Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Вопросы теории спектров сверхновых звезд . 21
1.1. Общие соображения о формировании линий в спектрах СН 21
1.2. Профили линий в случае расширяющейся сильно неоднородной среды 25
1.3. Томсоновское рассеяние в атмосфере СН и профили линий . 30
1.3.1. Томсоновское рассеяние и профили эмис сионных линий при Тт» 4 31
1.3.2. Профили линий поглощения при наличии томсоновского рассеяния 36
1.4. Эффекты блендирования большого числа линий поглощения в СН 39
1.5. Рассеяние Loc -квантов в оболочках СН 44
1.5.1. Квазистационарный спектр L ос -излучения 45
1.5.2. Число рассеяний и характерные длины . 50
Глава 2. Спектры сверхновых II типа: отождествление и общий анализ 56
2.1. Общие сведения о SN I970q. 56
2.2. Спектры SN 1970 : характеристика наблюдательных данных 60
2.3. Отождествление линий в спектре SN 1970 q, 69
2.4. Эволюция спектра &N 1970q, 8Е
2.4.1. Эволюция непрерывного спектра . 81
2.4.2. Эволюция лучевых скоростей . 87
2.4.3. Интенсивность эмиссионных линий . 89
2.5. Сравнительный анализ спектров CHCI . 93
2.6. S And - сверхновая типа II 96
Глава 3. Интерпретация спектров сверхновых типа II 101
3.1. Кинематика и морфология оболочки &N 1970 102
3.1.1. Профиль NaT л 5892 и модель оболочки SN 1970102
3.1.2. Эволюция лучевых скоростей и распределение плотности 109
3.1.3. Распределение вещества в глубоких слоях оболочки 5N 1970 III
3.1.4. Феноменологическая модель распределения вещества в оболочке SN 1970 q, 117
3.2. Электронная концентрация и электронная температура в оболочке CHII 119
3.2.1. Механизм возбуждения водорода . 119
3.2.2. Бальмеровский декремент 124
3.2.3. Электронная концентрация и температура в атмосфере 5N 1970 . 126
3;3. Моделирование профиля Нос в спектре SN 1970 130
3.4. Природа континуума SN 1970. на поздней стадии 137
3.5. Интерпретация линейчатого спектра 5N1970(J. 139
3.6. Масса оболочек СНП с линейными кривыми блеска 152
Глава 4. Интерпретация спектров СНІ вблизи максимума блеска 159
4.1. Модель оболочки СНГ вблизи максимума блеска 159
4.2. Химический состав внешних слоев оболочек СНГ 165
4.2.1. Водород в оболочках СНІ 165
4.2.2. Относительное содержание Si и И . 168
4.2.3. Са и &t в оболочках СЕЕ 169
4.3. Природа непрерывного спектра СНЕ вблизи максимума блеска 172
4.4. Сравнительный анализ спектров СШ и СНГІ , 175
4.4.1. Континуум . 176
4.4.2. линейчатый спектр 177
Глава 5, Сверхновые типа II и нейтронные звезды . I8E
5.1. Спектры и кривые блеска - индикаторы нейтронных звезд в CHEI 182
5.1.1. Спектры CHII и модели взрыва СН . 182
5.1.2, Природа источника энергии излучения CHEI на поздней стадии . 183
5.2. CHII и пространственные скорости пульсаров . 195
5.3. Ускорение нейтронной звезды анизотропным из лучением нейтрино 203
Заключение * 208
Литература 213
- Профили линий поглощения при наличии томсоновского рассеяния
- Спектры SN 1970 : характеристика наблюдательных данных
- Электронная концентрация и температура в атмосфере 5N 1970
- Природа непрерывного спектра СНЕ вблизи максимума блеска
Введение к работе
Интерес к проблеме сверхновых звезд (СН), поставленной еще полвека назад [ I ] , в первую очередь диктуется естественным стремлением понять природу грандиозного явления взрыва звезды. Вместе с тем, СН постоянно в центре внимания астрофизиков по той причине, что с этими явлениями так или иначе связаны синтез химических элементов во Вселенной [ 2 ] , космические лучи [3,4] , нейтронные звезды [1,5,6,7] , остатки сверхновых [8,9] , динамическое и тепловое состояние межзвездной среды [10,11] , образование звезд [12] и, возможно, образование галактик на ранней стадии эволюции Вселенной [131 . В последние годы стало ясно, что явление СН при адекватном его понимании может служить важнейшим наблюдательным тестом наших представлений о скоротечных ненаблюдаемых конечных фазах звездной эволюции [14,15,16] .
Источником наблюдательных данных о СН служат вспышки внегалактических СН, остатки СН в Галактике и в ближайших галактиках. Следует, однако, подчеркнуть, что связь остатков с типом СН за исключением двух-трех случаев остатков сверхновых типа I (СН Тихо, Кеплера и 1006 г.) не установлена достаточно уверенно. По этой причине необходима осторожность при переносе результатов, полученных при изучении остатков СН, на тот или иной тип СН. Подтверждением сказанному может служить наиболее хорошо изученный остаток СН - Крабовидная туманность, классификация которой до сих пор остается спорной [17,18,19] . Другой трудностью, с которой обычно сталкиваются астрофизики в попытке извлечь сведения о СН из наблюдений остатков, является сильное "замывание" исходной информации о параметрах выброшенных оболочек при взаимодействии последних с межзвездным газом.
Указанные два обстоятельства, связанные с интерпретацией данных наблюдений остатков СН, указывают на особую роль наблюдений вспышек СН во внешних галактиках.
Почти все наблюдаемые СН относятся к одному из двух типов (I, П), введенных Минковским в 1941 г, [ 201. Позднее Цвикки [19] выделил еще три типа (Ш, ІУ, У). Однако вопрос о реальности СИЛ и СНСУ пока еще открыт, поскольку для сверхновых SNI96II и SN I96If , являющихся исходными носителями признаков, соответственно, типа Ш и ІУ, наблюдательные данные довольно скудны [21,22] . Вместе с тем уникальная сверхновая 5NI96Itr - единственная СН типа У по Цвикки, несомненно не принадлежит ни к типу I, ни к типу П [23,24,251 . Наблюдение остатков СН в нашей Галактике и ближайших галактиках дает основание считать, что существуют по крайней мере три типа СН: остатки типа СН Тихо и 1006 г [26,271 , ассоциируемые со сверхновыми типа I; Крабовидная туманность и плерионы [28,29,271 , возможно связанные со сверхновыми типа II; С as А и остатки, похожие на С as А (богатые кислородом) [30,31,32,33,34] . Возможно, что С as А и другие подобные остатки - результат взрыва компактной массивной звезды, который не сопровождается заметной оптической вспышкой [ 301 . В дальнейшем мы ограничимся изучением только ОКЕ и СНП.
Тип СНІ и СНІІ однозначно устанавливается по виду спектра. Согласно предельно ясному описанию, данному Минковским [201 "... даже на наиболее ранней предмаксимальной фазе спектр СНІ состоит из широких эмиссионных полос... Сверхновые типа П отличаются от сверхновых типа I присутствием непрерывного спектра в максимуме". До сих пор не наблюдалось ни одного исключения из этого правила, которое можно считать незыблемым критерием классификации СНІ и СНІІ. К этому критерию можно добавить JD 244^550 v-v- _„..-. \ SN1Q691 :i m SN 1979c
РисЛ. Кривые блеска сверхновых: а - СНІ І98ІЬ ( NQC 4536) [36]; б - СНЇЇ 19691 ( NGC 1058) [37] и 1979с ( NQC 4321) [38] . - II - и другой: отсутствие линий водорода в спектрах СНІ и наличие их в спектрах СНІІ С 20 3 .
Кривые блеска СН дают еще один критерий классификации СН (хотя в некоторых случаях ненадежный [35 3 ). Для СШ характерно подобие кривых блеска. Типичная кривая блеска ( Ъ и V ) СНІ приведена на рис.la. СНІІ показывают огромное разнообразие фотометрических свойств, см. рис.16, которое однако поддается некоторому упорядочиванию [39,40] . Абсолютная величина СНІ в максимуме блеска Мп = - 20.1 + 0.2 зв.вел. при Н0 = 55 км/с Мне [41] с дисперсией 0"^ ^ 0.5 [42] . У СНІІ абсолютная величина в максимуме заметно ниже Ма = - 18.3 + 0.2 зв.вел. [40] с дисперсией СТМ + 1.5 зв.вел. [43] .
Надежно установлено, что в Е -галактиках вспыхивают только СНІ [44,21] и, что СНІ в противоположность СНІІ не коррелируют со спиральными ветвями [45 ] . Эти факты несомненно указывают на различное происхождение обоих типов сверхновых.
Среди существующих методов исследования СН особая роль принадлежит оптической спектроскопии. Действитаяьно, подавляющая доля энергии, высвечиваемой сверхновой в максимуме блеска приходится на оптический диапазон. Вместе с тем, спектры СН содержат важные сведения о кинематике, морфологии, химическом составе и массе оболочек СН. Рассмотрим положение, которое сложилось вокруг проблемы отождествления и интерпретации спектров СН к моменту написания работы.
Первая попытка отождествления и интерпретации спектров СЕТ предпринята в 1936 г. Пэйн-Гапошкин 146]. Исходя из предположения об эмиссионной природе максимумов в спектре ZCen s SN 1895а она оценила скорость расширения оболочки, получив величину IX ^ 10000 км/с. В 1937 г. вспыхнула яркая СНЕ 1937с в 1С 4182, спектры которой получены в интервале 9 -г
312 сут. после максимума [47], Минковский смог отождествить в этих спектрах только эмиссионные линии [01] "Х6300, "X 6363. Эти линии рассматривались в ряде работ [48-52], однако до сих пор факт присутствия линий [01] в спектрах СНЕ остается под сомнением, поскольку не исключается теллурическое происхождение этих линий. Положение с отождествлением спектров СНС оставалось неизменным вплоть до шестидесятых годов. Отметим интересное соображение Пэйн-Гапошкин [53] о том, что спектры СНЕ образованы запрещенными линиями металлов умеренной ионизации, которое предвосхитило отождествление запрещенных линий [Fell] и [Fell] в спектрах СНІ на поздней стадии [54,55].
Мак-Лафлин [ 56] первым заподозрил, что многие минимумы в спектрах СКС являются не промежутками между эмиссионными полосами, а абсорбционными линиями, которые он относил в основном за счет Неї. Однако предложенные им отождествления вызывали сомнения из-за различных величин доплеровских смещений абсорбции. Новый период в понимании природы спектров СНІ открывается работой Псковского 157] , в которой отождествлены абсорбционные линии, СаП , Fell , 9ПГ , МдДІ и 931 , в спектрах 1С 1937с. Мустель [58] подошел к проблеме спектров СНЕ с позиции возможной аналогии их со спектрами новых и пришел к выводу, что спектр 5Ы I960-} образован в основном линиями поглощения СаП , Fell f >Ш , 01, на фоне континуума с температурой около 6000К. В [.59] на основе фотометрических данных Ъ и V были определены температура Т«-І0000К и радиус Гр ^ 10е5 ом фотосферы SN 1960-$- в максимуме блеска и показано, что кинематический радиус оболочки ( Г -ITt ) практически совпадает с радиусом фотосферы. Этот вывод оказался существенным для построения феноменологической модели оболочки СНІ вблизи максимума блеска. В соответствии с - ІЗ -
1*tA 14.6 15.0 IqV
Рис.2. Спектры CHI I972e (NGiC5253) из [64] : I - фаза t = tm + 9 сут.; 2- фаза t = tm + 240 сут. Штриховая линия - чернотельный континуум Т = 10000 К. этой моделью внутренние слои расширяющейся оболочки СНІ образуют фотосферу, а внешние - протяженную атмосферу, в которой форлируетоя спектр поглощения [ 59,60] . В рамках подобной модели в ряде работ построены синтетические абсорбционные спектры СКЕ, которые удовлетворительно описывают основные детали в спектрах СНІ [61-63] .
В 1973 году были опубликованы спектры ярчайшей СНІ нашего столетия 5N I972e ( N&C 5253), полученные Киршнером и коллегами [64]. Спектры охватывали широкий интервал длин волн
3500 т 11000 А и продолжительный период наблюдений: от 9 до 240 сут. после максимума блеска. Первый и последний спектр из этой серии приведены на рис.2. По словам авторов L64] спектры SN 1972е вблизи максимума представляют собой непрерывный спектр с температурой Т «* I000QK, на который налагаются линии поглощения с профилями типа Р Лебедя. Большим успехом абсорбционной гипотезы происхождения спектров СНЕ вблизи максимума явилось обнаружение линии поглощения инфракрасного триплета Call А 8600, которое подтвердило отождествление линии СаИ Л 3945 в спектрах СНІ. Состояние проблемы отождествления абсорбционных линий в спектрах СНІ с учетом спектральных наблюдений 5N 19726 отражено в работах [65,66] .
Спектры СНІ на поздней стадии t ъ> 200 сут. образованы в основном широкими максимумами на фоне довольно интенсивной подложки (см.рис.2). Эти максимумы отождествлены с блендами эмиссионных линий [Fell] и [FeUi] [54,55,67] . Некоторые из деталей возможно связаны с линиями [СоЖ] [67].
Отождествление и интерпретация спектров СНЕ осложняется эффектами, возникающими при перекрывании большого числа линий металлов, которые сильно уширены за счет градиента скоростей в оболочке. При этом существенно то, что в линиях имеет место не истинное поглощение, как считалось в [61,621 , а консервативное рассеяние [ 68,69] , которое сильно изменяет вид бленды по сравнению со случаем истинного поглощения. В случав изолированных линий Sill X 6355 и Не* удалось, привлекая простые соображения, найти количественную оценку степени аномалии химического состава оболочки СЇЇЕ: (51/Н )сну > lCr(Sl/K) [70] . В работе [68] из факта отсутствия абсорбции Нос в спектрах СНІ получена оценка верхнего предела массы водорода в оболочке Мц < 0.01Мо. Детальный анализ условий одновременного присутствия линий SH Х6355 и CaU Х3945 и Call X 8579 с учетом уравнений стационарности и переноса в линиях показал, что чернотельный характер спектра СНІ вблизи максимума блеска должен быть поставлен под сомнение t 68] . Предсказанный в этой работе дефицит ультрафиолетового излучения в области 8 -г 12 эВ был подтвержден в наблюдениях СНІ на спутнике IUE [71] . Интерпретация спектров поглощения СЩ является основной задачей 4 главы.
Интенсивные эмиссионные бленды [Fell] иІРеІП] в спектрах СЕЕ на поздней стадии интерпретируются в [55,67] в рамках радиоактивной модели, предполагающей присутствие в оболочке СНІ первоначально 0.3 ± IМ0 радиоактивного Nil , который распадается по цепочке N1 5б (8.8 сут.) Со 5б (114 сут.) Ре (указаны экспоненциальные времена распада).Следует, однако, заметить, что если не предполагать изначально справедливость радиоактивной модели СЕЕ, которая была выдвинута для объяснения кривой блеска [72], то из интенсивности линий [Fell] можно получить лишь нижний предел массы железа MFe > 0.01 MG 1541.
Обратимся теперь к сверхновым типа П. В 1936 г. Хысмасон [73] отождествил линии водорода Н^> и Ну в спектрах CHEI tofi
I OA і і—і—і—і—і—і—і—і—
144 14.6 14.8 15 Igv
Рис.3. Спектры СНИ I970g (NGC 5457) из [$4]: I - фаза t = tm + 2 сут.; 2 - фаза t = Xm + 256 сут. Штриховая кривая - чернотельный спектр Т = 10000 К
1926а и 1936a и оценил скорость расширения оболочки по профилям линий в 6000 км/с. Минковский [ 20 ] обратил внимание на сильно выраженный континуум CHII в максимуме блеска, температуру которого он оценил в 4000QK, что превышает современные оценки в четыре раза [641 . Завышение температуры CHII инициировало отождествление в спектрах CHII линий высокого потенциала возбуждения СШ , Неї , Неї [74] t NIB , Nil , НеЇЇ Неї [37,751 . Правда, в работе [761 предполагалось присутствие в спектрах CHII линий низкого потенциала возбуждения, в частности Fell, Ті її , 5с Ц .
После опубликования результатов спектрофотометрии двух CHII 5N І969І и SN 1970g [64] (рис.3) взгляд на природу спектров CHII претерпел изменения. Стало ясно, что континуум CHII имеет температуру в максимуме блеска всего I000QK, а спустя месяц и позднее 5000-6000 К. Этот факт лег в основу представления о спектрах СНП как спектрах низкого потенциала возбуждения [64,77,78] . Согласно этой концепции основными линиями в спектрах CHII вблизи максимума блеска являются баль-меровские линии водорода и линии нейтральных и однократно ионизованных металлов, в частности NaT, Mgl , Call , FelT , которые имеют профили типа Р Лебедя. На поздней стадии, t > 200 сут. в спектрах CHII ( SN 19691 и SN 1970 ) доминируют эмиссионные линии Н^ , [Oil X 6300 и эмиссии X 7300 и X 8600, отождествляемые с [Call] Х7300 и СаУ Л8600, соответственно [64,77,781 . Отождествление эмиссии X 7300 с [Call] X 7300 оспаривает Гордон [791 , которая предлагает альтернативное отождествление [О"ПІ Л 7325.
Интересные результаты были получены при анализе лучевых скоростей абсорбционных линий CHII. Б SH 19691 лучевые скорости за два месяца после максимума блеска уменьшились с
9000 км/с до 5000 км/с [37] . В случае SN 1970 g лучевые скорости уменьшились с 8000 км/с до 3500 км/с [ 78 ] . Этот факт естественно объясняется в модели протяженной оболочки, расширяющейся с градиентом скорости, направленным наружу 176, 81,80,823 .
В работе [75] впервые дана количественная интерпретация спектров ОНИ ( 5М 19691 , SN I970g и SN 1973г ). В соответствии с развитыми в [64] представлениями спектр CHII может быть описан в модели протяженной оболочки с массой » 3 М0, нормальным химическим составом и величиной П.е , определяемой по рекомбинационной линии Н<* . Нагрев и ионизация в оболочке обеспечиваются в этой схеме излучением фотосферы, а возбуждение - излучением фотосферы и электронным ударом.
Однако физическая картина формирования спектров CHII, представленная в [ 77 ] , сталкивается с трудностями. Ионизация и нагрев оболочки не могут осуществляться фотосферным излучением, что следует непосредственно из энергетических соображений [79] . Кроме того, вывод о нормальном химическом составе оболочки СН основан всего лишь на оценке массы 0 и Са , причем масса Са получена без учета ионизации Call ре-комбинационным У.* -излучением, которое оказывается существенным [831 .
Интерпретация эмиссионного спектра CHII на поздней стадии существенно зависит от величин электронной концентрации и электронной температуры. Величина Те оценивается в пределах от 500QK [54] до 900QK [81] Определение П-е по рекомбинационной линии Н<* в [64] ставится под сомнение в С84],где выдвинута гипотеза столкновительного возбуждения водорода в оболочках CHII. Вопрос определения ае и Тє в оболочке CHII будет детально рассмотрен в главе 3.
В спектрах CHII линий гораздо меньше, чем в случае СНЕ. Благодаря этому эффекты блендирования в CHII не столь сильны как в СНІ и, следовательно, открывается возможность детального анализа профилей линий. Первая попытка качественного анализа профилей линий в спектрах СНЫ предпринята в [80]. Вш> обнаружено, что профиль Нр> в спектре ЪН 19691 не противоречит модели протяженной атмосферы с уменьшающейся наружу плотностью и кинематикой 0* = r/t при консервативном рассеянии в И & . Однако в случав ?Н 1979с показано [84] , что профиль линии Nctl Л 5892 не может быть объяснен в рамках модели оболочки CHII, использованной в 1801. В связи с этим было высказано соображение, что в случав &Ы 1979с атмосфера заметно удалена от уровня фотосферы.
В [80] и [84] использовалось приближение консервативного рассеяния. В этом случав функция источника в линии имеет наиболее простой вид и легко вычисляется. Более сложная картина формирования линий НоС , Не>, Н*^ в спектрах CHII рассмотрена в [85] . Автор рассчитывал населенности уровней водорода, основываясь на решении уравнений стационарности с учетом переноса в линиях. Помимо линий водорода были рассчитаны линии Са! и NaT . Результаты расчетов однако сопоставлялись с грубыми профилями в спектре 5N 1969 і (разрешение 80 А ) [64]. Это обстоятельство сильно обесценивает выводы работы [85]. Полученные в Крымской астрофизической обсерватории АН СССР спектры CHII ' 1970(^ представляют хорошие возможности для детального анализа профилей и диагностики физических условий в оболочках CHII [78,83] . Разрешение этих спектров луч- ше I5A (вблизи 5000 А), что соответствует Д1ГГ » 900 км/с в шкале лучевых скоростей, диагностика условий в оболочке SN 1970 о,, на основе детального анализа профилей в спектрах этой СН является одной из основных задач, рассматриваемых в главе 3.
