данный момент наиболее обещающим выглядит сценарий ротационного механизма взрыва сверхновой, предложенный Имшенником (1992). Этот сценарий включает гравитационный коллапс вращающегося массивного железного ядра в быстро вращающуюся нейтронную звезду, последующую ее динамическую фрагментацию на две нейтронные звезды, эволюцию образовавшейся двойной системы посредством излучения гравитационных волн до стадии перетекания вещества с маломассивного компонента на более массивный и, наконец, гидродинамический взрыв нейтронной звезды при достижении ею минимальной ( О.1М0) массы нейтронной звезды. Отдельные этапы этого
Введение сложного сценария были изучены в работах Имшенника и Попова (1994, 1998), Им-шенника и Забродиной (1999), Имшенника и Попова (2001) и Имшенника и др. (2002). Согласно последним исследованиям (Имшенник, Мануковский, 2004), энергия взрыва в этом механизме лежит в интервале (0.25 — 1.0) х 1051 эрг. Отметим, что более корректное описание физических процессов позволит, возможно, увеличить максимальную энергию взрыва в 1.5 раза (Имшенник, 2005). Кроме того, в рамках сценария ротационного механизма впервые удалось интерпретировать отклик на нейтринный сигнал от SN 1987А, зарегистрированный подземной обсерваторией Liquid Scintillation Detector под Монбланом (Имшенник, Ряжская, 2004).
Масса звезды — фундаментальный параметр, определяющий свойства звезды и ход ее эволюции. Поэтому нахождение массы вещества, выброшенного при взрыве сверхновой, представляет собой первостепенную задачу и, кроме того, проливает свет на финальные стадии эволюции звезды. Определение кинетической энергии выброшенной оболочки накладывает ограничение на энергию взрыва — ключевой параметр механизма взрыва сверхновой. Вот те главные цели, которые стоят перед любым исследованием конкретных сверхновых звезд. О сложности и трудности поставленных задач говорит хотя бы тот факт, что даже в случае предоставившей необычайно обширную астрофизическую информацию и хорошо изученной SN 1987А вопрос о массе оболочки и ее кинетической энергии остается открытым. Адекватное решение этих задач немыслимо без гидродинамического моделирования взрыва сверхновой, поскольку только оно в состоянии дать и сравнительно надежную интерпретацию фотометрических наблюдений сверхновой, и гидродинамическую картину расширения выброшенной оболочки. Сама проблема взрыва сверхновой, к счастью, разбивается на две самостоятельные задачи: внутреннюю задачу гравитационного коллапса железного ядра и внешнюю задачу гидродинамического моделирования вспышки сверхновой. Такое разбиение совершенно оправдано в силу существенного различия между характерными гидродинамическими временами ядра звезды и ее оболочки, а также между энергией взрыва и гравитационной энергией связи оболочки и ее тепловой энергией.
Ионизационное равновесие и уравнение состояния
При выполнении условия стационарности уравнение состояния идеального газа в поле неравновесного излучения и при нетепловой ионизации требует решения задачи о насел енностях возбужденных уровней атомов и ионов и ионизационном равновесии. При отсутствии ЛТР распределение по возбужденным уровням атомов и ионов и по состояниям ионизации определяется балансом всех возможных элементарных процессов и общее решение задачи должно включать безконечную систему алгебраических уравнений для всей совокупности уровней и процессов. Эта задача чрезвычайно сложна как в силу математических трудностей, так и по причине отсутствия надежных физических данных о требуемых элементарных процессах. Данное обстоятельство и необходимость многократных вычислений уравнения состояния при гидродинамических расчетах заставляют нас отказаться от учета возбужденных уровней атомов и ионов и ограничиться рассмотрением только основного состояния атомов и ионов и, следовательно, их ионизационного равновесия. С точки зрения установления ионизационного равновесия в оболочках сверхновых наибольший интерес представляют следующие элементарные процессы: фотоионизация и излучательная рекомбинация, ионизация электронами, трехчастичная рекомбинация и нетепловая ионизация.
Для упрощения системы уравнений баланса мы ограничимся учетом только трех состояний ионизации для всех элементов. Уравнение ионизационного баланса для атома z и иона z+, в котором скорости фотоионизации, ионизации электронами и нетепловой ионизации уравновешиваются скоростями излучательной и трехчастичной рекомбинаций, имеет вид где Pza — вероятность фотоионизации атома z в поле излучения, необязательно равновесного, az+ — коэффициент излучательной рекомбинации, qzo — скорость ионизации атома z электронами при максвелловском распределении по энергиям, Xz+ коэффициент соответствующей трехчастичной рекомбинации, Г2о — скорость нетепловой ионизации атома z, a Ne, Nzo и JVZ+ — концентрации электронов, атомов z и ионов z+, соответственно. Подобное уравнение можно записать и для ионов z+ и z++, и для водорода с той лишь разницей, что роль третьего состояния ионизации будет играть отрицательный ион водорода.
