ВВЕДЕНИЕ
Исследование взрывов сверхновых приобрело особенную популярность в последнее время в связи с открывшейся возможностью проверки космологических моделей на основании наблюдений далеких сверхновых (СН) 1а [1] Отличительная особенность этих взрывов была открыта Псковским [2], который показал, что существует зависимость между максимальной светимостью СН 1а и скоростью последующего ослабления блеска. Эта зависимость впоследствии активно изучалась многими исследователями СН 1а на основе наблюдений близких к нам сверхновых с небольшими значениями z [3, 4, 5]. На основании этой корреляции появилась возможность измерять расстояния до далеких объектов и таким образом определять параметры космологических моделей.
На основании наблюдений далеких сверхновых недавно было выполнено несколько интересных работ [6, 7, 8, 9,10]. В этих работах указывается, что из анализа наблюдательных данных с большой достоверностью следует вывод о том, что Вселенная в настоящий момент расширяется с ускорением.
Однако стоит заметить, что во всех работах по далеким сверхновым использовались соотношения типа "максимальная светимость-темп падения блеска", получены из анализа близких объектов. Но даже для близких СН 1а отклонения отдельных объектов от такой зависимости не могут быть объяснены только ошибками наблюдений. Так что, не исключена вероятность эволюционной зависимости свойств сверхновых от возраста вселенной [11]. Далекие сверхновые могли обладать свойствами отличными от свойств близких сверхновых 1а. Поэтому изучение этих объектов является важном направлением в современной астрофизике. В этой связи, для правильной интерпретации наблюдений кривых блеска термоядерных сверхновых, важно понимать механизмы их взрывов.
Начиная с работ Arnett [12], Ivanova и др. [13], Nomoto и др. [14], теория
горения в сверхновых активно развивалась. Было предложено множество моделей взрыва СН 1а (см., например, [15, 16] и ссылки в этих работах) с различными массами (чандрасекаровскими и субчандрасекаровскими), разными режимами горения (детонацией, дефлаграцией и различными их сочетаниями), разными энергиями взрыва и скоростями разлета вещества. В этих теоретических моделях химические элементы в результате горения образуются в разных соотношениях и по-разному распределены по звезде, поэтому расчет дальнейшей эволюции сверхновой ведет к получению различных теоретических кривых блеска. Вероятно, осуществление различных сценариев взрыва звезды приводит к некоторому разбросу в зависимостях между наблюдаемыми параметрами вспышки и объясняет наличие объектов, отклоняющихся от этих зависимостей на величину, превышающую ошибки наблюдений.
До сих пор мы не можем с уверенностью сказать, как именно происходит термоядерное горение в белых карликах: медленное ли оно, дозвуковое (дефлаграция), или быстрое сверхзвуковое (детонация) — этим определяется обилие элементов, образующихся в результате взрыва. Неизвестно также, должны ли все предсверхновые СН 1а иметь чандрасекаровскую массу, или могут взрываться и более легкие, субчандрасекаровские белые карлики. Кроме того, даже если все предсверхновые СН 1а являются чандрасекаровскими, еще не определена энергия взрыва и масса образовавшихся радиоактивных изотопов. Горение может начинаться в центре звезды, а может, при определенном темпе аккреции, и во внешних слоях — и наблюдатели могут это заметить по жесткости спектра и скорости роста блеска до максимума. Поэтому чтобы теоретически воспроизвести реальные кривые блеска сверхновых 1а, нужно исследовать разные модели взрыва.
Через несколько лет после взрыва сверхновой вещество выброса остывает и становится практически ненаблюдаемым. Спустя несколько сот лет, когда образуется молодой остаток сверхновой, наступает другая возможность понять структуру и химический состав выброса. К этому времени выброс при
своем разлете успевает сгрести заметное количество околозвездного вещества (с массой порядка массы самого выброса). При этом образуются две ударных волны: одна из них распространяется вперед по окружающему выброс веществу, а другая движется внутрь выброса, разогревая его слой за слоем и тем самым, давая возможность изучать его последовательно, от внешних слоев к внутренним. Если какая-то из теоретических моделей взрыва сверхновой действительно реализуется в природе, она должна объяснять все особенности излучения сверхновой на любой стадии эволюции.
