Курс теоретической астрофизики
Шрифт:
5. Излучение в других областях спектра.
Выше была подробно рассмотрена проблема происхождения непрерывного спектра туманностей в визуальной области. Однако туманности обладают весьма интенсивным непрерывным спектром и в других областях. В частности, уже давно было обнаружено излучение туманностей в радиодиапазоне. Как выяснилось, в случае планетарных туманностей это излучение имеет тепловую природу. Соответствующие формулы для энергии, излучаемой единицей объёма, были приведены в § 18, посвящённом радиоизлучению Солнца. Здесь мы не будем применять эти формулы к планетарным туманностям, так как ниже (в § 34) они используются для объяснения радиоизлучения диффузных туманностей. Отметим лишь, что знание величин ne и Te, найденных для данной планетарной туманности по её излучению в видимой части спектра, позволяет вычислить энергию этой туманности в радиочастотах. Результаты таких вычислений хорошо согласуются с наблюдательными данными.
При наблюдениях планетарных туманностей в инфракрасном участке спектра было обнаружено, что от некоторых из них идёт весьма интенсивное излучение в области длин волн 5—20 мкм. Поток этого излучения по порядку величины сравним с потоком излучения туманности в видимой области спектра. Инфракрасное излучение таких туманностей складывается из двух частей: теплового излучения газа (обусловленного в основном рекомбинациями и свободно-свободными переходами атома водорода) и значительного избыточного излучения.
Для объяснения избыточного излучения предполагается, что оно идёт от находящихся в туманности пылевых частиц, которые нагреваются L– квантами. Как мы знаем, из каждого L– кванта звезды, поглощённого туманностью, обязательно образуется один L– квант, который весьма долго диффундирует в туманности. Если в ходе диффузии L– квантов вся их энергия тратится на нагревание пылевых частиц, то этой энергии вполне достаточно, чтобы вызвать наблюдаемое инфракрасное излучение туманностей. Вместе с тем подсчёты показывают, что максимум этого излучения должен быть при длине волны около 10 мкм, т.е. положение его также соответствует наблюдениям.
В действительности некоторая часть L– квантов выходит из туманности наружу. Как увидим далее, это происходит в основном вследствие перехода квантов в крылья линии, вызванного перераспределением по частоте при элементарном акте рассеяния, а также благодаря наличию градиента скорости. Однако учёт этих эффектов не сильно влияет на упомянутые выше оценки, если количество пыли в туманности не слишком мало. Чтобы объяснить наблюдаемое инфракрасное излучение туманностей действием указанного механизма надо считать, что оптическая толщина пылевой компоненты туманности в видимой части спектра порядка одной десятой.
В пользу предположения о наличии пыли в планетарных туманностях говорит также и тот факт, что в спектрах одних туманностей избыточное инфракрасное излучение очень сильное, а в спектрах других — слабое. Это можно объяснить тем, что в одних туманностях пыли много, а в других мало.
§ 27. Диффузия излучения в туманностях
1. Поле Lc– излучения.
При определении интенсивностей эмиссионных линий мы предполагали, что туманности прозрачны для излучения в этих линиях. Такое предположение не вызывает сомнения по отношению к линиям субординатных серий, так как в возбуждённых состояниях находится очень мало атомов. Оно справедливо также и по отношению к запрещённым линиям (даже если нижнее состояние — основное) вследствие чрезвычайной малости для них коэффициента поглощения, рассчитанного на один атом.
Однако, вообще говоря, туманности не прозрачны для излучения в частотах основной серии. Это сильно усложняет расчёт поля излучения в указанных частотах, так как при этом приходится применять уравнение переноса излучения. Мы сейчас сделаем расчёт поля излучения в частотах лаймановской серии водорода. При этом для простоты примем, что туманность ограничена двумя концентрическими сферами с радиусами r и r, а в центре этих сфер находится ядро туманности. Толщину туманности будем считать малой по сравнению с её расстоянием от ядра (т.е. r-r< Рассмотрим сначала поле излучения в лаймановской континууме. При поглощении Lc– квантов, приходящих от звезды в туманность, происходит ионизация водородных атомов, а при последующих рекомбинациях на первый уровень Lc– кванты излучаются. Такие процессы поглощения и излучения Lc– квантов могут продолжаться и дальше. Следовательно, в туманности происходит диффузия Lc– излучения. При этом вероятность «выживания» кванта при элементарном акте рассеяния равна отношению числа рекомбинаций на первый уровень к числу рекомбинаций на все уровни. Чтобы определить плотность диффузного Lc– излучения, мы должны написать уравнение переноса излучения и уравнение лучистого равновесия. В данном случае уравнение лучистого равновесия должно выражать собой тот факт, что в каждом элементарном объёме туманности число ионизаций равно числу рекомбинаций. Следовательно, мы имеем n e n = 1 C i = n k d h ( I + I ) d , (27.1) где I — интенсивность диффузного излучения и I — интенсивность излучения, приходящего в данное место туманности непосредственно от звезды. Ранее (в § 23) мы писали подобное уравнение без учёта диффузного излучения. Обозначим через p долю рекомбинаций на первый уровень. Кроме того, примем во внимание, что для водорода коэффициент поглощения на основании формулы (5.6) меняется с частотой по закону k = k ^3 . (27.2) Тогда вместо уравнения (27.1) получаем nenC nk = p ^3 d h ( I + I ) d . (27.3) В случае туманности, состоящей из плоскопараллельных слоёв, уравнение переноса излучения имеет вид cos dI dr =- nk I + , (27.4) где — объёмный коэффициент излучения при рекомбинациях на первый уровень. Как следует из формулы (26.2), величина может быть представлена в виде