Для СНП, также как и для ОКЕ, необходимо предполагать существование некоторого источника энергии, обеспечивающего свечение в линиях и континууме на поздней стадии t > 100 сут,, поскольку запасы тепловой энергии, вложенные в оболочку при взрыве, истощаются при t > 100 сут. [15] . Источником дополнительной энергии в СШІ мог бы быть молодой пульсар 186,87], радиоактивный ML [15,881 , турбулентность [841 , взаимодействие оболочки СН со звездным ветром предсверхновой [89] . Проведенный в главе 5 анализ позволяет отдать предпочтение пульсарному механизму. В этой же главе обсуждаются некоторые последствия, к которым приводит возможность образования нейтронных звезд при вспышках CHII. Ілава І. ВОПРОСЫ ТЕОРИИ СПЕКТРОВ СВЕРХНОВЫХ ЗВЕЗД
Теоретическим фундаментом для изучения сверхновых на основе анализа их спектров служит теория образования линий в движущихся средах, которая была развита в работах Соболева [90,91] , а также в работах [92,93,94] . При изучении спектров СН приходится, однако, сталкиваться с вопросами, которые выходят за рамки разработанной теории образований линий в расширяющихся оболочках. Некоторые из таких вопросов, имеющие сравнительно общий характер, рассмотрены в главе I. І.І. Общие соображения о формировании линий в спектрах СН
В максимуме блеска СН обоих типов имеют фотосферу,радиус которой порядка Гр « І01-5 см, а температура Т ^ 10% [95,77]. Над фотосферой находится атмосфера, в которой формируется линейчатый спектр. Скорость расширения в атмосфере СН порядка Ю9 см/с. Поскольку основным процессом взаимодействия излучения и вещества в непрерывном спектре является рассеяние на электронах [96], то характерная величина электронной концентрации в атмосфере СН в максимуме блеска составляет Г\е » / 9 Я
1/СГ-т.Гр я 2-Ю см . Дія сравнения заметим, что в новых звездах вблизи максимума блеска в атмосфере П„ _І0І2-І3 см-3 [9В].
Тепловая скорость атомов а « І06 см/с существенно меньше скорости расширения оболочки, что позволяет использовать локальное приближение для учета переноса в линиях, развитое в работах [90,91,94]. В этом приближении средняя интенсивность, усредненная по профшт, J^ . которая определяет скорость радиационных переходов в линии, связана с функцией источника
5до соотношением [941 :
Ллг = и-р12)51г+^^ ц.і) где xLn - средняя интенсивность внешнего излучения, а р>42. - вероятность выхода кванта из среды без рассеяния, введенная в [90] . Величина &.« существенно определяется кинематикой расширения. В случав СН мы будем рассматривать ситуацию, когда применимо приближение свободного разлета \Г = Г/t . В этом случав (^2=1 » %^12^"^. (1'2) где c^i^-CJre /т\ес)^ = 0.025S-f,2 (константы имеют обычный смысл), Л^ - длина волны в см, г\^ - концентрация поглощающих атомов. Величина Т^ имеет смысл локальной оптической толщи оболочки в линии и связана с безразмерным градиентом скорости *^2 » который фигурирует в 190,91] соотношением Т^- ^/т>12 Оптическая толща в линии набирается на длине порядка ll t , где и. - тепловая скорость атомов. При заданной кинематике профиль линии определяется величинами S^ и Xjo і интенсивностью фотосферного излучения и радиусом фотосферы [90,93] . Соответствующие формулы для расчета профилей имеются в [93]. Для протяженной атмосферы эффекты экранирования малы и тогда вид профиля, в частности отношение эквивалентных ширин эмиссионного и абсорбционного компонентов We /Wa , зависит только от источников и стока квантов в атмосфере. Удобно ввести параметр ^ .^ » равный отношению числа квантов излученных в данной точке атмосферы П2 А„. Ъла к числу поглощенных квантов из внешнего поля из-
J I 1 1 1 L -3-2-1 0 1 2 у
Рис.4. Профили линий при разных значениях параметра Е для атмосферы с кинематикой \Г= Г/1 , граничащей с фотосферой на уровне Up . Оптическая толща в линии Т = 5 (VT/Up)"'4' . По оси абсцисс: ^ - (C/Up)Wo-\))/-0o. лучения
Если ^2 ~ Л » то в атмосфере имеет место радиативный баланс в данной линии и We = Wo. . При g.^ ^ ^ линия будет практически эмиссионной (We»Wa ), а при "^.дп^сі - чисто абсорбционной. Все три случая иллюстрируются на рис.4 на примере кинематики V- r/t и зависимости оптической толщи в линии от скорости ^2.= 5 &/Щ>) , где \Гр - Г? /t.
Представляет интерес формулировка общего условия отсутствия линии в спектре СН. Очевидно, из-за того, что эмиссионный и абсорбционный компоненты линии в расширяющейся оболочке разнесены по частоте необходимым условием отсутствия линии в спектре является выполнение неравенства Т^9< 4 (а не S^-X^ или 2>д2= 1^2. » как осталось в 197] ).
Оценим по порядку величины значение ^ ^ вблизи максимума блеска. Учитывая только радиационные и столкновителыше переходы в линии и учитывая (I.I), получим следующее выражение для функции источника [94] _ {^Уе42В(Те) $12.= ft Л ' (1'3) а константы имеют обычный смысл. Величина Є^ ПРИ с^гА ъ І0"8 см3/с, А2Л~107 с"*1 и Пе « 2-Ю9 см"3 имеет порядок ^ ~ 10"". Следовательно, для линий с оптической толщей Т^ < 10 (такими являются все субординатные линии [68] ) имеет место неравенство бЦоТ/ю < 1 Иначе говоря, в максимуме блеска практически все линии являются эффективно тонкими. В этом случав, как следует из (1.3), параметр ^,„ = А + СЬ^/р^Ив/^^) > 1 Это означает, что как правило абсорбционные компоненты линий будут сопровождаться сравнимыми или более интенсивными эмиссионными компонентами. Исключение могут составить линии, для которых соответствующий переход входит в цикл Росселанда с %лп^ 4 С 69]. Учитывая, что B^J^ можно утверждать, что для большинства линий с ^"^ *^ * в атмосфере СН в максимуме блеска ^.^ *&\ и следовательно будет иметь место консервативное рассеяние.
1.2. Профили линий в случае расширяющейся сильно неоднородной среды
Распределение вещества в оболочках СН может быть сильно неоднородным. Достаточно указать на такой наблюдательный факт: оболочка молодого остатка СН Cas А состоит из огромного числа конденсаций [99]. Есть и теоретические указания на возможность образования неоднородностей в оболочке СН в процессе ее сброса ІІ00]. Ниже будет описана методика расчета профилей линий, образующихся в неоднородной расширяющейся оболочке на основе подхода, предложенного в работе 170].
Рассмотрим следующую модель неоднородного распределения вещества в оболочке СН. В атмосфере СН, лежащей над фотосферой радиуса гр = irpt , газ распределен в двух фазах: (I) гладкое сферически симметричное распределение или фон ^Ог) ; (2) конденсации, внедренные в фон. Плотность в конденсациях ^ будем считать функцией только радиуса г . Конденсации характеризуются средним размером <х или средним объемом V ,
фотосфера \rz = const
Рис.5. Система координат, используемая при расчетах профилей линий. а также средним числом конденсаций в единице объема 7ч , или скважностью 8" . Величины 8" и Л связаны простым соотношением
8-- XV. (1.4)
На размер конденсаций наложим ограничение at * а. «г, (1,5) где и. - средняя тепловая скорость атомов, г - радиус оболочки СН. Поскольку at/r./N/ 10 , а с другой стороны a/r ~ 0,01+0Д [33], то условие (1.5) выполняется в оболочках СН. І^дем предполагать, что поле скоростей r~U"t относится ко всему газу, включая конденсации. Тогда дисперсия скоростей в конденсации ЛІГ ^ a/t , в соответствии с (1.5) можно пренебречь толщиной резонансной области at в сравнении с размерами конденсаций.
Рассмотрим оболочку, в которой имеется фотосфера радиуса Г и неоднородная во внешних слоях атмосфера со скважностью о (у) , являющейся функцией Г . Пусть Т , Ь - оптическая толща и функция источника в линии внутри конденсаций, аТ , S-те же величины для фона. Введем цилиндрическую систему координат ( z , р , vj> ) с осью Z , направленной на наблюдателя, см.рис.5. Плоскость 2. = const является поверхностью, равной лучевой скорости iTz = const . Для того, чтобы найти поток на данной частоте нужно проинтегрировать интенсивность 1^ по поверхности z = const . Величины \) и z. связаны соотношением *« 4,4+1^ . (1.6)
Интенсивность вдоль луча А А с прицельным параметром р на частоте (1.6) определяется выражениями
Iv - 5 U -е"т), р > гр _t\ . -г С -X Iv=SH-e-VleL, p
Здесь S и Т - функции Г . В том случае, если точка с координатами ( Z , р , Поток на частоте \7 определяется интегралом по плоскости z = const fv = Ja^lvCp)2atPdp, (1.8) где D - расстояние до СН. Задача теперь заключается в том, чтобы учесть в данном кольцевом элементе поверхности Z'Jtpdp вклад как фона, так и конденсаций. Фактически нужно найти долю площади элемента 2fKpdp , занятую сечениями конденсаций, т.е. Ар Ар , где Лр среднее число пересечений на единицу площади, Ар - средняя площадь сечения. Можно доказать, см. [101], что ApAp=XV-^ (1.9) Итак, для учета вклада конденсаций в поток (1.8) нужно умножить элемент поверхности 21tpdp на frix) и взять соответствующее выражение (1.7) для 1^ . При учете фона необходимо умножить элемент поверхности на 1-8" (О . Тогда ft-^tf»**"-'^12^*' ало) Используя выражения (1.7) и (1.8) и деля fy на поток непрерывного излучения от фотосферы найдем относительную интен- сивность в линии Pmlrx (І.Ц) где Htz) - функция Хэвисайда, равная единице при z ^. О и нулю при Z < 0. Нижний предел интегрирования Pmin равен Prmn ~ " О при z> Гр Jrp2-Z2 npE Формулы (I.II), (1,12) позволяют рассчитать профиль линии, если известна скважность в атмосфере Ь(\т) , а также величины S , т и S , .' При 8* = I (I.II) очевидно описывает профиль линии в случае гладкого распределения вещества. Рассмотрим интересный частный случай, когда фон является слабым, т.е. *с «4 , S«JC ,а оптическая толща в конден-сациях велика, t » 1 . Тогда вместо (I.II) получаем Г(») = i-HCz^Updp +_4-е (^Р^Р. (I.I3) Pmtn Pmiu где pmin » по-прежнему, определяется выражением (1,12). Поскольку всегда 6 -> 0 при г-» «э , то в пределе приXrz* Г (N>) » А - В") (I.I4) Таким образом, фиолетовое крыло абсорбционного компонента линии при указанных условиях имеет глубину приближенно рав- нута S" для значений г = z. , где z. определяется по формуле (1.6). Представляет интерес случай консервативного рассеяния, = 0*с иЬ>1 . Как следует из (1,13) в этой ситуации при данной кинематике профиль определяется только зависимостью 8-(г) . Это же верно и в случае 6 -> о [70]. 1.3. Томсоновское рассеяние в атмосфере СН и профили линий В оболочках СН вблизи максимума блеска электронное рассеяние вносит основной вклад в непрозрачность вещества 196].Это обстоятельство сказывается на спектре выходящего излучения двояким образом. Во-первых, непрерывный спектр, формирующийся в оболочке в условиях преобладания томсоновского рассеяния будет отличаться от планковского. Этот вопрос исследовался, в частности в [102,103]. Более того, возможна в принципе ситуация, при которой термализапия излучения в оболочке СН вообще не происходит даже при tT » 1. Этот случай рассматривается в главе 4 при анализе спектра СКС. Во-вторых, электронное рассеяние в оболочке СН, в том числе и в атмосфере, где т:т » I, может заметно сказываться на профилях линий как излучения, так и поглощения. Если это так, то эффекты электронного рассеяния следует принимать во внимание при интерпретации спектров СН [104]. Здесь будет рассмотрено влияние электронного рассеяния на профили линий излучения и поглощения, формирующихся в оболочках СН. Мы будем пренебрегать также изменением частоты, обусловленным тепловым движением электронов. При Т = I000QK скорость теплового движения электронов м.е =1 (гкт/пґіег' = 4*10' см/с Эта величина в 10-20 раз меньше характерной скорости расширения газа в атмосферах СН. Следовательно, приближение - ЗІ - холодных электронов будет в нашем случае вполне оправданным. Влияние общего расширения электронного газа на профили эмиссионных линий, образующихся в расширяющихся оболочках впервые исследовано в работе [105]. В ней было показано, что учет рассеяния на электронах в расширяющейся атмосфере приводит в среднем к смещению частот квантов, излучаемых в линии, в длинноволновую сторону. І.З.І. Томсоновское рассеяние и профили эмиссионных линий при tT » \ На возможную роль электронного рассеяния в формировании эмиссионных линий в СН было обращено внимание в [104]. Возможны два предельных случая влияния томсоновокого рассеяния на профиль эмиссионной линии. А. Линия формируется в атмосфере, оптическая толща которой по томсоновскому рассеянию Тт л> I. В. Фотосферы в полном смысле этого слова нет (эффективно тонкая среда), но оптическая толщаtrT ~Р I. Случай А исследован качественно и численно в работе [105] для модели оболочки с tT = I и кинематикой Voc г . Основной эффект электронного рассеяния в этом случае состоит в том, что наряду с общим расширением профиля (из-за теплового движения электронов) имеет место перекачка квантов в длинноволновое крыло линии. Для СН, у которых скорость расширения по крайней мере на порядок превышает тепловую скорость электронов этот эффект является основным. Физика его довольно очевидна: при рассеянии в расширяющейся холодной оболочке фотоны в среднем теряют энергию (аналог охлаждения газа при адиабатическом расширении) . Представляет интерес случай В (Тт » I), который может реализоваться в оболочках СНЕ вблизи максимума блеска. Рассмотрим этот случай более подробно в рамках следующей модели оболочки: однородное распределение электронов, П.е= coast ; кинематика тГ« r/t ; среда эффективно тонка в континууме, Поскольку эффекты комптонизапии не учитываются, то предполагается выполнение неравенств [106] ->4fe. &к что соответствует Т-р « 30 . Найдем профиль выходящего резонансного излучения в случае t_ » Л при заданном распределении источников вдоль радиуса и X\z- const . Ограничимся случаем, когда источник резонансных квантов находится в центре оболочки. В случае кинематики г - \Г t эволюция частоты кванта в сопутствующей системе описывается уравнением [ 107 ] clt t Если is - время пребывания кванта в среде после его излучения в момент t , то в тошсе последнего рассеяния частота кванта равна в соответствии с (I.I5) В системе отсчета, связанной с центром оболочки, частота кванта 1-^+Ь>> (I.I7) где VI - скорость в точке последнего рассеяния, М- - коси-нус угла мезду вектором U1 и направлением полета рассеянного кванта nL Введем безразмерную частоту X и безразмерное время 0 где U"0 - скорость расширения на границе, tj = iT0t./c. При ts « t из (I.I6) и (I.I7) следует ос= [Л-в, (I.I8) где принято 01- 1 , поскольку Тт »1. Пусть pCQ)d8 - вероятность того, что квант выйдет из оболочки в интервале времени (0 , 9+d0 ), a ty(p.)d^. вероятность того, что величина кк заключена в интервале ( [А , Ц + d^ ). Тогда профиль выходящего излучения для источника квантов единичной мощности, находящегося в центре оболочки, описывается выражением В дальнейшем будем полагать (|К(дЛ =1 при О < Р> < 1 и с|К[-0 = 0 при (UL 4 0. Таким образом, профиль выходящего резонансного излучения шожет быть вычислен из соотношения (І.І9), если найти распределение времени пребывания кванта в среде р(6) . Для нахождения р(9) воспользуемся диффузионным приближением нестационарной задачи о высвечивании однородной сферической оболочки с заданным начальным распределением квантов в оболочке [106] unr, 0) = ^0-), (1<20) где UT (Г, ts) - плотность вероятности нахождения кванта в точке с координатой Г в момент времени ts . функция UT(r;t) описывается уравнением диффузии (при ts > t^ [106] с начальным условием (1,20) и граничным условием UTO-e.t^-O, (1,22) которое справедливо при tj ^> I. Если решение (I.2I) найдено, то рС0) определяется из соотношения Решение уравнения (І.2І) с начальным условием (1,20) и граничным условием (1,22) известно [ 108]. Используя его находим р(б) согласно (1,23) р«Л = Щг H)kt1 к2 ехРС-к2со) (1.24) где W=er0/ctd , а td=r0z/DK^ Среднее время пребывания кванта в среде в данном частном случае равно На рис.6 показан профиль выходящего излучения, рассчитанный с использованием выражений (I.I9) и (1.24) при Тт = 10. Заметим, что вид профиля -j-Сэс) определяется только величиной tT , если выполнено условие г^ /с « td « t , или 1« ЗТ-г/Я:2- «С/1Г . В данном случае с/и0 а* 30, а УЦ./0Т2- »* 3, т.е. приведенное выше условие выполнено. Эффект "красного" смещения выходящих после многократного рассеяния фотонов очевидно максимален в рассмотренном здесь О х Рис.6. Профиль эмиссионной линии, излучаемой в центре однородной оболочки с кинематикой lT = r/t приТ =10. По оси абсцисс: X = (C/lI0) (\) -^q)/^q . случае центрального источника резонансных фотонов. При наличии достаточно большого числа эмиссионных линий рассеяние на электронах в СНЕ при тт > \ будет способствовать сглаживанию линейчатого спекта и образования "псевдоконтинуума" в случае эффективно тонкой в континууме оболочки. 1.3.2. Профили линий поглощения при наличии томсоновского рассеяния В расчетах профилей линий поглощения в спектрах СН всегда используется приближение оптически тонкой в континууме атмосферы. С другой стороны вблизи максимума блеска атмосфера может непосредственно примыкать к фотосфере и поскольку оптическая толща в континууме определяется томсоновским рассеянием, то в области образования линии поглощения Тт »1. С целью исследования влияния электронного рассеяния на формирование линии поглощения (в случав консервативного рассеяния в линии) была рассмотрена совместно с А.М.Соболевым следующая задача ЇІ09]. В оболочке с кинематикой ir«r/t имеется фотосфера на уровне Ор = Гр/t . Над фотосферой имеется атмосфера, в кото-рой электроны распределены по степенному закону пе «с \у , причем Тт ^ 1 .В атмосфере происходит консервативное рассеяние в линии, оптическая толща в которой t^ зависит от радиуса. Требуется вычислить профиль линии. Для решения задачи был использован метод Монте-Карло.