Аналитическая аппроксимация сечений фотоионизации из основного состояния для различных атомов и ионов, требуемых для вычисления вероятности фотоионизации и коэффициента излучательной рекомбинации, взята из работ Вернера и Яковлева (1995) и Вернера и др. (1996). Сечение фотоионизации отрицательного иона водорода вычислено Вишартом (1979). Аппроксимационные формулы для скорости ионизации различных атомов и ионов электронами приведены в работе Воронова (1997). Образовавшиеся во взрывном нуклеосинтезе радиоактивные нуклиды излучают в основном гамма-кванты с энергией около 1 МэВ, которые теряют свою энергию при комптоновском рассеянии на свободных и связанных электронах. В свою очередь, комптоповские электроны теряют свою энергию при нагреве свободных электронов, при ионизации и возбуждении атомов и ионов. Адекватное решение этой сложной задачи и вычисление скоростей нетепловой ионизации и возбуждения атомов и ионов было выполнено Козма и Франссоном (1992).
Теперь, чтобы найти ионизационное равновесие смеси химических элементов, например, состоящей из Н и элементов от Не до Fe, замкнем описанную выше систему уравнений баланса уравнениями сохранения числа барионов и электронейтральности плазмы. Полученная система уравнений легко приводится к нелинейному уравнению относительно неизвестной степени ионизации хе, если заданы плотность газа, температура электронов, свойства неравновесного излучения и нетепловой ионизации, и известны характеристики элементарных процессов. Заметим, что физические условия в оболочке сверхновой на интересующих нас фазах расширения характеризуются равенством электронной и ионной температур, которые обозначены как температура газа Тд. Решая это уравнение относительно степени ионизации хе, находим затем все требуемые относительные концентрации атомов и ионов.
Давление Рд и внутренняя удельная энергия идеального газа Ед, входящие в уравнение состояния, для смеси химических элементов имеют вид
Относительные концентрации атомов и ионов, вычисленные, как описано выше, при отсутствии JITP, но без учета возбужденных состояний, определяют соответствующие средние непрозрачности и коэффициент теплового излучения для радиационной гидродинамики в одногрупповом приближении. В качестве средней непрозрачности XF взвешенной по потоку энергии излучения, используется росселандово среднее, в котором учитываются вклады как связанно-свободного и свободно-свободного поглощения, так и томсоновского рассеяния свободными электронами и рэлеевского рассеяния на нейтральном водороде. Средняя непрозрачность к , взвешенная по плотности энергии излучения, вычисляется как планковское среднее с температурой излучения Тг, в котором присутствуют только вклады связанно-свободного и свободно-свободного поглощения. Соответственно, полный коэффициент спонтанного теплового излучения г/ включает связанно-свободные и свободно-свободные процессы. Свободно-свободное поглощение атомов и ионов вычислялось с использованием усредненного по максвеллов-скому распределению гаунтовского множителя, табулированного Сазерлендом (1998), а коэффициент свободно-свободного поглощения отрицательного иона водорода взят из работы Белла и Беррингтона (1987).
Помимо процессов в континууме, учитывался и вклад в непрозрачность связанно-связанных процессов. Чуть более 500000 спектральных линий были выбраны из обширной базы атомных данных, которую составили Куруц и Белл (1995). Для расчета соответствующей непрозрачности была решана специальная задача о населенностях возбужденных уровней атомов и ионов и ионизационном равновесии для смеси химических элементов от Н до Zn со всеми стадиями ионизации при заданных плотности и температуре с использованием формул Вольцмана и Саха. На ранних фазах расширения оболочки сверхновой усреднение вклада спектральных линий в среде с градиентом скорости осуществлялось по обобщенной формуле Кастора и др. (1975), а после перехода в режим свободного разлета — по формуле Блинникова (1996). Заметим что, вычисленная таким образом непрозрачность линий в расширяющейся среде трактовалась как чистое рассеяние.
В случае радиационной гидродинамики в приближении лучистой теплопроводности средняя росселандова непрозрачность XF вычислялась в поле равновесного излучения, но с учетом нетепловой ионизации.
