Курс теоретической астрофизики

где — энергия, получаемая одним граммом вещества за 1 с от источников турбулентности. Анализ наблюдательных данных о движении межзвёздного газа приводит к выводу, что закон (33.35) в общих чертах выполняется до значения l100 пс. При этом для энергии, приобретаемой газом, должно быть принято значение 10^3 эрг/г·с. При более строгом исследовании турбулентности в Галактике следует учитывать влияние на неё магнитного поля (см. [31).

Движение газа и пыли в Галактике может вызываться рядом причин. Одной из них является давление излучения звёзд, довольно сильно действующее на пылевые частицы. В качестве другой причины можно указать расширение оболочек новых и сверхновых звёзд. Наибольшую же роль в сообщении движений газу и пыли в межзвёздном пространстве играет, по-видимому, расширение зон ионизованного водорода, окружающих звёзды класса O.

§ 34. Космическое радиоизлучение

1. Излучение зоны H II.

Излучение межзвёздной среды наблюдается как в оптической области спектра, так и в радиодиапазоне. Наблюдения в радиодиапазоне дают ценные сведения не только о физическом состоянии межзвёздной среды, но также о её структуре и движении. Особенно важно то, что мы можем наблюдать радиоизлучение от очень далёких частей Галактики, которые совершенно недоступны для оптических наблюдений. Объясняется это тем, что межзвёздная пыль практически прозрачна в радиочастотах.

Сначала остановимся на радиоизлучении, идущем от зон ионизованного водорода. Такое излучение, наблюдаемое в сантиметровом и дециметровом диапазонах, является тепловым (в метровом диапазоне добавляется ещё нетепловое излучение, о котором речь будет идти ниже). Так как радиоизлучение спокойного Солнца также имеет тепловую природу, то при рассмотрении теплового радиоизлучения зон H II мы можем воспользоваться формулами, приведёнными в § 18.

Допустим, что радиоизлучение идёт к нам от облака ионизованного водорода и на пути от облака до наблюдателя поглощение отсутствует. Обозначим через объёмный коэффициент излучения и через объёмный коэффициент поглощения в облаке. Если излучение является тепловым, то мы имеем

=

B

(T

_e

)

=

2^2

c^2

kT

_e

,

(34.1)

где T_e — температура электронного газа. Выше было установлено, что в зонах H II величина T_e почти постоянна (и близка к 10 000 K). Поэтому для интенсивности излучения, выходящего из облака, можем написать

I

=

B

(T

_e

)

1

-

exp

-

,

(34.2)

где — оптический путь луча в облаке. Для вычисления величины следует воспользоваться формулой (18.9), на основании которой подучаем

=

s

0

ds

=

2^2e

33c(2mkT_e)^3^/^2

g

^2

s

0

n

_e

n

ds

,

(34.3)

где s — геометрическая «толщина» облака.

Как мы знаем, интенсивность излучения I принято выражать через яркостную температуру T посредством соотношения (18.2). Поэтому формулу (34.2) можно переписать в виде

T

=

T

_e

1

-

exp

-

.

(34.4)

Рассмотрим два частных случая формулы (34.4). При >>1 из этой формулы вытекает:

T

T

_e

,

(34.5)

а при 1:

T

T

_e

~

^2

.

(34.6)

По наблюдённой зависимости яркостной температуры T от частоты можно легко отличить один случай от другого. Если наблюдения дают, что T не зависит от , то оптическая толщина облака велика (>>1). В этом случае измеренная яркостная температура просто равна электронной температуре облака, которая таким путём и определяется. Если же согласно наблюдениям T~^2, то оптическая толщина облака мала (1). В данном случае по измеренной яркостной температуре можно определить величину интеграла

s

0

n

_e

n

ds

(называемого иногда «мерой эмиссии»). Знание величины этого интеграла и толщины облака s позволяет оценить среднюю концентрацию свободных электронов в облаке (так как приближённо n_e=n).

Как видно из формулы (34.3), оптическая толщина туманности убывает с ростом частоты. Поэтому при наблюдениях в радиодиапазоне может оказаться, что яркостная температура в области малых частот будет постоянной, а в области больших — пропорциональной ^2. Иными словами, при некоторой частоте (которую мы обозначим через ) может наблюдаться излом в радиоспектре туманности. Очевидно, что частота определяется из условия

^2

=

2^2eg

33c(2mkT_e)^3^/^2

s

0

n

_e

n

ds

.

(34.7)

Приближённо (при T_e10) вместо (34.7) имеем

^2

10

s

0

n

_e

n

ds

.

(34.8)

Формула (34.8) позволяет найти меру эмиссии по наблюдённой частоте .

Приведённые формулы можно применить лишь к тем туманностям, для которых измерена интенсивность радиоизлучения I Для большинства же туманностей измеряется не интенсивность, а поток H. Чтобы получить теоретическое выражение для H, надо выражение (34.2) для I проинтегрировать по координатам в картинной плоскости. При этом обычно предполагается, что туманность имеет сферическую форму.

Указанными способами (или их различными модификациями) были определены значения электронных температур и концентраций для многих диффузных туманностей. В качестве примера можно привести работу Ю. Н. Парийского, который подробно исследовал радиоизлучение туманности Ориона. В частности, для электронной температуры туманности он получил значение 11 750 K. Была также определена масса туманности, оказавшаяся равной 116 M.