Рассчитывалась история квантов, испускаемых фотосферой. Если Р -попадание в фотосферу, А - рассеяние на атоме, Е - рассеяние на электроне, V - выход из оболочки, то всевозможные истории фотонов, испущенных фотосферой сводятся к следующим типам EKV, ЕКР, EKAE.mV, ЕКАЕ m Р , где к , m - -- 2 .... з Рис.7. Линии резонансного рассеяния с учётом и без учета электронного рассеяния: I- Ту =1.7; S^ =1; тт = О, Ьл = І; 3 Ту = О, Ц = 1.7. По оси абсцисс: \fr - (p/tfpH'V^ V^o- кратность рассеяния (k , m =0, I, 2, ...). Рассеяние на атоме может быть и многократным, но оно трактовалось в любом случав как однократное. Это оправдано тем, что размер области рассеяния на атоме at много меньше размеров оболочки Г : ut/r = u/u « і. Дополнительные детали методики расчета приведены в [ 1091. На рис.7 приведен расчет профиля линии (ступенчатая кривая) при следующих условиях: оптическая толща атмосферы по томсоновскому рассеянию Тт =1.7, электронная концентрация зависит от V как 0" , а оптическая толща в линии линейно убывает с ростом AT : T1Z = 0.4t4-s), 1<ь<&ъ (1.26) где s = 07U"p , sb = 4.3. Число фотонов, испущенных фото-сферой, взято равным 10 . Для сравнения на рис.7 показаны также профили без учета электронного рассеяния в двух вариантах: I) при тех же условиях, но Тт = 0; 2) Тт = 0, а скорость на уровне фотосферы равна s,j =1.7, что соответствует уровню тт =1, причем ТЛ«2. определяется тем же выражением (1.26). Как видно из рис.7 независимо от уровня фотосферы профиль линии без учета электронного рассеяния заметно отличается от профиля линии с учетом рассеяния на электронах. Ілавное отличие состоит в том, что при учете томсоновского рассеяния в атмосфере профиль линии имеет менее глубокий абсорбционный компонент и менее интенсивный эмиссионный компонент. Указанные отличия обусловлены двумя качественно различными эффектами электронного рассеяния: I) отклонением формы поверхности эффективного источника континуума от сферы; 2) "красным" смещением частоты фотонов при рассеянии на электронах, которое обсуждалось в предыдущем разделе І.З.І. - 39 -Таким образом, неучет электронного рассеяния в атмосферах СНЕ при анализе профилей линий поглощения может привести к некоторому занижению оптической толщи в линии и возможно к небольшой ошибке (около 2С$) в определении величины скорости на уровне фотосферы \Г^ , если под фотосферой понимать уровень, на котором происходит термализация излучения. 1.4. Эффекты блендирования большого числа линий поглощения в СН В спектрах СН неизбежна ситуация, при которой происходит взаимное перекрывание большого числа линий поглощения метал -лов. Это, в частности, имеет место в СНІ [ 70]. Возникает вопрос, к каким эффектам приведет блендирование большого числа линий поглощения в случае оболочек СН? Ответ на этот вопрос имеет тесное отношение к отождествлению и интерпретации спектров СН, особенно СНІ. Рассеяние в линиях металлов в атмосферах СН является,как правило, консервативным [68]. Этот вывод основан на оценке вероятности выхода кванта из среды и вероятности гибели при ударах 2 рода и фотоионизации. Однако, в многоуроввннрй системе может происходить деградация дилютированного излучения в соответствии с теоремой Росселанда СНО]. Рассмотрение эффекта деградации дилютированного излучения в многоуровенной системе в случае металлов показывает, что он мал [69] . Это обусловлено тем, что структура элементарных росселандовых циклов для большинства атомов и ионов металлов за редким исключением такова, как показано на рис.8. Переход 2 -* I является запрещенным и при ^23 $гъ > ^2Л + 424 гї-е не влияет на населенности уровней. В системе уровней, показанной на рис. 8, скорости прямого и обратного циклов имеют приблизительно Рис.8. Элементарный цикл Росселанда в системе разрешенных переходов для ионов металлов. равную скорость, которая в обоих случаях пропорциональна W . Рассмотрим эффекты перекрывания линий, в которых происходит консервативное рассеяние. Примем следующую упрощенную модель оболочки СН: атмосфера однородной плотности с внутренним радиусом Гр и внешним радиусом Га окружает источник непрерывного спектра (фотосферу) радиуса гр « r^ . Оболочка расширяется свободно, с распределением скоростей it = r/t . Пусть в спектре атмосферы имеется набор линий с частотами ^ < ^2 < * *' ' ^ п. » в которых происходит консервативное рассеяние. Линии считаем достаточно непрозрачными, т. е. для каждой линии с номером к вероятность выхода кванта &к « I. Поставим вопрос: каким будет спектр выходящего излучения, если эти линии перекрываются, т.е. если интервал между соседними линиями 2Н (который считается ради простоты одинаковым) меньше ширины линии Д^ = ^ Ocl/c . Проследим за судьбой кванта (в сопутствующей системе координат) , который был испущен фотосферой с частотой *д0 .Пусть частота кванта удовлетворяет условию: *0< <^0 <^к+л , где \ и ^к+1 любые соседние линии бленды. Т0гда на расстоянии частота кванта сравняется с резонансной частотой ^к и квант рассеется. Так как размеры области рассеяния малы в сравнении с радиусом атмосферы (ибо ^ с< ^а ) и рассеяние консервативно, то результат рассеяния в линии не отличается от того, как если бы квант рассеялся один раз. Испытав рассеяние в линии с частотой *0к квант может рассеяться в следующей линии, частота которой \тЛ - ^к -<^ . Это произойдет после того, как квант пролетит расстояние 1 = 8^ct/0K ? Рис.9. Эффекты блендирования линий в спектрах СН в случае консервативного рассеяния: I - одиночная линия; 2 - частая "гребенка" линий (случай А); 3 - редкая "гребенка" линий (случай В). на котором он приобретет в сопутствующей системе координат красное смещение oN . Описанный процесс рассеяния кванта в линиях, сопровождающийся систематическим уменьшением частоты, может повториться неоднократно, прежде чем квант выйдет из оболочки. В целом процесс рассеяния кванта в "гребенке" линий можно представить как случайное блуждание в оболочке с шагом 1 , при котором каждое следующее рассеяние происходит во все более низкочастотной линии. В том случае, когда "гребенка" линий имеет бесконечную длину, квант выйдет из оболочки, рассеявшись в среднем в N линиях,' где Для гребенки, состоящей из П. линий, можно выделить два предельных случая. A. П< N .В этом случае квант, излученный в частоте \)0 фотосферой, где ^л < ^о < ^г\ * выйдет из оболочки СН не раньше, чем рассеется во всех линиях гребенки. B. а > N .В этом случае кванты, рассеянные в самых коротковолновых линиях гребенки выходят из оболочки прежде,чем они рассеятся во всех более длинноволновых линиях. Простым при мером такой ситуации может служить бленда линий с интервалом &\) порядка Д*^ . В данном примере кванты испытывают рассе яние лишь в одной, максимум, в двух линиях. Оба рассмотренных случая схематически представлены на рис.9, где для сравнения приводится также профиль одиночной линии при консервативном рассеянии. Характерной особенностью перекрывания линий в случае А является более широкая в сравнении с одиночной линией абсорбция. В ее образовании участвуют все линии бленды. Эмиссионный компонент образован излучением континуума, перехваченного всеми линиями. Для случая В харак- терно замывание абсорбции в средней части бленды. В результате этого абсорбционный и эмиссионный компоненты заметно разнесены по спектру. Такая картина создает впечатление, что в спектре присутствует собственное излучение оболочки в линии, соответствующей самой длинноволновой линии бленды. Отмеченные особенности перекрывания линий при консервативном рассеянии придают проблеме отождествления спектров СН и их интерпретации более сложные характер, чем это представляется в рамках гипотезы о чисто абсорбционном механизме образования линий. В частности, рассеяние излучения в бленде может усиливать роль относительно слабых линий в создании абсорбционных деталей и ослаблять роль сильных линий. Кроме того, в спектре СН могут появляться интенсивные эмиссионные пики в тех участках спектра, где нет сильных линий. Возможно, что неудовлетворительное положение с интерпретацией некоторых эмиссионных и абсорбционных деталей в спектрах СНІ обусловлено указанными маскирующими эффектами рассеяния излучения в блендах. Изложенные здесь качественные результаты работы L691 были подтверждены в численных расчетах в [III] . 1.5, Рассеяние La -квантов в оболочках СН При интерпретации спектров СН, особенно СНП, возникает необходимость в определении плотности диффузного L <х -излучения, а также степени возбуждения 2-го уровня водорода. Это требует соответствующего учета многократного рассеяния Lot -квантов. Оптическая толща оболочек СНИ в линии Loc , х велика. Используя выражение (1.2) получаем следующую оценку X = АИО8 (Мн/М@} (1Г/5000 км/с) t~ (1ф27) где tr - время расширения в годах, \Г - скорость расширения оболочки, Мн - масса водорода в оболочке. Из (1.27) видно, что даже через год Т ^ 10 . В такой ситуации,очевидно, at » I, где a= A2i/4TCaVd ~ ю-(3*4) параметр Фойг-та, т.е. отношение радиационной ширины линии к доплеровской д^Р =С*0/с) (ZWT/m^ # при выполнении неравенства at"» і необходимо учитывать рассеяние в лоренцевских крыльях [112] , т.е. при ot>lx*l= W-^ol/Д^о^З. Действительно, оптическая толща бесконечной однородной среды с кинематикой ХГ - г/1 составляет в крыле ( х < - х * ) TLCx) = \<5(х) n,d5 = ^? (1#28) и при af > 10 и 1х\>х* величина TL > I. При анализе рассеяния L Ниже будет рассмотрено рассеяние La. -квантов в случае (ХПГ » 1в однородной среде с кинематикой IT» r/t с учетом истинного перераспределения по частотам в крыльях. Дудет найден спектр диффузного Lex -излучения в сопутствующей системе координат и заново сформулированы критерии применимости локального приближения. I.5.I. Квазистационарный спектр Lex -излучения Рассмотрим однородный водородный газ, расширяющийся с кинематикой IT* r/t . Найдем спектр Loc -излучения в сопут- ствущей системе отсчета в оптически толстом случае G5C -?> і с учетом истинного перераспределения по частотам в крыльях. Уравнение переноса, описывающее интенсивность излучения в сопутствующей системе координат в случае кинематики ir=r/"t и бесконечной однородной среды имеет вид [94} где к^ - коэффициент поглощения, а jv-H-6)k}Rlv(V)tydtf'*j0 (1#30) Здесь & - вероятность гибели L-Л -кванта при рассеянии, k= ГЦ 6. » ом, (1.2), fry) - коэффициент излучения первичных L ос -квантов, RC^',V)-функция перераспределения по частотам в резонансной линии, учитывающая изменение частоты только из-за доплер-эффекта при рассеянии на атомах с макс-велловским распределением скоростей, см.,например, [1171 . В уравнении (1,29) будем пренебрегать первым и третьим слагаемым в левой части. Это можно сделать при условии, что: время релаксации спектра tre^« t (квазистационарность); интервал частот, в котором рассеиваются Lc* -кванты мал, т.