Курс теоретической астрофизики
Шрифт:
Как мы увидим в следующем параграфе, величина N в туманностях очень велика. Однако она, по-видимому, все же не настолько велика, чтобы выполнялось неравенство (26.21). Поэтому надо считать, что число двухфотонных переходов в туманностях определяется формулой (26.20).
Формулу (26.20) можно заменить формулой (26.14), понимая в ней под X величину
X
=
0,32
1+6·10ne
.
(26.25)
Соответственно этому и для коэффициента излучения можно использовать выражение (26.15), считая,
4. Сравнение теории с наблюдениями.
Мы уже говорили, что теория образования непрерывного спектра туманностей, принимающая во внимание лишь рекомбинации и свободно-свободные переходы, не может удовлетворительно объяснить результаты наблюдений. При этом из сравнения указанной теории с наблюдениями приходится сделать вывод о существовании в туманностях какого-то дополнительного источника непрерывного спектра. Если в качестве такого источника принять двухфотонное излучение, то согласие между теорией и наблюдениями будет значительно лучше.
Сравнение наблюдённого распределения энергии в спектре туманностей с теоретическим распределением было сделано Ситоном. Его результаты, касающиеся бальмеровского скачка, приведены в табл. 41.
Таблица 41
Теоретические и наблюдаемые значения
бальмеровского скачка
в спектрах туманностей
Туманность
10T
e
10n
e
–
D
набл
–
D
теор
NGC
6543
1,0
3
0,98
1,26
0,70
0,95
NGC
6572
1,3
5
0,79
1,00
0,59
0,84
NGC
6826
1,1
3
0,61
1,15
0,66
0,89
NGC
7009
1,4
3
0,82
0,90
0,56
0,73
NGC
7662
1,3
5
0,81
0,80
0,59
0,79
IC
418
1,9
0,8
0,48
0,69
0,45
0,50
Среднее
0,75
0,98
0,59
0,78
В первом столбце таблицы даны номера туманностей по каталогам NGC и IC, во втором и третьем — значения Te и ne по определениям Ситона, в четвёртом — наблюдённые значения бальмеровского скачка. В последующих столбцах даны теоретические значения бальмеровского скачка для трёх случаев: 1) при учёте рекомбинаций и свободно-свободных переходов, 2) при одновременном учёте двухфотонного излучения с X=0,32, 3) при одновременном учёте двухфотонного излучения с величиной X, определённой формулой (26.25).
Из таблицы следует, что двухфотонное излучение существенно влияет на величину бальмеровского скачка. Вместе с тем можно констатировать хорошее согласие между наблюдениями и теорией при значениях величины X, найденных по формуле (26.25).
Наблюдения дают также кривые изменения интенсивности излучения с частотой в видимой части спектра туманностей. У
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.