В настоящей работе мы заостряем наше внимание на исследовании молодых остатков сверхновых. Для решения задач такого уровня мы пользуемся мощным инструментом, позволяющим рассчитывать рентгеновское излучение молодых остатков сверхновых — программой SUPREMNA. Этот программный пакет позволяет самосогласованно решать уравнения гидродинамики совместно с уравнениями кинетики состояний ионизации (предполагая газ прозрачным). Код SUPREMNA на настоящий момент не имеет аналогов в мире по богатству учтенных в нем важных для молодых остатков сверхновых физических процессов. Таким образом, у нас есть возможность проводить детальные, исследования взаимодействия остатков сверхновых с окружающей средой, которые в значительно мере развивают наши представления о газодинамических и радиационных процессах, происходящих в плазме, разогретой ударной волной.
Понимание радиациошю-гидродинамических процессов происходящих в плазме, разогретой ударной волной также важно для изучения свойств окружающей среды в окрестности другого типа космических взрывов: гамма-всплесков.
Гамма-всплески — уже достаточно хорошо изученный класс объектов с наблюдательной точки зрения, но не имеющий пока четкого научного объяснения.
К настоящему моменту имеется несколько теоретических моделей, объяс-
няющих происхождение гамма-всплесков (см., например, обзоры [22, 23, 19]), но проверить или опровергнуть ни одну из них пока невозможно. В "стандартной" модели ГВ [24, 25] центральный источник (до конца неустановленной природы) выделяет энергию ~ 1051 эрг за характерное время порядка 100 с. Эта энергия может быть как тепловой (фотон-лептонный огненный шар, или файербол, см. [25]), так и электромагнитной [26, 27, 28], и, по-видимому, распространяется в узком конусе (джете). Наблюдаемые особенности гамма-излучения от ГВ (нетепловой вид спектра, быстрая временная переменность) фактически требуют ультрарелятивистского движения излучающей плазмы [25, 23] с характерными Лоренц-факторами направленного движения Г ~ 100 — 300. Наблюдаемые гамма-фотоны генерируются нетепловым механизмом на фронтах релятивистских ударных волн (хотя видимый "нетепловой" вид спектра может быть объяснен и в модели оптически толстых оболочек, движущихся с релятивистскими скоростями - см. [29]). Рентгеновские и оптические ореолы ("послесвечения") ГВ в этих моделях также связывают с нетепловым (синхротронным) излучением релятивистских частиц на фронте' "внешней" ударной волны, тормозящейся в околозвездной или межзвездной среде [30].
Теоретическое предсказание оптических ореолов гамма-всплесков было представлено в работе [17] Позднее, наряду со "стандартной" моделью ореолов ГВ, в работе [31] предлагалось альтернативное объяснение первому наблюдаемому оптическому ореолу GRB 970228, в котором ГВ нагревал оболочку звезды (например, в тесной двойной системе), и механизм послесвечения был чисто тепловым. Обнаружение рентгеновских ореолов космических гамма-всплесков с борта ИСЗ Beppo-SAX [18] стало поворотным событием в современных исследованиях этого астрофизического феномена (см. обзоры [19, 20, 21] и ссылки там). А с запуском рентгеновских обсерваторий Chandra и XMM-Newton в конце 1990-х годов появилась качественно новая возможность изучения мягких рентгеновских спектров ранних ореолов гамма-всплесков с
8
высоким спектральным разрешением.
Очевидно, что при взаимодействии гамма-всплеска с межзвездной средой имеет место катастрофический нагрев вещества, при этом важную роль начинают играть процессы нестационарной ионизации. Эти процессы необходимо учитывать при интерпретации наблюдаемого излучения от ореолов гамма-всплесков. У нас имеются методы, позволяющие моделировать спектр рентгеновского излучения, производимого подобной плазмой. При этом мы можем строить реалистичные модели, описывающие состояние среды в окрестности гамма-всплесков, что позволяет лучше понимать свойства этой среды и, следовательно, условия происхождения этих объектов.