е. Д"0Л) «I. Оба условия будем считать выполненными. Тогда, с учетом (1,30) уравнение (1.29) после отбрасывания первого и третьего слагаемого принимает вид: ± <& + (H-e^fetal^dx7- IxUCa,x)+.S0UtoL,^(I>3I) т dx J Здесь х - W-V)M^t) , Т= KXt , а Sc определяется соотношением SUCa,x) = (^/^, UCQ-.x) _ фойгтовский профиль коэффициента поглощения,нормированный на единицу Уравнение (I.3I) впервые рассматривалось в работе [ 118], однако, только в рамках ППЧ. Перераспределение квантов по частотам при рассеянии в лоренцевских крыльях имеет характер несимметричного случайного блуждания [119] с параметрами Благодаря этому при \х\ » 1 для описания перераспределения по частотам в крыльях можно использовать диффузионное приближение [116,120] . В диффузионном цриближении справедливо следующее представление [116] і dlx . \ d4 (I.33) ^«x)Ix/dx^UCx,a)CTx-iS+i^)-Подставляя (1,33) в (I,31), приходим к уравнению *ё + *S? І-ЛгШ) + UC*,a>tS-eIx)=0. Ц.34) Оно рассматривалось впервые в [ 121] в приближении консервативного рассеяния 8=0. Первое слагаемое уравнения (1.34) описывает уменьшение частоты, обусловленное расширением, второе - диффузию по частотам, третье - рождение и четвертое -гибель Lot -квантов при рассеянии. Сделаем еще одно упрощение, а именно, пренебрежем вкладом крыльем в третьем и четвертом слагаемом, т.е. перейдем от 1Кх,Ф к 8" -функции &Сх) . Условие данного приближения обсуждается в конце параграфа. При отсутствии других источников La -квантов, кроме - 48 -S OCX) из (1,34) следуют асимптотические соотношения Ix- О при ос- ~ (1_з5) Ix^ const при Х^-оО Эти соотношения можно использовать в качестве граничных условий. Уравнение (1.34) с граничными условиями (1,35) имеет решение Хх = S Тткт {Н tx^ ехР [- (^/l + Н{-Щ (1.36) где Н Сое) - функция Хэвисайда ( ИСх") = I при X > О, НСх)= о при х < 0), а В случае Є =0 (1.36) автоматически переходит в решение, полученное для случая консервативного рассеяния [ 1213 . На рис.10 показан спектр (1.49) для двух случаев (I) Є = 0, Т = Ю9, <х = 5.ІСГ4 и (2) Ъ = ІСГ5 при тех же t и <х . Ступенчатая форма спектра обусловлена конкуренцией двух процессов изменения частоты: красного смещения, которое доминирует при 1х\ > хЛ и диффузии кванта по частоте, которая существенна при 1ос\ < эс^ . Область частот 1*х1 < х^ разумно называть диффузионной. Эволюцию частоты кванта, испущенного в доплеровском ядре, можно представить следующим образом. Квант испытает примерно е*рСх) рассеяний [ІІ9І , прежде чем достигнет крыльев Ixl > X* » 3. В крыльях квант совершает случайные блуждания с неоднократным возвращением в доплеровское ядро и выходом в Ю0 200 х Рис.10. Спектр Lol - излучения в сопутствупцей системе координат при Qt»I, Т = Ю9, а = 5 КГ4. I - , = 0; 2 - a = кг5. крылья. Это продолжается до тех пор, пока квант в один из проходов в область больших х не достигает частоты Х^ Если X > х^ , то квант возвращается обратно под действием красного смещения. Если х<- х^ , то квант подхватывается "дрейфом", обусловленным красным смещением и больше не возвращается в диффузионную область. Характерная скорость дрейфа частоты из-за красного смещения определяется уравнением (I.I5) или Следовательно, характерное время релаксации спектра в области Ixl ^ xd будет равно по порядку trei Условие квазистационарности trQ\ «t имеет, следовательно, вид х « с/а . Это соответствует принятому ранее условию,при котором справедливо уравнение (I.3I). Модно показать, что условие применимости приближения TJ(p.,x)= оСх) t которое было использовано при нахождении решения (1.49) имеет вид Ь х.^ « I. Физический смысл его довольно ясен: процессы гибели и рождения квантов в крыльях несущественны пока число рассеяний в крыльях Ns < і/є (мак- симальное число рассеяний Nb>may х^ ). 1.5.2. Число рассеяний и характерные длины Найдем число рассеяний, которое испытывает квант в бесконечной однородной среде с кинематикой v-r/t при ctT » I и & = 0. Поскольку в данном случае нет направленных потоков излучения, то число рассеяний определяется отношением числа актов излучения к числу актов поглощения [122] Ne-MW)*g/Hi$g- (1.40) Подставляя 1^ из (1.36) в (1.40) и интегрируя получаем в консервативном случае (6 =0) Ns= ^ . Любопытно, что такой же результат получается и в приближении ШІЧ в случав бесконечной среды [ 91 ] . Вместе с тем имеются глубокие различия в описании процесса рассеяния на языке характерных длин в приближении ШІЧ и при учете истинного перераспределения по частотам в случав art »I. В приближении ППЧ при схТ » і существует только одна характерная длина (неудачно названная длиной термализации) -средний радиус области рассеяния в бесконечной среде. Согласно [112] этот радиус, выраженный в длинах свободного пробега в центре линии l0 = 4/к0 равен по порядку величины В соответствии с этим, критерий локальности рассеяния в приближении ШШ имеет вид где Г0 - характерный размер оболочки. Анализ рассеяния в случае QX >> I при учете истинного перераспределения по частотам в крыльях приводит к появлению двух масштабов А^ и А? . Масштаб А^ мы определяем как среднее диффузионное смещение кванта от точки рождения за то время, которое он проводит в области частот \Xl < Х^ . Поскольку время выхода кванта из диффузионной области частот 1х[< х^ , согласно (1.39) порядка td я* Xd-Uu/c) , (1.43) то характерное диффузионное смещение в пространстве за время td равно Л,, ~ k0 [tdclUd)] ^ Т , (1.44) где і С^сО ~ Длина свободного пробега кванта с частотой х^ , которая равна Длина А^ имеет еще один, и притом весьма важный, физический смысл. Чтобы его установить, ответим на следующий вопрос: какое число рассеяний испытывает Loc -квант после ускользания из диффузионной области частот в область дрейфа X <- xd .С учетом (1.39) получим следующий ответ: Ns(*<- *<0 =TCkC%)dt = Щь (1.45) Отношение Nb(x<-xd) к полному числу рассеяний NS=T при cit « I очень мало N,^<-xd)/Ns « atJntdV4. (1.46) Например, при t = 10 , Л- = 10 это отношение составляет » 10 . Неравенство (1.46) показывает, что квант испытывает практически все N4=t рассеяний в области радиуса А л * т . Этот результат выглядит парадоксальным, поскольку за Ns = i: рассеяний происходит перераспределение квантов в частотном интервале \*-\ & ocd » if тогда как при смещении кванта в пространстве на А-| частота сдвигается в сопутствующей системе отсчета всего на ДХ = -I. Возникает вопрос каков радиус области, в которой происхо- дит рассеяние квантов с частотой х < - xd ? Для оценки этого радиуса А ^ запишем уравнение диффузии кванта в пространстве с частотой ос < - xd , где ^ir) - функция распределения фотона с частотой х <- xd , D - коэффициент диффузии, равный D" 51с= ъ^о" (I-48) Учитывая, что ts и X связаны молоду собой уравнением (1.38), получаем: Ч= ,0Clt^ '(1.49) Характерное время процесса рассеяния ts равно времени достижения частоты прозрачности xtr , которая согласно (1.28) равна -г _ arc *+* - чГ (1.50) Радиус области рассеяния А2 по порядку величины равен согласно (1.47) Az - *о CDts") ц^5І) Принимая во внимание (І.5І), (1.50), (1,49) и (1.48), получаем окончательно Л2 я ІД " аТЛі «-52) Итак, радиус области, в которой происходят все рассеяния при 0-Т-» Л, в о/с раз превышает радиус А^ , в котором происходит подавляющая доля рассеянии. Интересно, что А^ совпадает с длиной Аппч (І.4І). Существование двух характерных длин в задаче рассеяния Lot -квантов в случав о.'Х » 4 позволяет уточнить критерий локальности, который формулировался в приближении ШШ на основе лишь одной характерной длины Л^ч . Если нас интересует задача нахождения степени возбуждения или числа рассеяний, то критерий локальности ЛЛ = Т « *оП> . (1.53) При этом следует заметить, что критерий (1.53) в указанном смысле верен всегда, при любых Q-'C . В тех случаях, когда нас интересует полный спектр излучения в линии необходимо учитывать все рассеяния до последнего. Тогда, если Oft v> А , то критерий локальности резонансного рассеяния будет иметь вид А2= at2 «kor0 , (1.54) т.е. такой же, как и в приближении ШШ [112] . В условиях, характерных для оболочек СНГІ вплоть до года после вспышки [121] (t > Ю8, о. ~ ЇСГ3) ЛппчА0г0 » ю. Следовательно, по критерию локальности в рамках ШШ в этом случае локальное приближение не применимо и величина вероятности выхода f> должна быть функцией не только градиента скорости ^ = ^/^ , но и расстояния до границы [ 11. В действительности, как мы уже знаем, в этом случае f> , по-прежнему, является локальной характеристикой, поскольку выполняется соответствующий критерий локальности (1.53). Выводы главы I Предложена простая модель для описания формирования линий в случае сильно неоднородной оболочки СН. Получены выражения для вычисления интенсивности в профиле линии в зависимости от величины параметра скважности в оболочке СН. Исследовано влияние электронного рассеяния в оболочке СН на профиль эмиссионной линии в случав, когда оболочка эффективно тонка в континууме, но оптически толста по электронному рассеянию (Тт » А ). В результате многократного рассеяния на электронах кванты линии испытывают сильное смещение в "красную" сторону. Рассмотрено формирование линии резонансного рассеяния с учетом рассеяния на электронах в атмосфере СН (совместно с A.M.Соболевым). Показано, что эффект электронного рассеяния состоит в уменьшении интенсивности абсорбционного и эмиссионного компонентов линии. Качественно исследованы эффекты блендирования большого числа линий резонансного рассеяния в спектрах СН. Показано,как зависят эффекты блендирования от числа линий в бленде, интервала между линиями и скорости расширения атмосферы. Рассмотрено рассеяние Lex -излучения в однородной расширяющейся оболочке с кинематикой \У-*/± в случае большой оптической толщи при учете истинного перераспределения по частотам в крыльях. Найден спектр L* -излучения в сопутствующей системе отсчета, определены характерные масштабы, описывающие рассеяние и число рассеяний. Получены критерии применимости локального приближения в задаче резонансного рассеяния в расширяющейся среде очень большой оптической толщи. Кривые блеска СН дают еще один критерий классификации СН (хотя в некоторых случаях ненадежный [35 3 ). Для СШ характерно подобие кривых блеска. Типичная кривая блеска ( Ъ и V ) СНІ приведена на рис.la. СНІІ показывают огромное разнообразие фотометрических свойств, см. рис.16, которое однако поддается некоторому упорядочиванию [39,40] . Абсолютная величина СНІ в максимуме блеска Мп = - 20.1 + 0.2 зв.