Курс теоретической астрофизики

На месте вспышек сверхновых звёзд обнаруживаются быстро расширяющиеся газовые туманности. Трудно сомневаться в том, что они образуются в результате выбрасывания вещества при вспышках сверхновых. На месте сверхновой 1054 г. в настоящее время наблюдается Крабовидная туманность, расширяющаяся со скоростью порядка 1 100 км/с. Если скорость расширения считать постоянной, то время начала расширения приблизительно совпадёт с эпохой вспышки. Крабовидная туманность очень хорошо изучена и о ней будет подробно говориться ниже. Остатки сверхновых 1572 г. и 1604 г. представляют собой расширяющиеся волокнистые туманности. Однако яркость этих туманностей мала и их изучение встречает трудности.

Для понимания природы сверхновых звёзд большое значение имеет тот факт, что их остатки являются сильными источниками радиоизлучения. Первоначально был измерен поток радиоизлучения от Крабовидной туманности (Болтоном в 1947 г.), а затем и от остатков сверхновых 1572 г. и 1604 г. Наблюдения показывают, что интенсивность этого излучения убывает с ростом частоты, и обычно она представляется в виде

𝐼

_ν

~

ν

^-𝑛

(31.1)

где 𝑛>0. В частности, для Крабовидной туманности 𝑛=0,2, а для остатков двух других упомянутых сверхновых 𝑛=0,8. Как мы знаем (см. § 18), в случае теплового излучения интенсивность в радиодиапазоне постоянна для прозрачной туманности и пропорциональна ν² — для непрозрачной. Поэтому мы должны сделать вывод о нетепловом происхождении радиоизлучения остатков сверхновых. Как увидим дальше, спектр радиоизлучения, даваемый формулой (31.1), может быть объяснён при допущении о синхротронном его происхождении.

Кроме трёх указанных остатков сверхновых, в Галактике обнаружено много других дискретных источников радиоизлучения. Некоторые из них отождествлены со слабыми газовыми туманностями и по ряду признаков их также можно считать остатками сверхновых. К таким объектам относится, в частности, радиоисточник Кассиопея A, самый интенсивный на небе. Он был отождествлён с кольцеобразной туманностью, расширяющейся со скоростью порядка 7000 км/с. Из сопоставления этой скорости, определённой по спектру, и скорости расширения в угловой мере найдено, что туманность находится от нас на расстоянии 3400 парсек. По-видимому, эта туманность является остатком сверхновой, вспыхнувшей около 1700 г. Однако сверхновая не могла наблюдаться вследствие большого расстояния до неё и значительного межзвёздного поглощения. Большинство известных остатков сверхновых находится от нас на расстояниях, не превышающих 2000 парсек, и поэтому полное число их в Галактике должно быть довольно большим (порядка 1000). Так как продолжительность существования туманности, выброшенной при вспышке сверхновой, по-видимому, не превосходит 100 000 лет, то в нашей Галактике одна сверхновая должна вспыхивать приблизительно раз в 100 лет. Разумеется, эта оценка очень груба, но она соответствует результатам подсчётов вспышек сверхновых в других галактиках.

2. Синхротронное излучение.

Для объяснения происхождения радиоизлучения туманностей, образующихся при вспышках сверхновых, приходится привлекать механизм синхротронного излучения. Такое излучение возникает при движении релятивистского электрона в магнитном поле. Название этого явления связано с тем, что оно впервые наблюдалось в синхротроне, предназначенном для получения частиц высоких энергий.

Как известно, движение электрона в однородном магнитном поле складывается из поступательного движения вдоль силовой линии и вращения вокруг неё. При этом электрон излучает с частотой

ν₀

=

𝑒𝐻

2π𝑚𝑐

,

(31.2)

где 𝐻 — компонента магнитного поля, перпендикулярная к скорости. При напряжённостях поля, характерных для астрофизических объектов, частота ν₀ обычно очень мала. Например, при 𝐻≈10⁻⁵ эрстед по формуле (31.2) получаем, что ν₀≈30 с⁻¹, т.е. длина волны излучения порядка 10⁴ км.

Однако так излучает только нерелятивистский электрон. Если же электрон является релятивистским, т.е. его энергия 𝐸 удовлетворяет неравенству

𝐸

≫

𝑚𝑐²

,

(31.3)

то характер излучения электрона резко меняется. В этом случае вместо энергии одной частоты ν₀ электрон излучает энергию в непрерывном спектре с максимумом вблизи частоты

ν

_𝑚

=

ν₀

⎛

⎜

⎝

𝐸

𝑚𝑐²

⎞²

⎟

⎠

(31.4)

где ν₀ определяется формулой (31.2). Если неравенство (31.3) выполняется в очень сильной степени, то значительная часть энергии будет излучаться в радиодиапазоне.

Задача об излучении энергии релятивистским электроном, движущимся в магнитном поле, рассматривалась рядом авторов. Оказывается (см., например, [11]), что количество энергии частоты ν, излучаемое электроном с энергией 𝐸 за 1 с в единичном интервале частот, равно

𝑃(ν,𝐸)

=

16𝑒³𝐻

𝑚𝑐²

𝑝(α)

,

(31.5)

где α=ν/ν_𝑚 и 𝑝(α) — функция, изображённая на рис. 42.

Рис. 42

Заметим, что функция 𝑝(α) достигает максимума при α≈½. При α≪1 она имеет вид

𝑝(α)

=

0,256α¹

^/

³

(31.6)

и при α≫1

𝑝(α)

=

√π

16

α¹

^/

²

𝑒⁻²

^/

³

^α

.

(31.7)