Нестационарная кинетика атомов, молекул и их ионов
Самосогласованное исследование атмосфер сверхновых звезд должно быть основано на гидродинамическом моделировании, включающем нестационарный многогрупповой перенос излучения, баланс энергии и кинетику возбуждения и ионизации атомов и ионов при полном отказе от условий ЛТР. В настоящее время такой общий подход не может быть реализован в силу весьма ограниченных возможностей вычислительных машин. Для того, чтобы все же сделать эту сложную проблему обозримой и сохранить возможность изучения нестационарных эффектов в атмосферах сверхновых, мы упростили ее, заменив решение задачи о переносе излучения в атмосфере на простое описание поля излучения в континууме. Требуемые для решения упрощенной проблемы распределения скорости вещества, его плотности и химического состава по атмосфере сверхновой и зависимости радиуса фотосферы и эффективной температуры от времени были взяты из соответствующих гидродинамических моделей.
Атмосфера сверхновой обладает очень большой оптической толщиной для излучения в лаймановском континууме, при энергии фотона больше потенциала ионизации водорода (ь vi), и, следовательно, всюду в атмосфере вкладом излучения фотосферы на этих частотах можно бренебречь. Соответственно, поле излучения в лаймановском континууме полностью определяется диффузным излучением, возникающем при рекомбинации водорода и свободно-свободных переходах. Таким образом, в оптически толстой среде атмосферы монохроматическая средняя интенсивность излучения в этой области спектра равна:
Здесь щ (и) и к ! (и) — монохроматический коэффициент спонтанного теплового излучения, возникающего при рекомбинации водорода в основное состояние, и монохроматический коэффициент истинного поглощения водорода в основном состоянии, исправленный за вынужденное излучение; Tjff(u) и Kff(u) — монохроматический коэффициент спонтанного теплового излучения, возникающего при свободно-свободных переходах всех атомов и ионов, и монохроматический коэффициент истинного свободно-свободного поглощения, исправленный за вынужденное излучение, соответственно (Ми-халас, 1982). Как мы увидим ниже в разделе III.2.2, нестационарная степень ионизации в атмосфере превышает равновесное значение, вычисленное в предположении ЛТР по формулам Вольцмана и Саха при локальной электронной температуре. Следовательно, средняя интенсивность излучения в лаймановском континууме в атмосфере сверхновой больше равновесной величины, определяемой функцией Планка Ви(Те) и излучение континуума на этих частотах не находится в тепловом равновесии с веществом.
При меньших частотах в интервале между бальмеровским и лаймановским порогами ионозации водорода (у2 и и{) ультрафиолетовое излучение взаимодействует с огромным числом переходов в тяжелых элементах и этот процесс описывается соответствующей непрозрачностью линий (Кастор и др., 1975; Карп и др., 1977; Блинников, 1996), которая обеспечивает большую оптическую толщину атмосферы на этих частотах. Отметим, что это взаимодействие ультрафиолетового излучения с линиями металлов сопровождается расщеплением фотонов и, как следствие, по своему характеру оно ближе к процессу поглощения, чем к процессу рассеяния. В чисто поглощающей протяженной атмосфере с постоянным коэффициентом поглощения, не зависящим от частоты, поле излучения описывается решением Чандрасекара (1934). Мы использовали это приближение для ультрафиолетовой области с единичной эффективной оптической толщиной, учитывая таким образом влияние атмосферы на поле излучения в ней, создаваемое линиями металлов и релеевским рассеянием.
В видимой и инфракрасной областях (и и2), где оптическая толщина атмосферы весьма мала, мы применили приближение свободного потока — важное упрощение при нахождении поля излучения в непрерывном спектре. Это приближение непосредственно связывает монохроматическую среднюю интенсивность излучения J„ в атмосфере с монохроматической удельной интенсивностью излучения фотосферы /ph( ): Jv = WIp v). Необходимые для вычисления средней интенсивности излучения радиус фотосферы Ярь и эффективная температура Teff были взяты из гидродинамических моделей.
В дальнейшем для учета неопределенностей принятых нами приближений мы рас смотрели два предельных случая: планковское излучение фотосферы с эффективной температурой (модель А) и излучение фотосферы, соответствующее наблюдаемому спектру сверхновой (модель В). Примером такого описания непрерывного спектра фотосферы может служить хорошо изученная SN 1987А (рис. 11). Несомненно, что реальная ситуация лежит где-то между этими предельными случаями.
