книги из ГПНТБ / Воронцов-Вельяминов Б.А. Галактики, туманности и взрывы во Вселенной

определении плотностей и в гораздо большей степени в определении объемов приводят к большой неуверенности

(объем известен плохо из-за неточно измеренного рас­ стояния).

Этой проблеме было уделено много работ с привлече­ нием также радиоастрономических данных. Однако попрежнему оценки даже средней массы оболочек плане­ тарных туманностей колеблются в пределах от 0,01 до нескольких десятых массы Солнца и больше. Наибо­

лее вероятно, по-видимому, значение около 0,15 массы Солнца.

Таким образом, массы оболочек туманностей меньше, чем массы их ядер, в десятки раз, но, какова их диспер­ сия, неизвестно.

Для определения массы туманностей В. А. Амбарцу­ мян вывел простую формулу: М = С уТП /, где V — объем туманности, L — ее светимость в водородных линиях и С — постоянный коэффициент. Эта формула дает полную массу в том случае, когда оптическая толща т за грани­ цей серии Лаймана меньше единицы и светится вся ту­ манность. Когда х больше единицы, формула дает массу только ионизированной, т. е. светящейся, части туман­ ности, окруженной несветящейся массой нейтрального водорода.

Вследствие расширения объема светящаяся масса сначала раетет (т> 1), при этом светимость остается по­ стоянной. Светимость начинает падать, когда х становит­ ся меньше единицы. Можно считать также, что если мас­ сы всех туманностей одинаковы, то их светимость тем меньше, чем меньше их объем. Если же массы различны, то светимости могут быть одинаковы и при различии объемов. У одной туманности какое-то время, пока она достаточно плотна, светимость может сохраняться, не­

бо

смотря на расширение и падение плотности, если снару­ жи остается нейтральный водород или меняются условия. Последний фактор обычно не учитывается. Однако воз­ можно, что масса оболочки пополняется за счет корпус­ кулярного излучения ядра. Корпускулярное излучение есть даже у таких холодных звезд, как наше Солнце, а у горячих звезд оно, как известно, гораздо сильнее, особен­ но у ядер, являющихся звездами типа Вольф — Райе. Оценка массы, выбрасываемой звездой типа Вольф — Райе, дает 10~5 масс Солнца в год. При массе оболочки в 0,01 массы Солнца ее масса увеличивается вдвое за счет массы ядра всего лишь за 1000 лет. При типичном диаметре туманности в 20 000 астрономических единиц, или 1,5-1012 км, и скорости расширения 20 км/сек ее ра­ диус за 1000 лет возрастет лишь в 1,5 раза, а достаточно тонкая сферическая оболочка увеличится в объеме в 2,2 раза. Следовательно, за это время ее плотность со­ хранится и будет сохраняться тем дольше, чем больше ее диаметр. Сравнения радиальной и угловой скорости рас­ ширения туманностей говорят в пользу указанной воз­ можности. Возможна, однако, эволюция и самого ядра в процессе расширения оболочки. Падение его светимости или температуры также могло бы компенсировать умень­ шение плотности оболочки и поддерживать ее оптиче­ скую толщину постоянной довольно долго.

Массы диффузных туманностей часто определяют че­ рез анализ меры эмиссии, как называют произведе­ ние л Д где пе — электронная плотность, а I — предпола­ гаемая толщина туманности в парсеках. Следовательно, эта величина, пропорциональная поверхностной яркости, характеризует число атомов водорода на луче зрения в столбике сечением 1 см2 и длиной, равной толщине ту­ манности. Определив электронную температуру или при­

61

няв ее за 8000°, по измеренной мере эмиссии находят пе, подставляя принятое значение I.

Можно обнаружить свечение с мерой эмиссии, рав­ ной всего лишь нескольким десяткам. Плотности диффуз­ ных туманностей обычно оказываются в пределах от де­ сятка до сотни электронов (протонов) на 1 см3, а в цент­ ре туманности Ориона плотность доходит до 1000 элек­ тронов на 1 см3 и больше, но в общем плотности их ниже, чем в планетарных туманностях. В водородных полях плотность падает до пе—1. Что касается размеров, то они у диффузных туманностей колеблются от долей пар­ сека до десятков парсеков. Умножая число электронов, равное числу протонов, на их массу и на объем туманно­ сти (иногда, как мы видели, условный), получаем ее массу. Первые такие определения были сделаны О. Д. До­ кучаевой. Для туманности Ориона и для туманности Омега получились массы 166 и 515 масс Солнца. Позднее нашли, что массы отдельных туманностей составляют от 0,1 до сотен масс Солнца, а массы комплексов туманно­ стей, достигают тысяч масс Солнца. Наименьшие диф­ фузные туманности смыкаются по массе с планетарными.

Далекое от горячего ядра тело в какой-либо точке туманности получало бы от него мало тепла, и его темпе­ ратура была бы близка к абсолютному нулю. Электрон­ ная температура газа туманности Те, являющаяся мерой кинетической энергии его свободных электронов, по пред­ ложению В. А. Амбарцумяна определяется сравнением интенсивностей небулярных линий Nu N2 [О III] с его

о

авроральной линией 4363А. Это отношение отражает от­ ношение чисел ионов [О III], находящихся на втором и на третьем уровнях, последнее же зависит от числа элек­ тронов, имеющих энергию, достаточную для возбуждения

62

атомов. В случае несущественности ударов второго рода каждое возбуждение атома электроном, имеющим доста­ точную скорость, приводит к излучению линии, а число возбуждений зависит от числа электронов со скоростью большей, чем предельная, необходимая для возбужде­ ния. Температура газа находится из отношения скоро­ стей этих двух типов электронов, так как закон Мак­ свелла дает тепловое распределение скоростей частиц. Дело осложняется зависимостью частоты возбуждений от вероятности возбуждений, различных для разных уровней атома. Иначе говоря, надо знать эффективные сечения атомов при их столкновении с электроном при разных процессах возбуждения.

По расчету крупного специалиста по планетарным ту­ манностям Ситона (Англия), электрон с энергией, немно­ го превосходящей нужную для возбуждения второго уровня ОIII, имеет такую же вероятность возбудить атом, пролетая около него, как попасть в цель с пло­ щадью 10~1всм2. Эффективное сечение при соударении,

даются и если их интенсивности не слишком сильно иска­ жаются ударами второго рода. Последнее зависит от вре­ мени жизни атомов на соответствующих уровнях энергии. Анализ наблюдений с точки зрения этой теории привел к

63

рост температуры оболочки с ростом температуры ядра остановится, когда кинетическая энергия электронов ока­ жется достаточной для возбуждения атомов водорода до первого уровня. Это начинается при скоростях электро­ нов около 200 км/сек (при меньшей скорости столкнове­ ния будут упругими и не вызовут потери скорости). Весь избыток кинетической энергии электронов пойдет на воз­

низко лежащие метастабильные уровни, станет отнимать энергию раньше, чем в чисто водородной туманности. Для возбуждения таких уровней в атоме О III нужна меньшая энергия, чем для возбуждения водородных ато­ мов (более 3 эв). Поэтому рост температуры туманности

В. В. Соболева распределение потерь энергии электро­ нами в туманностях с большой интенсивностью линий [О III] таково: при рекомбинациях атомов— 10%, при возбуждении линий [О III] — 30% и при возбуждении атомов водорода — 60%. В туманностях, где интенсив­ ность линий [О III] меньше, это распределение соответ­ ственно таково: 25, 60, 15%. Соответствующие электрон­ ные температуры для этих случаев: 13 000 и 19 000°.

В оболочках планетарных туманностей при плотности 10-20 г/см?, или 1,5X 103 атомов в 1 см?, длина свободного пробега их при Те=10 000° составляет 107 км, а проме­ жуток времени между столкновениями равен 104 сек. Плотность в планетарных туманностях, как мы видим, по

64

сравнению с плотностью лучших земных вакуумов го­ раздо меньше, чем плотность этих вакуумов по сравне­ нию с плотностью комнатного воздуха. Благодаря этому изучение таких объектов существенно дополняет лабора­ торное изучение газов. Например, изучение метастабиль-' ных состояний атомов и излучения ими запрещенных линий сильно продвинулось в связи с интересом к плане­ тарным туманностям. Были также усилены расчеты раз­ личных атомных констант, эффективных сечений атомов при соударениях, вероятностей переходов между уров­ нями и т. д.

Количественный химический состав газовых туманно­ стей определить трудно. При прочих равных физических условиях, чем ярче, интенсивнее соответствующие линии спектра данных ионов, тем их больше, так как каждый квант света спектральной линии вызывается излучением одного иона. Но дело заключается в широких различиях физических условий, в плохом иногда знании вероятно­ стей переходов, вызывающих излучение данной линии, и в том, что многие ионы не дают линий в наблюдаемой части спектра. Полное же число атомов данного элемен­ та равно сумме всех нейтральных атомов и всех его ионов.

В пределах точности расчетов нет существенного раз­ личия между количественным химическим составом ту­ манностей и звезд. Было бы особенно интересно сравнить химический состав ядер туманностей и их оболочек, так как, несомненно, вещество оболочки, учитывая факт ее расширения, отделилось когда-то и как-то от звезды. Это тем более интересно, что среди ядер со спектром типа Вольф — Райе одни содержат углерод и не содержат азо­ та, другие же содержат и углерод и азот, а в третьих азот даже сильно преобладает. К сожалению, такое срав-

нение химического состава провести нелегко, в частности, потому, что линии спектра туманности накладываются на малочисленные линии спектра ядра и отделить их друг от друга трудно.

Голубой карлик в сердце планетарной туманности

Природа ядер планетарных туманностей интересна уже тем, что они являются самыми горячими из звезд. Температуру их нельзя определить способами, применяе­ мыми к обычным звездам, потому что линии их спектра часто либо ярки и широки, либо плохо или совсем не видны. По распределению энергии в непрерывном спек­ тре температуру горячих ядер тоже нельзя определять, так как это распределение в видимой области спектра мало меняется с температурой.

Впервые на возможный способ определения темпера­ туры ядра указал Занстра. Идея его состояла в том, что яркость туманности в видимых линиях спектра зависит от энергии, содержащейся в далеком ультрафиолетовом спектре ядра, там, где кванты достаточно мощны, чтобы ионизировать атомы оболочки туманности, чтобы отры­ вать от них электроны при столкновении. Так, по яркости туманности в видимых линиях водорода можно опреде­ лить яркость далекого ультрафиолетового участка спек-

О

тра ядра с длиной волны короче 912А (более длинновол­ новые кванты уже не могут ионизировать водород). Сравнение числа ультрафиолетовых квантов с числом квантов в видимой области спектра ядра позволяет уже точно определить температуру его, если ядро излучает

бб

как абсолютно черное тело (для последнего распределе­ ние энергии во всем спектре в зависимости от температу­ ры известно теоретически).

Применение способа Занстра и его видоизменений приводит к большим разногласиям в результатах — до' 2 раз.

В. А. Амбарцумян предложил определять температу­ ру ядер по отношению интенсивностей линий HeII/HI. Этот метод дает еще вдвое более высокие температуры, иногда даже превышающие 200 000°. Эти расхождения много обсуждались. Указывался ряд возможных причин, в общем сводящихся к тому, что физические процессы в планетарных туманностях не так просты, как это прини­ мает теория, лежащая в основе метода. По-видимому, наиболее важным фактором является то, что распреде­ ление энергии в ненаблюдаемом непосредственно ультра­ фиолетовом спектре ядра не такое, как у абсолютно чер­ ного тела. Оно, вероятно, не может быть представлено одной формулой для всех ядер.