вел. при Н0 = 55 км/с Мне [41] с дисперсией 0" 0.5 [42] . У СНІІ абсолютная величина в максимуме заметно ниже Ма = - 18.3 + 0.2 зв.вел. [40] с дисперсией СТМ + 1.5 зв.вел. [43] . Надежно установлено, что в Е -галактиках вспыхивают только СНІ [44,21] и, что СНІ в противоположность СНІІ не коррелируют со спиральными ветвями [45 ] . Эти факты несомненно указывают на различное происхождение обоих типов сверхновых. Среди существующих методов исследования СН особая роль принадлежит оптической спектроскопии. Действитаяьно, подавляющая доля энергии, высвечиваемой сверхновой в максимуме блеска приходится на оптический диапазон. Вместе с тем, спектры СН содержат важные сведения о кинематике, морфологии, химическом составе и массе оболочек СН. Рассмотрим положение, которое сложилось вокруг проблемы отождествления и интерпретации спектров СН к моменту написания работы. Первая попытка отождествления и интерпретации спектров СЕТ предпринята в 1936 г. Пэйн-Гапошкин 146]. Исходя из предположения об эмиссионной природе максимумов в спектре ZCen s SN 1895а она оценила скорость расширения оболочки, получив величину IX 10000 км/с. В 1937 г. вспыхнула яркая СНЕ 1937с в 1С 4182, спектры которой получены в интервале 9 -г 312 сут. после максимума [47], Минковский смог отождествить в этих спектрах только эмиссионные линии [01] "Х6300, "X 6363. Эти линии рассматривались в ряде работ [48-52], однако до сих пор факт присутствия линий [01] в спектрах СНЕ остается под сомнением, поскольку не исключается теллурическое происхождение этих линий. Положение с отождествлением спектров СНС оставалось неизменным вплоть до шестидесятых годов. Отметим интересное соображение Пэйн-Гапошкин [53] о том, что спектры СНЕ образованы запрещенными линиями металлов умеренной ионизации, которое предвосхитило отождествление запрещенных линий [Fell] и [Fell] в спектрах СНІ на поздней стадии [54,55]. Мак-Лафлин [ 56] первым заподозрил, что многие минимумы в спектрах СКС являются не промежутками между эмиссионными полосами, а абсорбционными линиями, которые он относил в основном за счет Неї. Однако предложенные им отождествления вызывали сомнения из-за различных величин доплеровских смещений абсорбции. Новый период в понимании природы спектров СНІ открывается работой Псковского 157] , в которой отождествлены абсорбционные линии, СаП , Fell , 9ПГ , МдДІ и 931 , в спектрах 1С 1937с. Мустель [58] подошел к проблеме спектров СНЕ с позиции возможной аналогии их со спектрами новых и пришел к выводу, что спектр 5Ы I960-} образован в основном линиями поглощения СаП , Fell f Ш , 01, на фоне континуума с температурой около 6000К. В [.59] на основе фотометрических данных Ъ и V были определены температура Т«-І0000К и радиус Гр 10е5 ом фотосферы SN 1960-$- в максимуме блеска и показано, что кинематический радиус оболочки ( Г -ITt ) практически совпадает с радиусом фотосферы. Этот вывод оказался существенным для построения феноменологической модели оболочки СНІ вблизи максимума блеска. В соответствии с этой моделью внутренние слои расширяющейся оболочки СНІ образуют фотосферу, а внешние - протяженную атмосферу, в которой форлируетоя спектр поглощения [ 59,60] . В рамках подобной модели в ряде работ построены синтетические абсорбционные спектры СКЕ, которые удовлетворительно описывают основные детали в спектрах СНІ [61-63] . В 1973 году были опубликованы спектры ярчайшей СНІ нашего столетия 5N I972e ( N&C 5253), полученные Киршнером и коллегами [64]. Спектры охватывали широкий интервал длин волн 3500 т 11000 А и продолжительный период наблюдений: от 9 до 240 сут. после максимума блеска. Первый и последний спектр из этой серии приведены на рис.2. По словам авторов L64] спектры SN 1972е вблизи максимума представляют собой непрерывный спектр с температурой Т « I000QK, на который налагаются линии поглощения с профилями типа Р Лебедя. Большим успехом абсорбционной гипотезы происхождения спектров СНЕ вблизи максимума явилось обнаружение линии поглощения инфракрасного триплета Call А 8600, которое подтвердило отождествление линии СаИ Л 3945 в спектрах СНІ. Состояние проблемы отождествления абсорбционных линий в спектрах СНІ с учетом спектральных наблюдений 5N 19726 отражено в работах [65,66] . Спектры СНІ на поздней стадии t ъ 200 сут. образованы в основном широкими максимумами на фоне довольно интенсивной подложки (см.рис.2). Эти максимумы отождествлены с блендами эмиссионных линий [Fell] и [FeUi] [54,55,67] . Некоторые из деталей возможно связаны с линиями [СоЖ] [67]. Отождествление и интерпретация спектров СНЕ осложняется эффектами, возникающими при перекрывании большого числа линий металлов, которые сильно уширены за счет градиента скоростей в оболочке. При этом существенно то, что в линиях имеет место не истинное поглощение, как считалось в [61,621 , а консервативное рассеяние [ 68,69] , которое сильно изменяет вид бленды по сравнению со случаем истинного поглощения. В случав изолированных линий Sill X 6355 и Не удалось, привлекая простые соображения, найти количественную оценку степени аномалии химического состава оболочки СЇЇЕ: (51/Н )сну lCr(Sl/K) [70] . В работе [68] из факта отсутствия абсорбции Нос в спектрах СНІ получена оценка верхнего предела массы водорода в оболочке Мц 0.01Мо. Детальный анализ условий одновременного присутствия линий SH Х6355 и CaU Х3945 и Call X 8579 с учетом уравнений стационарности и переноса в линиях показал, что чернотельный характер спектра СНІ вблизи максимума блеска должен быть поставлен под сомнение t 68] . Предсказанный в этой работе дефицит ультрафиолетового излучения в области 8 -г 12 эВ был подтвержден в наблюдениях СНІ на спутнике IUE [71] . Интерпретация спектров поглощения СЩ является основной задачей 4 главы. Формулы (I.II), (1,12) позволяют рассчитать профиль линии, если известна скважность в атмосфере Ь(\т) , а также величины S , т и S , . При 8 = I (I.II) очевидно описывает профиль линии в случае гладкого распределения вещества. Рассмотрим интересный частный случай, когда фон является слабым, т.е. с «4 , S«JC ,а оптическая толща в конден-сациях велика, t » 1 . Тогда вместо (I.II) получаем где pmin » по-прежнему, определяется выражением (1,12). Поскольку всегда 6 - 0 при г-» «э , то в пределе приXrz Таким образом, фиолетовое крыло абсорбционного компонента линии при указанных условиях имеет глубину приближенно равнута S" для значений г = z. , где z. определяется по формуле (1.6). Представляет интерес случай консервативного рассеяния, = 0 с иЬ 1 . Как следует из (1,13) в этой ситуации при данной кинематике профиль определяется только зависимостью 8-(г) . Это же верно и в случае 6 - о [70]. В оболочках СН вблизи максимума блеска электронное рассеяние вносит основной вклад в непрозрачность вещества 196].Это обстоятельство сказывается на спектре выходящего излучения двояким образом. Во-первых, непрерывный спектр, формирующийся в оболочке в условиях преобладания томсоновского рассеяния будет отличаться от планковского. Этот вопрос исследовался, в частности в [102,103]. Более того, возможна в принципе ситуация, при которой термализапия излучения в оболочке СН вообще не происходит даже при tT » 1. Этот случай рассматривается в главе 4 при анализе спектра СКС. Во-вторых, электронное рассеяние в оболочке СН, в том числе и в атмосфере, где т:т » I, может заметно сказываться на профилях линий как излучения, так и поглощения. Если это так, то эффекты электронного рассеяния следует принимать во внимание при интерпретации спектров СН [104]. Здесь будет рассмотрено влияние электронного рассеяния на профили линий излучения и поглощения, формирующихся в оболочках СН. Мы будем пренебрегать также изменением частоты, обусловленным тепловым движением электронов. При Т = I000QK скорость теплового движения электронов м.е =1 (гкт/пґіег = 4 10 см/с Эта величина в 10-20 раз меньше характерной скорости расширения газа в атмосферах СН. Следовательно, приближение холодных электронов будет в нашем случае вполне оправданным. Влияние общего расширения электронного газа на профили эмиссионных линий, образующихся в расширяющихся оболочках впервые исследовано в работе [105]. В ней было показано, что учет рассеяния на электронах в расширяющейся атмосфере приводит в среднем к смещению частот квантов, излучаемых в линии, в длинноволновую сторону. На возможную роль электронного рассеяния в формировании эмиссионных линий в СН было обращено внимание в [104]. Возможны два предельных случая влияния томсоновокого рассеяния на профиль эмиссионной линии. А. Линия формируется в атмосфере, оптическая толща которой по томсоновскому рассеянию Тт л I. В. Фотосферы в полном смысле этого слова нет (эффективно тонкая среда), но оптическая толщаtrT Р I. Случай А исследован качественно и численно в работе [105] для модели оболочки с tT = I и кинематикой Voc г . Основной эффект электронного рассеяния в этом случае состоит в том, что наряду с общим расширением профиля (из-за теплового движения электронов) имеет место перекачка квантов в длинноволновое крыло линии. Для СН, у которых скорость расширения по крайней мере на порядок превышает тепловую скорость электронов этот эффект является основным. Физика его довольно очевидна: при рассеянии в расширяющейся холодной оболочке фотоны в среднем теряют энергию (аналог охлаждения газа при адиабатическом расширении) . Представляет интерес случай В (Тт » I), который может реализоваться в оболочках СНЕ вблизи максимума блеска. Рассмотрим этот случай более подробно в рамках следующей модели оболочки: однородное распределение электронов, П.