ТЕПЛОВОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ ОСТАТКОВ СВЕРХНОВЫХ; РАЗЛЕТ ОБОЛОЧКИ В НЕОДНОРОДНОЙ МЕЖЗВЕЗДНОЙ СРЕДЕ
В рентгеновском диапазоне наблюдается по крайней мере шесть составляющих сложного комплекса явлений, сопутствующих вспышке сверхновой, и значение каждой из них трудно переоценить. Мы упоминали в § 5 об излучении звездного остатка в диапазоне рентгеновских энергий: 1. При благоприятной ориентации наблюдается пульсирующее нетепловое рентгеновское излучение магнитосферы пульсара; рентгеновские пульсары найдены в Крабовидной туманности, Парусах X (рентгеновское излучение не пульсирует), MSH 15—52 и 054а—69,3. 2. Звездный остаток - нейтронная звезда или черная дыра в тесной двойной системе излучает в рентгене из-за аккреции вещества "нормальной" компоненты; наблюдается в W50 - SS433 (вероятно, черная дыра) и в СТВ 109 - IE 2259 + 586 (вероятно, нейтронная звезда). 3. Горячая поверхность нейтронной звезды наблюдается как компактный тепловой рентгеновский источник при любой ориентации, см. табл. 9. 4. С пульсаром, инжектирующим релятивистские частицы, связаны протяженные рентгеновские источники синхротронной природы, такие как в 0,54а - 69,3, Крабовидной туманности и ЗС 58 (§ 3). Синхротронный механизм излучения подтверждается спектром и линейной поляризацией. Протяженные нетепловые источники наблюдаются также вокруг компакт- 117 ных рентгеновских источников в более старых объектах MSH 15 — 52, Паруса X, СТВ 80. В остатках G 21,5 - 0,9, G 291,0 - 0,1, G 74,9 + 1,2 и G 29,7 — 0,3 найдены протяженные рентгеновские источники, яркость которых растет к центру, но компактные источники не видны, вероятно из-за недостаточного разрешения рентгеновского телескопа (Б эккер, 1983; Вилсон, 1986). Синхротронное рентгеновское излучение релятивистских частиц, инжектируемых пульсаром, целесообразно рассматривать в совокупности с анализом радиоизлучения плерионов, обусловленного тем же механизмом (см. § 9). Здесь мы остановимся на рентгеновском излучении тепловой природы, наиболее информативном для исследования взаимодействия оболочки сверхновой с межзвездной средой. Наблюдаются две компоненты теплового излучения: 5. Излучение межзвездного газа (или ветра предсверхновой), сгребенного и нагретого ударной волной, вызванной разлетом оболочки сверхновой. 6. Излучение выброшенного при вспышке вещества звезды, нагретого возвратной ударной волной. Первые свидетельства существования высокотемпературной плазмы в остатках сверхновых были получены методами оптической астрономии. В начале шестидесятых годов Шкловский (1962) предсказал, а Щеглов (1966) обнаружил излучение Петли Лебедя в корональной линии [FeX] 6374 А. Позднее в том же объекте наблюдалась линия [FeXIV] 5303 А (Вудгейт и др., 1974, 1977; Лакк и др., 1980). Корональ- ные линии высокоионизованного железа найдены также в галактических остатках сверхновых Корма А (Лакк. и др., 1979; Кларк и др., 1979), MSH 14 - 63 (Лакк и др., 1979), 1С 443 (Вудгейт и др., 1979), в остатках N 49 и N 69 в БМО (Мардин и др., 1978; Допита и Мэтьюсон, 1979). Сообщалось об эмиссии [FeXIV] в Парусах XYZ, но последующие наблюдения с более высокой чувствительностью и разрешением дали отрицательный результат (Мардин и др., 1978). Наблюдения корональных линий показали, что температура в этих достаточно старых объектах достигает по крайней мере Те = 2 • 106К (область интенсивного свечения [FeXIV]). Первоначально выводы о тепловой природе рентгеновского излучения остатков сверхновых базировались именно на этих наблюдениях, а отнюдь не на рентгеновских спектрах, которые еще 10-15 лет назад не позволяли достоверно различить степенной и экспоненциальный характер изменения потока. (Впрочем, уже в 1973 г. эмиссионные детали в рентгеновском спектре Кассиопеи А были отождествлены с линиями высокоионизованного железа, что свидетельствовало о его тепловой природе.) Современные спектры остатков вспышек исторических СН I (§ 2), Кассиопеи А ( § 4) и большинства старых объектов выявляют многочисленные линии