Помимо изучения ореолов гамма-всплесков, существует также другой подход к изучению их природы. Взаимодействие гамма-всплесков с окружающий средой позволяет локализовывать эти события при помощи оптических и рентгеновских'наблюдений. Таким образом, появляется возможность исследования пространственного распределения гамма-всплесков в родительских галактиках и сравнивать его с распределениями других астрофизических объектов. Такое сравнение открывает возможность обнаружения генетической связи источников гамма-всплесков с уже хорошо изученными феноменами во вселенной.
В последнее время укрепляется представление, что гамма-всплески могут быть непосредственно связаны с взрывами сверхновых особого типа, которые являются энергичным подклассом коллапсирующих сверхновых типа Ib/c кинетической энергией взрыва свыше 1051 эрг (т.н. "гиперновые"). Ассоциация гамма-всплесков со сверхновыми получила сильную наблюдательную поддержку после GRB 030329, в спектрах оптического ореола, которого были обнаружены спектральные особенности, присущие сверхновым типа Ib/c [32, 33, 34]. Недавний анализ последних наблюдений гамма-всплесков и сопровождающих их сверхновых [35], однако, приводит к заключению о возможной ассоциации только относительно слабых гамма-всплесков (типа GRB 980425
9
и GRB 031203) с яркими сверхновыми. Таким образом, на сегодняшний день нельзя однозначно связать каждый гамма-всплеск с коллапсом массивной звезды, сопровождающимся взрывом гиперновой, и отвергнуть другие гипотезы образования гамма-всплесков, в том числе выходящие за рамки стандартной модели современной физики. В этой связи рассматривается также возможность связи гамма-всплесков с плохо изученной темной материей в галактиках [36, 23].
Таким образом, ассоциация гамма-всплесков с известными астрофизическими объектами в галактиках (и в частности, со сверхновыми типа Ib/c) должна быть проверена независимыми методами. Наличие объектов, пространственно распределенных в галактиках, так же как и гамма-всплески, может быть указанием на их родство.
Диссертационная работа имеет следующую структуру.
В первой части проводится моделирование рентгеновского излучения от молодых остатков сверхновых. Гидродинамические расчеты проведены с учетом важных физических процессов, происходящих в остатках сверхновых (потери энергии на излучение, теплопроводность, некулоновский обмен энергией между электронами и ионами). В метод расчета рентгеновского излучения впервые были добавлены процессы ударной ионизации с внутренних оболочек ионов. На основании рассчитанных моделей была построена 3-х параметрическая табличная модель в формате программного пакета XSPEC [37]. В результате подгонки теоретического рентгеновского спектра остатка к наблюдаемому, были оценены значения параметров среды в выбросе остатка: параметр теплопроводности, параметр нетеплового обмена энергией между ионной и электронной компонентой и плотность окружающей остаток среды. Учет процессов ионизации с внутренних оболочек низкоионизованных ионов показал, что наблюдаемый рентгеновский спектр и профили яркости остатка сверхновой 1572 (Тихо) неплохо воспроизводится в таких моделях взрыва, которые ранее отвергались [38].
10
Во второй части работы моделируется переменность рентгеновских спектров ранних послесвечений гамма-всплесков (на примере GRB 011211). Показано, что учет нестационарных процессов в горячей разреженной плазме оказывает существенное влияние на наблюдаемый спектр. Предложенная методика позволяет получать независимые ограничения на угол коллимации гамма-всплесков и параметры клочковатости окружающей среды.
В третьей части проведено статистическое исследование пространственного распределения длинных гамма-всплесков в их родительских галактиках. В этой задаче мы применили метод подсчета объектов внутри заданного радиуса для анализа галактоцентрического распределения объектов (гамма-всплесков, сверхновых). По сравнению с предыдущими работами на эту тему [39, 40], в настоящем исследовании анализ распределений производился с новыми, более полными данными (Integral, Swift) по гамма-всплескам. Впервые проведено сравнение распределения гамма-всплесков с моделями распределения темной материи в галактиках. В результате получено, что распределение гамма-всплесков отличается от распределения сверхновых, наилучшим образом согласуется с профилем экспоненциального диска, а также близко к распределению темного вещества в галактиках при некоторых значениях модельных параметров.
