Курс теоретической астрофизики

По профилям ярких линий в спектрах звёзд можно судить о характере выбрасывания вещества из звезды. Обычно принимается, что из звёзд типа WR происходит непрерывное истечение вещества с приблизительно постоянной интенсивностью во все стороны. Такое движение вещества должно приводить к наблюдаемым профилям линий, симметричным относительно центральной частоты. При этом удаляющееся от нас вещество даёт часть линии, расширенную в красную сторону спектра, а приближающееся — в фиолетовую. Так как спектры звёзд типа WR не претерпевают заметных изменений с течением времени, то надо считать, что истечение вещества из них является стационарным.

Более сложно объяснение профилей линий в спектрах звёзд типа Be. Согласно Струве эти звёзды очень быстро вращаются, вследствие чего и наблюдаются широкие линии поглощения в их спектрах. Судя по ширине линий, скорости вращения звёзд на экваторе доходят до нескольких сотен километров в секунду. Струве считал, что благодаря вращению происходит истечение вещества из экваториальной плоскости звезды, приводящее к образованию газового кольца, вращающегося вокруг звезды. В газовом кольце и возникают яркие линии, накладывающиеся на широкие линии поглощения. Так как скорость вращения кольца меньше скорости вращения звезды (вследствие сохранения углового момента), то яркая линия оказывается уже линии поглощения. По-видимому, в действительности быстрое вращение звёзд типа Be способствует истечению из них вещества, но не является причиной истечения. Это следует из того, что эмиссионный спектр звёзд типа Be испытывает иррегулярные изменения с течением времени (а иногда и исчезает вовсе). Поэтому и истечение вещества из рассматриваемых звёзд должно носить иррегулярный характер.

Для истолкования спектров звёзд типов WR, P Лебедя и Be (и других нестационарных звёзд) нужна теория возникновения спектральных линий в протяжённых движущихся оболочках звёзд. Основы теории будут изложены ниже (подробнее см. [1] и [2]).

2. Профили эмиссионных линий.

Скорости движения оболочек обычно составляют десятки и сотни километров в секунду, т.е. они гораздо больше средних термических скоростей атомов. Поэтому можно считать, что профили эмиссионных линий определяются в основном движением оболочки. Влиянием других факторов на профиль линии в первом приближении можно пренебречь.

Мы сейчас получим формулу, определяющую профиль эмиссионной линии при произвольном поле скоростей в оболочке. Примем также во внимание возможную непрозрачность оболочки для излучения в линии.

Будем рассматривать линию, возникающую при переходе из k-го состояния в i-е данного атома. Коэффициент поглощения _ik и коэффициент излучения _ik будем считать постоянными в интервале

_ik

-

_ik

2

_ik

+

_ik

2

и равными нулю вне этого интервала. Здесь _ik — центральная частота линии,

_ik

=

2

u

c

_ik

,

где u — средняя тепловая скорость атома, c — скорость света.

Возьмём координатную систему xyz с началом координат в центре звезды и осью z, направленной к наблюдателю. Обозначим скорость движения атомов в оболочке через v(x,y,z) а её проекцию на ось z через v_z(x,y,z) Будем считать, что v>>u.

Очевидно, что при сделанных предположениях относительно _ik и _ik излучение частоты будет посылаться к наблюдателю не всей оболочкой, а только её некоторой областью, расположенной по обе стороны от поверхности равных лучевых скоростей, определённой уравнением

=

_ik

+

_ik

c

v

_z

(x,y,z)

.

(28.1)

Границы упомянутой области находятся от поверхности (28.1) по лучу зрения (т.е. по оси z) на расстоянии, соответствующем изменению частоты на величину _ik/2. Обозначая граничные значения z через z и z и пользуясь малостью u по сравнению с v, получаем

_ik

=

_ik

c

v_z

z

(z-z)

,

(28.2)

или

z-z

=

2u

|v_z /z|

.

(28.3)

Пусть I_ik(x,y,) — интенсивность излучения, идущего от точки диска звезды с координатами x,y в частоте внутри линии. Так как «толщина» слоя, дающего излучение в частоте (т.е. разность z-z), сравнительно невелика (за исключением отдельных мест), то величины _ik и _ik можно считать постоянными в этом слое вдоль оси z и равными их значениям на поверхности (28.1). Поэтому для интенсивности I_ik(x,y,) имеем

I

_ik

(x,y,)

=

_ik

_ik

1

-

exp

-

_ik

(z-z)

.

(28.4)

Полная энергия, излучаемая оболочкой в частоте в единице телесного угла, даётся формулой

E

_ik

=

I

_ik

(x,y,)

dx

dy

.

(28.5)

Пользуясь (28.3) и (28.4), вместо (28.5) находим

E

_ik

=

_ik

_ik

1

-

exp

-

2u

|v_z /z|

_ik

dx

dy

.

(28.6)

Интегрирование здесь производится по поверхности (28.1). Формула (28.6) и определяет искомый профиль эмиссионной линии.

Приближённо оболочка может быть разбита на две области: непрозрачную для излучения в рассматриваемой линии и прозрачную для этого излучения. В первой области величина (2u/|v_z /z|)_ik превосходит единицу, во второй она меньше единицы. Интеграл (28.6) в первой области равен

E

'

ik

=

_ik

_ik

dx

dy

,

(28.7)

а во второй

E

''

ik

=

_ik

2u

|v_z /z|

dx

dy

.

(28.8)

Входящие в приведённые формулы величины _ik и _ik следующим образом выражаются через концентрацию поглощающих атомов n_i концентрацию излучающих атомов n_k:

_ik

=