высокоионизованных тяжелых элементов (рис. 38, 39). Исключение составляют Крабовидная туманность и ЗС 58, рентгеновское излучение которых практически полностью обусловлено синхротронным механизмом (см. § 3). Грубый анализ результатов наблюдений может быть сделан в рамках модели адиабатического расширения или свободного разлета остатка в предположении, что рентгеновская эмиссия генерируется в оболочке посто- 118 е- CD Крабовидная \ туманность ЗС58 СН 1006 СН Тихо Браге /А*- СН Кеплера Кассиопея А 0,5 / 5 fO £,кэВ Рис. 38. Спектры рентгеновского излучения молодых остатков СН Тихо Браге, Кеплера и СН 1006 г. (см. § 2), Крабовидной туманности и ЗС 58 (см. § 3) и Кассиопеи А (см. § 4). Спектр СН Тихо Браге сравнивается с излучением равновесной плазмы нормального химического состава при температуре кТе = 0,5 кэВ.Показаны основные линии тяжелых элементов; над спектром СН Кеплера показан расчетный спектр для равновесной двухтемпературной плазмы (использованы расчеты Холта и др., 1983) 25,0 24,0.. 22,0 21,5 „ 19,5 19,0 18,5 Л,А 10 - 25r 17 16 15 13 /2 А, А 20 и NeH 1sz-1s2p,s Fe-ХЗЙ 2p6-2p54cf И FeXH. -2ps-2os3s П NeK 1sz-1s3p \ 700 750 800 850 900 950 1000 1050 Е,зЪ Рис. 39. Рентгеновский спектр остатка Корма А, полученный Уинклером и др. (1981); показаны наиболее яркие линии янной плотности и температуры, толщиной около 12% радиуса. (Толщина найдена из условия сохранения массы межзвездного газа в объеме остатка, сгребенного сильной ударной волной без высвечивания.) Эта упрощенная схема дает температуру горячей плазмы по спектру и плотность по светимости из следующих соотношений, справедливых для теплового рентгеновского излучения газа за фронтом бесстолкновительной адиабатической ударной волны: е(Г. Я) = 1,65 ■ Kr237"l/Vir/kTZ2£(£-> Т)пеп2[эрг ■ см"3 • с"1 • эВ"1 ]; 120 vll 16k; я,/ио<(7+0/(7-0*4; (7.1) ЦТ, E) = 4nR2sARsn2sp(T, E)e-°<E)N(H\ Здесь: е,р и I - объемный коэффициент рентгеновского излучения, эффективность и светимость в интервале энергий Е - (Е + АЕ), rtz — плотность (концентрация) иона с зарядом Z, g(E, T) — фактор Гаунта, член е учитывает поглощение, NH — число атомов водорода на луче зрения, у - показатель адиабаты, Г, - температура ип5- плотность плазмы за фронтом ударной волны, vs - скорость фронта, п0 - плотность невозмущенного газа, ц — средняя атомная масса, Rs — радиус, ARS — толщина оболочки. Предположение о постоянной температуре и плотности газа за фронтом слишком грубо даже для относительно старых оболочек. В адиабатической стадии (см. § 8) температура растет с расстоянием от фронта как T<*RS' и плотность меняется как л « R~9, Учитывая вклад излучения разных слоев, нетрудно найти, интегрируя соотношения (7.1), среднюю эффективную температуру Тх * (1,3 - 1,4) 7^ и светимость Lx*>l6nlR3se(Ts,AE)r,(Ts), (7.2) где v(Ts) — безразмерная функция, принимающая значения от 0,43 до 0,67 для Г, = 8 • 10s - 5 • 107К и АЕ = 0,15 - 2 кэВ (Раппопорт и др., 1974). Для молодых остатков сверхновых наиболее существенны следующие отличия от этой весьма идеализированной схемы. Во-первых, время выравнивания ионной и электронной температуры газа за фронтом ударной волны: r(i>e) ж 500Л;Ге3/2/ие2?1п Л * 3 • 103 [лет], где А\ — масса иона в атомных единицах; In Л = 30 при Те = 107 — 108К, ле « 102см"3 (см. Спитцер, 1981), может оказаться больше возраста остатка, что приводит к резкой неизотермичности излучающей в рентгене плазмы. Действительно, мы убедились на примере Кассиопеи А, что ионная температура Г; = 5 • 108К, соответствующая скорости расширения остатка ~ 6000 км • с'1 (последняя измерена непосредственно по доплеровскому смещению высокоионизованных линий (см. § 4), следовательно, отражает движение горячей плазмы), существенно выше электронной температуры Те = (5 — 7) • 107К, определяемой по рентгеновскому спектру. Во-вторых, физические условия в молодых остатках определяются действием возвратной ударной волны, распространяющейся по выброшенному веществу, о чем неоднократно говорилось в гл. I. Влияние возвратной волны существенно