В расширяющейся атмосфере перенос излучения в линии — сложная задача даже в сферически-симметричной среде. Решение этой задачи было предложено Соболевым (1947), который понял, что градиент скорости в расширяющейся среде радикально упрощает задачу о переносе излучения в линии, поскольку в этих условиях преобладает сугубо локальный процесс ухода и термализации фотонов. Это приближение сводит рассматриваемую задачу к расчету вероятности выхода фотона (Соболев, 1947; Кастор, 1970), особенно простому в случае режима свободного разлета атмосферы:
Радиус предсверхновой и отношение кинетической энергии оболочки к ее массе
Еще одной из неожиданностей, подаренных нам SN 1987А, явилось обнаружение значительного отклонения оболочки сверхновой от сферической симметрии. Факт асимметрии проявляется в собственной линейной поляризации объекта (Варретт, 1988; Мендез и др., 1988; Кроппер и др., 1988; Бейли, 1988), в его вытянутом спекл-изображении (Папалиолиос и др., 1989) и в необычной форме профилей спектральных линий, которая не может быть воспроизведена при полностью сферически-симметричной оболочке сверхновой. Асимметрия оболочки обнаруживает себя в профилях спектральных линий двояким образом.
На ранней фазе, в течение 20-100 сут, линия На демонстрирует поразительную топкую структуру, называемую Бохум явление (Ханушик, Дахс, 1987; Филлипс, Хиткот, 1989). Бохум явление проявляется в профиле На в SN 1987А после 20 дня в виде двух деталей: синего (В) и красного (R) пиков (рис. 12). Изначально это явление было описано как возникновение двух дополнительных эмиссионных пиков, синего эмиссионного спутника и красного, расположенных примерно симметрично относительно центральной эмиссии На. Заметим, что красный эмиссионный спутник бросается в глаза и в инфракрасных водородных линиях (Ларсон и др., 1987).
На поздней фазе, t 200 сут, эмиссия, например, в линии На и в запрещенных линиях Fe II и Ni II испытывает так называемый "красный сдвиг", который выражается в сдвиге эмиссионного максимума и центра тяжести эмиссии в красную сторону на 400-1500 км с-1 (Данцигер и др., 1988; Микл и др., 1989). Красный сдвиг был интерпретирован как следствие асимметричного распределения элементов железного пика в центральной области оболочки сверхновой (Спиромилио и др., 1990; Чугай, 1991а). По-видимому, эта асимметрия выражается и в красном сдвиге центра тяжести гамма-линии 847 кэВ, обнаруженном Тьюллером и др. (1990).
Что касается Бохум явления, то до сих пор нет единого мнения о его природе. Первые объяснения этого явления предполагали существование некоторой аксиальной симметрии (биполярная струя или тор) в структуре возбуждения оболочки сверхновой, создаваемого покидающими центральную область гамма-квантами (Луси, 1988; Филлипс, Хиткот, 1989). Однако бросающееся в глаза отсутствие синего эмиссионного спутника в инфракрасных водородных линиях позволило сделать предположение, что красный эмиссионный спутник, в действительности, вызван локальным повышенным возбуждением, создаваемым высокоскоростным ( 4000 км с-1) сгустком 56Ni (Чугай, 1991b). Позднее этот сгусток был отождествлен Чугаем (1992) со сгустком железа, ответственным за эмиссионный пичок в линиях Fe II 26 мкм и 18 мкм с лучевой скоростью +3900 км с-1, который наблюдался Хаасом и др. (1990). В противоположность красному эмиссионному спутнику, синий эмиссионный спутник в линии На был интерпретирован как эффект сферически-симметричного немонотонного распределения населенности второго уровня водорода в атмосфере с минимумом возбуждения около 4000-5000 км с-1. К сожалению, во многих отношениях такое объяснение было качественным и не позволило получить уверенные оценки параметров асимметрии.
Следующей неожиданностью оказалась проблема слишком низкого возбуждения водорода в атмосфере SN 1987А на фотосферной стадии. Например, при моделировании спектра SN 1987А па стадии t = 4 сут Митчелл и др. (2001) были вынуждены привлечь дополнительное неравновесное возбуждение посредсвом радиоактивного 56Ni, который потребовалось перемешать во внешних слоях атмосферы в очень большом количестве около Ю-4 MQ. Заметим, что эта масса внешнего 56Ni на два порядка превышает оценку массы Ю-6 MQ, требуемой для объяснения дополнительного возбуждения водорода в SN 1987А около 40 сут (Чугай, 1991b). Кроме того, даже масса внешнего 56Ni порядка Ю-6 MQ влияет на глубину и положение главного абсорбционного минимума профиля линии На на 30 сут (раздел П.4). Ясно, что такое объяснение спектра SN 1987А совершенно неприемлемо. Ранее в рамках простой кинетической модели Чугай (1991с) показал, что присутствие линии поглощения На на высоких скоростях в SN 1987А может быть полностью обусловлено заселением второго уровня в результате нестационарной рекомбинации и лишь на стадии t 30 сут возникает потребность в дополнительном неравновесном возбуждении радиоактивностью. Это означает, что именно игнорирование эффектов закалки ионизации в моделях синтетического спектра SN 1987А, в которых предполагалось ионизационное статистическое равновесие водорода, приводит к искусственному дефициту возбуждения водорода. Сказанное выше служит серьезным поводом для более детального исследования эффектов нестационарной ионизации в SN 1987А. Дополнительным стимулом к исследованию эффектов нестационарной ионизации служит проблема Бохум явления. Поскольку максимальная амплитуда Бохум явления приходится на период наиболее глубокой рекомбинации водорода в атмосфере (о чем сигнализирует временное исчезновение абсорбции Н/3 около 40 сут), то эффекты нестационарной ионизации могут быть весьма существенны для понимания физической сути этого явления.
На основе радиационной гидродинамики в приближении лучистой теплопроводности мы изучили влияние структуры неэволюциошюй модели предсверхновой на болометрическую кривую блеска SN 1987А. Затем мы уже исследовали влияние структуры эволюционной и неэволюционной моделей предсверхновой и степени перемешивания 56Ni на болометрическую кривую блеска в рамках радиационной гидродинамики в од-ногрупповом приближении с отказом от условий ЛТР и с учетом нетепловой ионизации и вклада линий в непрозрачность. Детальный анализ эффектов нестационарной ионизации в возбуждении водорода на фотосферной стадии показал исключительную важность закалки ионизации для понимания формирования водородных линий. Одновременное изучение фотометрических и спектральных наблюдений SN 1987А на основе гидродинамического моделирования болометрической кривой блеска и нестационарной кинетики водорода и баланса энергии при моделировании спектральных линий водорода позволило существенно и надежно уточнить основные параметры вспышки сверхновой. В результате количественного моделирования профиля линии На на стадии Бохум явления как суперпозиции симметричного и асимметричного компонентов мы нашли значение абсолютной скорости высокоскоростного сгустка радиоактивного 56Ni и оценили его массу.
Стадии формирования кривой блеска
Для изучения влияния распределения плотности вещества в центре предсверхновой на болометрическую кривую блеска, мы сконструировали гидростатическую модель, состоящую из центрального плотного ядра, по структуре напоминающего белый карлик с характерным радиусом около О.ОШ, и внешней оболочки со структурой, близкой к политропной модели с индексом ns. Центральное плотное ядро гладко сшивалось с внешней оболочкой посредством промежуточной оболочки, распределение плотности в которой описывалось политропным законом с некоторым индексом пс. Важное преимущество такой гидростатической модели — возможность использования промежуточных оболочек с разными массами и разными распределениями плотности при неизменных свойствах центрального плотного ядра и внешней оболочки. Отметим, что чем больше иолитропный индекс пс в промежуточной оболочке, тем выше плотность на внутренней границе этой оболочки. В гидродинамических расчетах учитывались только самые внешние слои центрального плотного ядра, а остальная часть ядра была удалена из численной сетки и ее влияние осуществлялось с помощью внутреннего граничного условия.
Было рассмотрено множество гидростатических моделей с тем, чтобы найти надлежащую модель Рс (рис. 15а), центральное плотное ядро которой имеет массу 1.4М и радиус 0.01Я, а внешние слои с массой 8.97М имеют структуру политропной модели с индексом па — 3 и, соответственно, близки по строению к модели Р. Последнее обстоятельство позволяет сохранить характерные для SN 1987А свойства болометрической кривой блеска модели Р. Промежуточная оболочка имеет массу 7.57М и распределение плотности в ней описывается политропным индексом пс = 3.3. Полная масса начальной модели составляет 20.4MQ) а масса выбрасываемой оболочки 19М0. В этой модели предполагается, что центральное плотное ядро с массой IAMQ коллапсирует в протонейтронную звезду с массой 1.26М0. Химический состав (рис. 15Ь), энергия взрыва, масса радиоактивного нуклида никеля (табл.2) и его распределение по оболочке в модели Рс полностью тождественны свойствам и параметрам модели Р.
