Чтение онлайн

Число известных в настоящее время планетарных туманностей составляет несколько сотен. Диски многих из них не видны в телескопы, и заключение об их природе было сделано по виду спектра. Это либо очень маленькие либо очень далёкие туманности. Число известных диффузных туманностей значительно возросло благодаря работам Г. А. Шайна и В. Ф. Газе. Делая снимки неба в узком участке спектра, включающем в себя линию H, они обнаружили большое количество слабо светящихся диффузных туманностей.

Несмотря на то, что энергия, излучаемая газовыми туманностями, заключена преимущественно в отдельных спектральных линиях, светимости туманностей очень велики. Так, средняя абсолютная фотографическая величина планетарных туманностей равна Mn=-0,5. Важно отметить, что планетарные туманности, как правило, значительно ярче своих ядер, т.е. M*– Mn>0. Иногда эта разность доходит до семи звёздных величин. В среднем же M*– Mn3.

Звёзды, вызывающие свечение газовых туманностей, принадлежат к самым ранним спектральным классам. Примерно половина ядер планетарных туманностей обладает спектрами типа WR (однако эти звёзды отличаются от обычных звёзд Вольфа — Райе гораздо меньшей светимостью). Примерно четверть ядер планетарных туманностей имеет спектры без каких-либо заметных линий. Вычисления показывают, что такими спектрами могут обладать звёзды с большими ускорениями силы тяжести на поверхности и высокими температурами (см. § 14). Остальные ядра планетарных туманностей относятся к спектральным классам O и Of.

Диффузные туманности светятся за счёт излучения звёзд спектральных классов O, WR и B0, находящихся в самой туманности или около неё. Наблюдениями не обнаружены диффузные туманности, свечение которых вызывается звёздами спектральных классов, более поздних, чем B0. Объясняется это тем, что высокочастотного излучения таких звёзд недостаточно, чтобы вызвать заметное свечение туманности в видимой части спектра.

Как показывают наблюдения, вещество, составляющее планетарные туманности, удаляется от ядра, т.е. туманности расширяются. При этом скорости расширения туманностей равны нескольким десяткам километров в секунду. Первоначально заключение о расширении планетарных туманностей было сделано на основании спектральных наблюдений. Эмиссионные линии в спектрах туманностей оказываются сравнительно узкими на краю туманности и более широкими или даже раздвоёнными в её центре. При предположении о расширении туманностей это объясняется тем, что на краю туманности луч зрения пересекает ту её часть, которая движется с нулевой лучевой скоростью, а в центре он пересекает области, одна из которых к нам приближается, а другая от нас удаляется. Позднее факт расширения планетарных туманностей был подтверждён непосредственным сравнением фотографий некоторых туманностей, полученных с интервалом в несколько десятков лет. Указанный факт послужил основанием для гипотезы об образовании планетарной туманности в результате выброса вещества из её ядра.

2. Причина свечения туманностей.

Как уже сказано, в газовых туманностях происходит переработка высокочастотного излучения звёзд в кванты меньших частот. Мы сейчас должны выяснить, в чем причина этого процесса. Чтобы сделать это, рассмотрим сначала свойства излучения, приходящего от звезды в данное место туманности.

Будем считать, что звезда излучает как абсолютно чёрное тело температуры T*. Если бы все небо сплошь было покрыто такими звёздами, то плотность излучения в данном месте туманности равнялась бы плотности излучения при термодинамическом равновесии, т.е. выражалась бы формулой Планка

*

=

8h^3

1

.

c^3

exp

h

– 1

kT

*

(22.1)

В действительности плотность излучения в туманности гораздо меньше *. Мы её представим в виде

=

W

*

,

(22.2)

где W — так называемый коэффициент дилюции (ослабления) излучения. Очевидно, что

W

=

2

,

(22.3)

Рис. 29

где — телесный угол, под которым видна звезда из данной точки туманности (рис. 29). Обозначим через r* радиус звезды и через r — расстояние рассматриваемой точки от центра звезды. Так как

=

2

0

sin

d

=

2

(1-cos

)

,

а sin =r*/r, то мы получаем

W

=

1

2

1-

1-

r*

r

^2

1/2

.

(22.4)

В точку, находящуюся на поверхности звезды, излучение приходит от полусферы. Поэтому в данном случае (т.е. при r=r*) W= 1/2 .

Для точек, находящихся на больших расстояниях от звезды (т.е. при r>>r*), из формулы (22.4) находим

W

=

1

2

r*

r

^2

.

(22.5)

Заметим, что в этом случае коэффициент дилюции может быть представлен как отношение площади диска звезды r*^2 к площади сферы радиуса r, т.е. 4r^2.

Средние радиусы планетарных туманностей оказываются порядка 10^1 см, а радиусы их ядер — порядка 10^1 см. Поэтому плотность излучения в планетарной туманности ослаблена приблизительно в 10^1 раз по сравнению с плотностью излучения на поверхности звезды.

Проинтегрировав соотношение (22.2) по всем частотам и воспользовавшись формулой Стефана — Больцмана для интегральной плотности излучения при термодинамическом равновесии, получаем следующее выражение для интегральной плотности излучения в туманности

=

WaT

*

.

(22.6)

Представив величину в виде =aT, находим

T

=

W

1/4

T

*

.

(22.7)

Так как температуры звёзд, вызывающих свечение туманностей, порядка нескольких десятков тысяч кельвинов, а значения W в туманностях, как мы только что определили, порядка 10^1, то значения температуры T соответствующей интегральной плотности излучения в туманностях, оказываются всего порядка нескольких десятков кельвинов.

Итак, интегральная плотность излучения, приходящего от звезды в туманность, чрезвычайно мала. Между тем, как видно из формулы (22.2), относительное распределение этого излучения по частотам оказывается таким же, как при выходе из звезды, т.е. соответствующим очень высокой температуре T*. Таким образом, излучение, приходящее от звезды в туманность, характеризуется громадным несоответствием между интегральной плотностью и спектральным составом.

Если излучение, обладающее указанным свойством, взаимодействует с веществом, то, как известно из термодинамики, происходит перераспределение излучения по частотам в направлении установления наиболее вероятного распределения. Иными словами, в таком случае должна происходить переработка квантов больших частот в кванты меньших частот. Этим даётся качественное объяснение процесса переработки излучения в газовых туманностях.

3. Теорема Росселанда.

Переходя к рассмотрению процесса свечения туманностей с количественной стороны, мы сначала допустим, что атомы обладают только тремя уровнями энергии (1, 2 и 3). Из различных переходов, происходящих под действием излучения звезды, мы рассмотрим два взаимно противоположных циклических процесса: