Астронет > 2.3 Остатки сверхновых и их взаимодействие с межзвездной средой

по текстам по ключевым словам в глоссарии по сайтам перевод по каталогу

Эволюционная астрофизика

2.3 Остатки сверхновых и их взаимодействие с межзвездной средой

Сброшенная при вспышке сверхновой оболочка расширяется со сверхзвуковой скоростью в межзвездную среду и образует ударную волну. Различают несколько стадий взаимодействия оболочки с окружающей средой.

Стадия 1. Свободный разлет.

На этой стадии оболочка движется по инерции так, как если бы внешней среды не было вообще, $R(t)\propto t$ . Излучение оболочки не играет роли в ее динамике. Сталия заканчивается при сгребании массы окружающего вещества, равной массе расширяющейся оболочки $M_0=4\pi/3 \rho_0 R^3$ . Для $\rho_0=2 10^{-24}$ г/см³ и $M_0=1M_\odot$ этот момент наступает при $R\approx 2$ пк, примерно через 100 лет после начала расширения.

Стадия 2. Адиабатическое расширение.

Радиационные процессы по-прежнему динамически неважны (отсюда название - адиабатическая стадия), так как температура газа за фронтом ударной волны очень высокая. Кинетическая энергия оболочки расходуется на нагрев газа за фронтом сильной ударной волны и на ускорение сгребенного межзвездного газа. Когда масса сгребенного газа много больше M₀, движение оболочки довольно точно описывается автомодельным решением Л.И. Седова (1946) для сильного взрыва в среде. Можно получить зависимость поведения радиуса оболочки от времени из простых физических соображений (Л. Спитцер, Физические процессы в межзвездной среде, М.: Мир, 1981). Пусть тепловая энергия газа составляет долю K₁ от полной энергии Е₀, а давление непосредственно за фронтом УВ p₂ в K₂ раз больше среднего давления внутри оболочки. Для идеального газа с показателем адиабаты $\gamma$ $p=(\gamma-1)\epsilon$ , где $\epsilon$ - плотность энергии. Тогда

$\begin{displaymath} p_2=K_2 (\gamma-1) \frac{K_1E_0}{4\pi/3 R_s(t)^3} \end{displaymath}$

(8)

Но в случае сильных ударных волн справедливо соотношение

$\begin{displaymath} p_2=\frac{2\rho_1u_1^2}{\gamma+1} \end{displaymath}$

(9)

между давлением сразу за фронтом p₂, плотностью $\rho_1$ и скоростью втекания невозмущенного газа в УВ u₁. Комбинируя эти уравнения и учитывая, что u₁=dR_s/dt, получаем

$\begin{displaymath} \left(\frac{dR_s}{dt}\right)^2=\frac{4\pi}{3}K_1K_2 \frac{(\gamma^2-1)}{2}\left(\frac{E_0}{\rho_1 R_s^3}\right) \end{displaymath}$

(10)

Точный динамические расчет дает для $\gamma=5/3$ K₁=0.72, K₂=2.13, так что K₁K₂=1.53.

Интегрируя последнее уравнение, получаем для скорости распространения УВ в этом режиме

$\begin{displaymath} R_s(t)\propto \left(\frac{E_0}{\rho_1}\right)^{1/5}t^{2/5} \... ...\right)^{1/5}\left(\frac{t}{\hbox{годы}}\right)^{2/5}\hbox{пк} \end{displaymath}$

(11)

Здесь в последнем равенстве $E_{51}\equiv (E_0/10^{51}$ эрг/с) - начальная энергия взрыва, n₁ - концентрация атомов в невозмущенной межзвездной среде ( $\sim 1-100$ см^-3 в различных астрофизических ситуациях), $\rho_1=1.26 m_Hn_1$ для характерного Солнечного химического состава межзвездной среды.

Поскольку температура за фронтом сильной ударной волны для идеального газа с $\gamma=5/3$

$\begin{displaymath} T_s=\frac {3\mu (dR_s/dt)^2}{16k_B}=1.8\times 10^5 \left(\frac{R/\hbox{пк}}{t/\hbox{годы}}\right)^2\hbox{кэВ} \end{displaymath}$

(k_B - постоянная Больцмана, $\mu$ - молекулярный вес) падает со временем как $T\propto R_s^{-3}\propto t^{-6/5}$ , начиная с некоторого момента времени (радиуса оболочки) становятся важными процессы радиативного охлаждения УВ и адиабатическое приближение нарушается.

Заметим, что уже в конце стадии свободного разлета возникает обратная ударная волна, распространяющаяся внутрь оболочки (в системе координат, связанной с фронтом УВ), но движущаяся наружу в лабораторной системе (т.е. газ втекает в обратную ударную волну изнутри оболочки). Поскольку излучение плазмы пропорционально квадрату плотности, именно обратная УВ дает наибольший вклад в рентгеновское излучение молодых остатков сверхновых (см. новейшие наблюдения рентгеновскими космическими обсерваториями Chandra и ХММ "Ньютон"). Эти наблюдения оказались очень хорошее согласие с теоретическими моделями остатков сверхновых умеренных возрастов.

Стадия 3. Стадия снегоочистителя (англ. "snow-plow").

Наступает после катастрофического охлаждения газа оболочки, когда температура падает ниже $\approx 6\times 10^5$ K и плазма начинает интенсивно высвечивать запасенную тепловую энергию. УВ при этом становится изотермической ( $\gamma=1$ ). Оболочка становится тонкой и холодной, поскольку скорость газа, прошедшего через ударную волну, меньше скорости движения фронта по среде и газ, поджимаемый давлением оболочки изнутри, долго остается вблизи фронта УВ. Переход к этому режиму происходит при радиусе оболочки

$\begin{displaymath} R_c=24 \left(\frac{E_{51}}{n_0}\right)^{1/3}\;\hbox{пк} \end{displaymath}$

Движение УВ поддерживается за счет запасенного в оболочке импульса ( M(dR_s/dt)=const, $M=4\pi/3\rho_1R_s^3$ ), УВ сгребает окружающий газ и передает ему свой импульс, и ситуация похожа на сгребание снега снегоочистителем. В этом режиме расширение оболочки замедляется, т.к. из сохранения импульса следует $dR_s/dt\propto R_s^{-3}$ (а не R_s^-3/2 как в случае адиабатического разлета, см. (10)). Несложно показать (см. например, S.I. Blinnikov, Astrophysics of exploding objects, Osaka, 2000), что при этом $R_s\propto (R_ct)^{2/7}$ . Так как радиус смены режимов R_c зависит от начальной энергии, измеряя скорость движения оболочки u на радиативной стадии (например, по оптическим линиям), можно получить оценку энергии начального взрыва E₀:

$\begin{displaymath} E_0\approx 0.8\times 10^{51} n_0 \left(\frac{u}{10^3\hbox{км... ...ight)^{1.2}\left(\frac{R}{10\,\hbox{пк}}\right)^3 \,\hbox{эрг} \end{displaymath}$

Разреженный горячий газ внутри оболочки практически не остывает и является дополнительным источником расширения оболочек на поздних радиативных стадиях. По прошествии $\sim 10^4$ лет после начала расширения меры эмиссии оболочек сверхновых уменьшаются настолько, что они становятся практически неразличимыми на фоне среднего излучения межзвездной среды.

В действительности значительная неоднородность плотности межзвездной среды, магнитные поля, различные неустойчивости (тепловые неустойчивости, неустойчивость Рэлея-Тэйлора при расширении горячего газа в холодном, неустойчивость фронта УВ Рихтмайера-Мешкова и т.д.) и прочие астрофизические факторы значительно усложняют обрисованную выше схематическую картину эволюции остатков сверхновых. В некоторых типах остатков (т.н. плерионы) основная энергия в оболочку поступает в виде релятивистских частиц, рожденных быстровращающейся нейтронной звездой с сильным магнитным полем - пульсаром, образующимся в результате коллапса. Хорошо известный пример молодого остатка сверхновой с пульсаром - Крабовидная туманность, остаток вспышки СН 1054 г. в созвездии Тельца. Более детальное изложение и сопоставление с наблюдательными данными см. в упомянутой монографии Т.А. Лозинской.

<< 2.2 Сверхновые типа Ia

Публикации с ключевыми словами: астрофизика - Эволюция звезд - квазары - Космология
Публикации со словами: астрофизика - Эволюция звезд - квазары - Космология

См. также:

Переработка вещества в Кассиопее А

Квазар в ранней Вселенной

Разложение далекого света

Формирование галактик в магнитной Вселенной

NGC 7789: Роза Каролины

Четыре изображения квазара вокруг галактики-линзы

"Эффекты" Зельдовича, запечатлённые на нашем небе

Все публикации на ту же тему >>

Мнения читателей [4]

Версия для печати

Астрометрия - Астрономические инструменты - Астрономическое образование - Астрофизика - История астрономии - Космонавтика, исследование космоса - Любительская астрономия - Планеты и Солнечная система - Солнце