Как и следовало ожидать, внешние слои модели Рс, по строению подобные модели Р, дают болометрическую кривую блеска, близкую как к кривой блеска модели Р, так и к наблюдаемой кривой блеска в течение первых 25 сут (рис. 20). Центральное плотное ядро начальной модели Рс увеличивает плотность во внутренних слоях выброшенной оболочки по сравнению с моделью Р и, соответственно, их оптическую толщину. Бблыная оптическая толщина внутренних слоев в модели Рс уширяет и понижает болометрический максимум кривой блеска модели Р (рис. 20). Подчеркнем, что центральное плотное ядро в начальной модели — единственный способ уменьшить болометрическую светимость в максимуме кривой блеска модели Р. К сожалению, попутно после момента t = 25 сут рассчитанная светимость становится существенно меньше наблюдаемой. И сейчас самое время вспомнить о том, что увеличить болометрическую светимость можно путем уменьшения непрозрачности вещества, которое достигается при уменьшении содержания водорода и при увеличении обилия тяжелых элементов. Другими словами, нам необходимо рассмотреть гетерогенный химический состав оболочки.
Переход от химически однородной структуры предсверхновой к гетерогенной преследует две цели: скомпенсировать уменьшение светимости в конце стадии ВО после момента t = 25 сут и увеличить светимость вблизи момента t — 80 сут, одновременно сделав максимум блеска по форме подобным наблюдаемому. Первая цель может быть достигнута посредством уменьшения содержания водорода и соответствующего увеличения обилия гелия, поскольку такое изменение химического состава увеличивает болометрическую светимость на стадии ВО (рис. 19). Следовательно слой вещества с положительным градиентом в распределении водорода и с отрицательным градиентом в распределении гелия способен создать рост болометрической светимости на стадии ВО после момента t = 25 сут. Стадия ВО длится примерно до 40 сут, а затем болометрическая светимость сверхновой все больше и больше определяется диффузией излучения из внутренних слоев оболочки, где выделяется энергия радиоактивных распадов. Вторая цель может быть достигнута с уменьшением непрозрачности этих слоев за счет изменения химического состава, которое способно усилить диффузию излучения и тем самым поддержать дальнейший рост болометрической светимости к максимуму блеска. Кроме того, изменение химического состава, сопровождающееся уменьшением внутренней энергии вещества, может устранить и локальный максимум светимости в модели Рс в интервале 90-110 сут (рис. 20), поскольку он вызван высвобождением внутренней энергии, запасенной во внутренних слоях оболочки еще на непрозрачной стадии расширения.
Для получения хорошего согласия рассчитанной болометрической кривой блеска с наблюдаемой кривой блеска SN 1987А было изучено большое число гетерогенных моделей предсверхновой, обладающих описанными выше свойствами. Наилучший результат дала гидродинамическая модель Pcz (рис. 20), которая характеризуется химическим составом, представленным на рис. 15Ь. Как мы предполагали, центральная область, содержащяя тяжелые элементы и замешанный в неё водород, и окружающий её слой вещества с положительным градиентом в распределении водорода и с отрицательным градиентом в распределении гелия существенно улучшили согласие с наблюдениями как на восходящей к максимуму ветви кривой блеска, увеличив светимость, так и после максимума, сгладив локальный максимум светимости. Подчеркнем исключительную роль замешанного в центральную область водорода, которая заключается в том, что избыточное по сравнению с моделью Pcz содержание водорода нарушает выпуклость восходящей к максимуму ветви кривой блеска, а дефицит водорода приводит к чрезмерному росту светимости на этой ветви и, соответственно, к нежелательному сдвигу максимума блеска в сторону начала отсчета времени. Следует также отметить чувствительность кривой блеска к массе центральной области, содержащей тяжелые элементы. При фиксированном распределении водорода по звезде увеличение массы ядра из тяжелых элементов сопровождается увеличением непрозрачности внутренних слоев оболочки и их оптической толщины. В результате действие увеличения массы ядра из тяжелых элементов качественно аналогично описанному выше влиянию увеличения содержания замешанного в центральную область водорода. Таким образом, переход от простой политропной модели с однородным химическим составом к модели предсверхновой с центральным плотным ядром и гетерогенным химическим составом обеспечивает получение купола болометрической кривой блеска, подобного наблюдаемому у кривой блеска SN 1987А.