Когда один и тот же метод Занстра применяется к разным ионам: HI, Hel, Hell и т. д., температуры полу­ чаются различные. Тогда измеряют число квантов, излу­ ченных в видимой области спектра, и по нему вычисляют, используя формулу Планка для излучения абсолютно черного тела, температуру ядра, имеющего такое же число квантов в спектре за пределом ионизации HI, Hel, Hell и т. д. Энергия в спектре ядра за каждым из этих пределов не удовлетворяет одной и той же температуре, значит, оно не излучает как абсолютно черное тело.

Недавно Г. С. Хромов использовал в расчетах разме­ ры зон ионизации разных атомов и получил значения энергии в трех точках ультрафиолетового спектра ядра. Применяя формулу Планка, он получил в среднем темпе­

/

ратуру около 150 000° для характеристики этого участ­ ка спектра. В более длинноволновой области спектр ядра представится формулой Планка для другой, более низкой температуры.

Вопрос о температуре ядер остается еще плохо раз­ работанным. У нее надо ожидать большой дисперсии, потому что ядра со спектрами поглощения типов 09— 05, вероятно, имеют такие же температуры, как обыч­ ные звезды этого типа, т. е. не выше 35 000°.

Еще много лет назад автор этих строк нашел, что температуры ядер со спектром звезд типа Вольф—Райе выше, чем температуры ядер со спектром типов 09—05, и самые высокие температуры находят у ядер с непре­ рывным спектром, не имеющим никаких линий, ни тем­ ных, ни ярких. Первое согласуется с тем, что мы имеем для обычных звезд типов О и Вольф — Райе, а горячие звезды с непрерывным спектром, таким, как у ядер планетарных туманностей, неизвестны, если не гово­ рить о 2—3 самых горячих белых карликах.

Каковы бы ни были будущие данные о расстоянии до отдельных конкретных планетарных туманностей, не­ зыблемым остается вывод, сделанный еще 35 лет на­ зад при первых оценках расстояния до этих объектов. Вывод этот тот, что светимости ядер в среднем гораздо ниже, чем светимости обычных горячих звезд с такими же спектрами и температурами, но не имеющих обшир­ ных туманных оболочек. Более того, учитывая бесспор­ но большую дисперсию светимости ядер, можно ска­ зать, что по крайней мере некоторые ядра сходны с белыми карликами типа спутника Сириуса.

Ядра туманностей еще более сходны с бывшими но­ выми звездами и по температуре, и по спектру, и по све­ тимости. Их правильнее было бы даже назвать голубьь

6?

ми или ультрафиолетовыми карликами. Массы их не могут быть меньше массы Солнца, а светимости неко­ торых из них во много раз меньше, чем у Солнца, сле­ довательно, при высокой температуре их объемы мно­ го меньше, чем у Солнца, а плотности громадны. По­ следние, вероятно, приближаются к плотностям белых карликов, хотя, может быть, и не достигают их. Привести надежные числовые значения их физических характери­ стик мы не можем ввиду неуверенности всех данных. В частности, неизвестны те поправки, которые надо вне­ сти в значение их видимой (визуальной или фотографи­ ческой) светимости, чтобы получить их болометрическую светимость, выражающую их суммарное излучение во всех длинах волн. Причина этого в отклонении их излу­ чения от законов излучения абсолютно черного тела. Повидимому, болометрические светимости ядер имеют го­ раздо меньшую дисперсию светимостей, чем их фотогра­ фические светимости.

Как известно, при большом значении силы тяжести на поверхности белых карликов в их спектрах наблюдается смещение линий к красному концу, предсказываемое теорией относительности. Можно ожидать такого эф­ фекта и у карликовых ядер туманностей. Для его обна­ ружения надо сравнивать длины волн спектра ядра с длиной волны концов тех же линий в спектрах оболо­ чек (в середине их линии расщеплены расширением). Такое сравнение практически трудно. В двух случаях результат оказался отрицательным, а у одной туман­ ности красное смещение в ядре было измерено, но это измерение не заслуживает большого доверия. Значи­ тельное красное смещение не обязательно, так как линии спектра ядра могут возникать и на большой высоте в его атмосфере, где величина силы тяжести меньше,

69