в течение первых десятков-сотен лет после вспышки, до тех пор пока масса сгребенного межзвездного газа не превысит существенно массу выброса. Под действием возвратной волны в первоначально однородном выбросе формируется тонкая плотная оболочка. Ее динамика и условия нагревания и последующего радиативного охлаждения детально анализируются в работах Гамильтона, Саразина (1984 а, б). Выброс, нагретый возвратной волной, и околозвездный газ, нагретый основной ударной 121 волной, интенсивно излучают в рентгеновском диапазоне, и, как мы видели в гл. I, наблюдения хорошо укладываются в рамки этих представлений. Рентгеновский спектр всех оболочечных остатков исторических сверхновых представляется излучением оптически тонкой двухтемпературной плазмы. Низкотемпературная плазма (кТ * 0,5 кэВ), обогащенная тяжелыми элементами, особенно Si и S, необходимая для объяснения ярких эмиссионных линий в спектре, может быть связана с излучением выброса, нагретого возвратной ударной волной,высокотемпературная (кТ^4-5 кэВ), необходимая для объяснения непрерывного спектра,-с излучением сгребенного газа. Гипотеза прямой и возвратной ударной волны, нагревающих околозвездный газ и выброс соответственно, подтверждается не только спектром, но и структурой рентгеновских изображений. Мы видели в § § 2 и 4, что в Кассиопее А и СН Тихо Браге излучение выброса и сгребенного околозвездного газа разделены пространственно. Оценки массы обеих компонент горячей плазмы: Мсгребенная *"^выброса согласуются с предположением о самом начале торможения в процессе взаимодействия с околозвездным газом. Мелкомасштабные уярчения на рентгеновских изображениях оболочек, так же как клочковатая структура оптических туманностей, свидетельствуют, что и эта схема слишком упрощена, поскольку не учитывает неоднородность выброса и неоднородность сгребаемого газа. (Если сильная ударная волна распространяется в частично, а не полностью ионизованной среде, что, вероятно, реализуется в остатках, подобных СН Тихо Браге (см. § 2), двукомпонентная структура рентгеновского спектра, вообще говоря, может иметь и иное объяснение. Ударная ионизация нейтральных атомов дает вторичные электроны с меньшей энергией, чем у ускоренных на фронте частиц. Проведенные Ито (1984) расчеты температурной релаксации между ионами, ускоренными на фронте электронами и вторичными холодными электронами, показали, что при Те «= *»3 • 108К на фронте, что соответствует наблюдаемому в СН Тихо Браге излучению в диапазоне до 25 кэВ, температура вторичных электронов оказывается на порядок ниже. Впрочем, объемная мера эмиссии этой низкотемпературной компоненты оказывается в 4—5 раз ниже наблюдаемой и основной вклад дает излучение нагретого возвратной волной выброса.) В-третьих, горячая плазма молодых остатков может еще не достичь состояния ионизационного равновесия. Расчеты рентгеновской светимости плазмы в ионизационном равновесии сделаны для широкого интервала температуры и плотности, охватывающего реально встречающиеся в остатках сверхновых значения (см. Шапиро, Мур, 1976; Раймонд, Смит, 1977; Шулл, 1981 Каплан, Пикельнер, 1979 и ссылки там). Их применение к спектрам молодых остатков, как мы убедились в гл. I, приводит к сильному (зачастую в десятки раз) отличию содержания тяжелых элементов от плазмы солнечного состава. Аномалия химического состава молодых остатков значительно уменьшается, если отказаться от условия ионизационного равновесия. Основания для такого отказа есть. Действительно, время установления ударного ионизационного равновесия водородо- и гелиевоподобных ионов в разреженной плазме с температурой Те « 107К составляет несколько сотен — несколько тысяч лет (см., например, расчеты Ито (1979)), что сравнимо с возрастом остатков исторических сверхновых или больше его.
Ви переглядаєте статтю (реферат): «ТЕПЛОВОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ ОСТАТКОВ СВЕРХНОВЫХ; РАЗЛЕТ ОБОЛОЧКИ В НЕОДНОРОДНОЙ МЕЖЗВЕЗДНОЙ СРЕДЕ» з дисципліни «Сверхнові зірки і зоряний вітер: Взаємодія з газом Галактики»