е= coast ; кинематика тГ« r/t ; среда эффективно тонка в континууме, Найдем профиль выходящего резонансного излучения в случае t_ » Л при заданном распределении источников вдоль радиуса и X\z- const . Ограничимся случаем, когда источник резонансных квантов находится в центре оболочки. В случае кинематики г - \Г t эволюция частоты кванта в сопутствующей системе описывается уравнением [ 107 ] Если is - время пребывания кванта в среде после его излучения в момент t , то в тошсе последнего рассеяния частота кванта равна в соответствии с (I.I5) В системе отсчета, связанной с центром оболочки, частота кванта где VI - скорость в точке последнего рассеяния, М- - коси-нус угла мезду вектором U1 и направлением полета рассеянного кванта. В спектрах СН неизбежна ситуация, при которой происходит взаимное перекрывание большого числа линий поглощения метал -лов. Это, в частности, имеет место в СНІ [ 70]. Возникает вопрос, к каким эффектам приведет блендирование большого числа линий поглощения в случае оболочек СН? Ответ на этот вопрос имеет тесное отношение к отождествлению и интерпретации спектров СН, особенно СНІ. Рассеяние в линиях металлов в атмосферах СН является,как правило, консервативным [68]. Этот вывод основан на оценке вероятности выхода кванта из среды и вероятности гибели при ударах 2 рода и фотоионизации. Однако, в многоуроввннрй системе может происходить деградация дилютированного излучения в соответствии с теоремой Росселанда СНО]. Рассмотрение эффекта деградации дилютированного излучения в многоуровенной системе в случае металлов показывает, что он мал [69] . Это обусловлено тем, что структура элементарных росселандовых циклов для большинства атомов и ионов металлов за редким исключением такова, как показано на рис.8. Переход 2 - I является запрещенным и при 23 $гъ 2Л + 424 гї-е не влияет на населенности уровней. В системе уровней, показанной на рис. 8, скорости прямого и обратного циклов имеют приблизительно равную скорость, которая в обоих случаях пропорциональна W . Рассмотрим эффекты перекрывания линий, в которых происходит консервативное рассеяние. Примем следующую упрощенную модель оболочки СН: атмосфера однородной плотности с внутренним радиусом Гр и внешним радиусом Га окружает источник непрерывного спектра (фотосферу) радиуса гр « r . Оболочка расширяется свободно, с распределением скоростей IT = r/t . Пусть в спектре атмосферы имеется набор линий с частотами 2 п. » в которых происходит консервативное рассеяние. Линии считаем достаточно непрозрачными, т. е. для каждой линии с номером к вероятность выхода кванта &к « I. Поставим вопрос: каким будет спектр выходящего излучения, если эти линии перекрываются, т.е. если интервал между соседними линиями 2Н (который считается ради простоты одинаковым) меньше ширины линии. Проследим за судьбой кванта (в сопутствующей системе координат) , который был испущен фотосферой с частотой д0 .Пусть частота кванта удовлетворяет условию: 0 0 к+л , где \ и к+1 любые соседние линии бленды. Т0гда на расстоянии частота кванта сравняется с резонансной частотой к и квант рассеется. Так как размеры области рассеяния малы в сравнении с радиусом атмосферы (ибо с а ) и рассеяние консервативно, то результат рассеяния в линии не отличается от того, как если бы квант рассеялся один раз. Испытав рассеяние в линии с частотой 0к квант может рассеяться в следующей линии, частота которой \тЛ - к - . Это произойдет после того, как квант пролетит расстояние 1 = 8 ct/0K а котором он приобретет в сопутствующей системе координат красное смещение oN . Описанный процесс рассеяния кванта в линиях, сопровождающийся систематическим уменьшением частоты, может повториться неоднократно, прежде чем квант выйдет из оболочки. В целом процесс рассеяния кванта в "гребенке" линий можно представить как случайное блуждание в оболочке с шагом 1 , при котором каждое следующее рассеяние происходит во все более низкочастотной линии. В том случае, когда "гребенка" линий имеет бесконечную длину, квант выйдет из оболочки, рассеявшись в среднем в N линиях, где Для гребенки, состоящей из П. линий, можно выделить два предельных случая. A. П N .В этом случае квант, излученный в частоте \)0 фотосферой, где л о г\ выйдет из оболочки СН не раньше, чем рассеется во всех линиях гребенки. B. а N .В этом случае кванты, рассеянные в самых коротковолновых линиях гребенки выходят из оболочки прежде,чем они рассеятся во всех более длинноволновых линиях. Простым при мером такой ситуации может служить бленда линий с интервалом &\) порядка Д . В данном примере кванты испытывают рассе яние лишь в одной, максимум, в двух линиях. Оба рассмотренных случая схематически представлены на рис.9, где для сравнения приводится также профиль одиночной линии при консервативном рассеянии. Характерной особенностью перекрывания линий в случае А является более широкая в сравнении с одиночной линией абсорбция. В ее образовании участвуют все линии бленды. Эмиссионный компонент образован излучением континуума, перехваченного всеми линиями. Для случая В характерно замывание абсорбции в средней части бленды. В результате этого абсорбционный и эмиссионный компоненты заметно разнесены по спектру. Такая картина создает впечатление, что в спектре присутствует собственное излучение оболочки в линии, соответствующей самой длинноволновой линии бленды. Отмеченные особенности перекрывания линий при консервативном рассеянии придают проблеме отождествления спектров СН и их интерпретации более СЛОЖНЫЕ характер, чем это представляется в рамках гипотезы о чисто абсорбционном механизме образования линий. В частности, рассеяние излучения в бленде может усиливать роль относительно слабых линий в создании абсорбционных деталей и ослаблять роль сильных линий. Кроме того, в спектре СН могут появляться интенсивные эмиссионные пики в тех участках спектра, где нет сильных линий. Возможно, что неудовлетворительное положение с интерпретацией некоторых эмиссионных и абсорбционных деталей в спектрах СНІ обусловлено указанными маскирующими эффектами рассеяния излучения в блендах. Спектры, в большинстве своем фотографические, получены для полутора десятков CHII [ 22 ] . Из них только для трех СНП ( SN 19691 [64,80] , SN 1970 [64,78] , эЫ1973г [771) спектры получены на сравнительно поздней стадии после вспышки, t » 60 сут. В случае 5N 1970 cj открывается редчайшая возможность детального исследования CHII с использованием как данных многоканальной фотометрии [64] , так и уникальной серии спектров, полученных в Крымской астрофизической обсерватории В.И.Проником и К.К.Чуваевым [78] . Эти данные легли в основу исследования спектров СНИ в главе 2. В параграфе 5 главы 2 проводится сопоставление спектральных и фотометрических характеристик 5N19709 и других СНИ. Сверхновая II типа N I970q обнаружена Ловашем 30.07.1970 [123] в галактике N&C 5457(= М101). Галактика NGC 5457 принадлежит к типу Sc ( s ) [124] . Ее красное смещение составляет 250 км/с. Современные значения расстояния до NGC 5457 оцениваются от 4.6 Мпс [125] до 7.6 Мне [124] . В дальнейшем нами используется величина D = 6 Мпс, см. [77] . Поглощение в Галактике для N&C 5457 принимается Av = 0.44 зв.вел. [771 . Сверхновая ЬН 1970q вспыхнула на краю протяженной НИ области N$C 5455, приблизительно в 10" от ее центра. При D = 6 Мпс этому соответствует линейное расстояние в картинной плоскости Г » 300 пс. Нельзя исключить генетической связи SN 1970 с комплексом звездообразования, который ассоциируется с НИ областью NGC 5455. Спектр SN 1970 на поздней стадии заметно искажается спектром НИ области. Приближенно учесть относительный вклад линий спектра NSC 5455 можно с помощью данных спектро-фотометрии этой туманности, опубликованных в [126] . Кривая блеска SN 1970 q в U6V -цветах получена Барбоном и др. [127] , начиная с максимума блеска, см.рис.II. Принято выделять четыре характерных фазы кривой блеска CHII [40] : t0 - момент вспышки, tm - момент максимума блеска, tj_ - момент окончания стадии "плато", t - момент перехода к длительной стадии медленного (приблизительно экспоненциального) падения блеска. Для tm в случае SN 1970 указывались два значения 2440792 J D [127] и 2440804JD [40]. Мы примем в качестве момента максимума значение 2440800 JD , взятое и в [77] . Выбор моментов tL и t на кривой блеска SN I970Q сопряжен с неопределенностью +5 сут. Нами приняты следующие значения: для tL - момент 2440845 JD ,а для t - момент 2440890 JD . Таким образом, tL = tm+ 45сут, a t = t + 90 сут. Момент начала расширения t0 является наиболее неопределенной величиной. На основе фотометрических оценок углового радиуса фотосферы, известной величины скорости расширения оболочки и расстояния D = 6 Мпс в [80] получена оценка момента t0= 2440788 JD , что соответствует tm- tQ = 12 сут. По кривой блеска SN 1970 q относят к классу CKEI промежуточному между Р (с плато) и L (без плато) [39]. На основе фотометрической классификации CHII по скорости падения блеска в интервале от tm до t. Псковский [401 приписывает ЪН 1970q класс & =4, что приблизительно соответствует среднему между 6 =1и Ь =8, которые характеризуют экстремальные случаи CHII. Цвет B-V SNI970g возрастает от величины +0.03 зв. вел. до I.I5 зв.вел. на 60 сут. после максимума, постепенно уменьшаясь до величины +0.05 зв.вел. на 250 сут. [127], см. рис.II. Следует при этом иметь в виду, что поведение цвета на поздней стадии может частично отражать возрастающий вклад эмиссионных линий. Представление о континууме ЪН 1970 и его температуре дают данные абсолютной фотометрии, полученные в диапазоне 0.35 + 1 мкм [64] , см.рис.3. Согласно этим измерениям температура континуума SN 1970 q. составляет 9500 К на 2 сут. после максимума блеска и около 5000 К на 37 сут., 256 сут. и 335 сут. (В дальнейшем фазу для ЪН 1970 д. будем отсчитывать от момента максимума блеска в сутках.) На стадии плато для четырех моментов 9 сут., 27 сут., 30 сут. и 59 сут. была измерена линейная поляризация излучения 5NI970q [128] . Ее величина составляла в фильтре & 0.6$. Авторы исключают межзвездный характер поляризации и приписывают ее самой сверхновой, в частности отклонению формы оболочки от сферической. Сверхновая bN 1970 стала первой CHII, от которой было зарегистрировано радиоизлучение вскоре после вспышки. Радиопоток на уровне нескольких миллиянских был обнаружен через 250 сут. после вспышки СН вначале на II см Ц29І , а затем на 3.7 см, 21 см и 49 см [І30І Возможно генерация радиоизлучения NI970q на столь ранней стадии связана со взаимодействием оболочки CHII со звездным ветром [131] . Наличие звездного ветра у предсверхновых типа II следует из наблюдений ультрафиолетовых спектров 5N 1979с 1132,84] .Профили линий поглощения при наличии томсоновского рассеяния
Спектры SN 1970 : характеристика наблюдательных данных
Электронная концентрация и температура в атмосфере 5N 1970
Природа непрерывного спектра СНЕ вблизи максимума блеска
Похожие диссертации на Спектры сверхновых звезд и физические условия в их оболочках