В Заключении приведены основные результаты, полученные в диссертации.
11
ГЛАВА 1
ЭФФЕКТЫ ИОНИЗАЦИИ С ВНУТРЕННИХ ОБОЛОЧЕК ИОНОВ В МОЛОДЫХ ОСТАТКАХ СВЕРХНОВЫХ
1.1 Постановка задачи
Как уже отмечалось во Введении, изучение механизма взрывов термоядерных сверхновых (СН типа 1а) является важной задачей современной астрофизики. В этой главе представлен метод, позволяющий определять начальную модель взрыва (горения белого карлика) исходя из численного моделирования эволюции молодых остатков сверхновых 1а. Сравнение рассчитанного рентгеновского излучения с наблюдательными данными позволяет понять, какими свойствами должна обладать модель взрыва белого карлика и оценить некоторые параметры среды выброса сверхновой.
1.1.1 Модели взрывов термоядерных сверхновых При моделировании эволюции молодого остатка сверхновой модель конструировалась из двух частей: выброса сверхновой и окружающей его межзвездной среды. Из-начально, целью было исследование влияния различных физических процессов на излучение остатка сверхновой, поэтому в качестве выброса мы брали только две модели сверхновых типа 1а, заметно отличающиеся по своим свойствам:
• параметрическая дефлаграционная модель W7 [41]; Mwd — 1.38М0, Ео = 1.2 х 1051 эрг, M(56Ni) = О.6М0;
• одна из первых трехмерных моделей из МПА [42], MRO; Mwd — 1.38М©, Ео = 4.6 х 1050 эрг, M(56Ni) = 0.43М©.
Еще одним существенным различием этих моделей является разная степень перемешивания газа: в MR0 перемешивание очень сильное, так что даже самые внешние слои выброса на 20% состоят из железа, в то время как в W7 оно почти исчезает уже в слое с массовой координатой 1.1М©.
12
1.1.2 "Уравнения и метод Для решения задачи была разработана программа SUPREMNA, с помощью которой мы решали следующую систему сферически симметричных дифференциальных уравнений в лагранжевых координатах:
дг
(1.2)
дт 4кг2р
du 2 д{Ре + Pi) Gm . .
~di ~ dm г5"' ^ ' ^
'дЕЛ дТе . „ д , 2 ч , O ,
.----(г и) — 4тг----(г
шv ' dm ч
O?ion _ (дЕЛ dXe I o^ \dXeJ dt p
^ (1.6)
Здесь гг — скорость, р — плотность, Te, Tj — электронная и ионная температуры, Ре, Р{ — давления (с учетом искусственной вязкости), Ее, Е{ — тепловые энергии элемента газа с массовой координатой m (соответствующей массе внутри радиуса г) в момент времени t; Fcond — поток энергии за счет электрон-электронной и электрон-ионной теплопроводности; ще — частота столкновений электронов с ионами на единицу объема; ег — удельная скорость потери энергии элементом газа за счет излучения, deim/dt — изменение удельной тепловой энергии газа за счет изменения состояния ионизации, Хе = пе/щ — отношение числа электронов к числу барионов в единице объема, X = {ХньХщьХнеЬ • • • 5-^№ХХ1х} ~ вектор концентраций всех 208 ионов всех учитываемых нами 15 элементов относительно полного числа атомов и ионов. Детальное описание уравнений приводится в нашей работе [38]. Для решения системы уравнений 1.1-1.6 использовался разработанный СИ. Блинниковым и Е.И. Сорокиной неявный конечно-разностный метод.
13
В его основе лежит метод линий для уравнений гидродинамики, когда пространственные производные заменяются конечными разностями, а возникающая система обыкновенных дифференциальных уравнений решается многошаговыми методами предсказания и коррекции ("предиктор"-"корректор") типа Гира ([43]; см. также [44]). Детальное описание метода можно найти в работе [45].
Время, нужное для установления стационарной ионизации после прохождения ударного фронта через элемент газа при условиях, характерных для молодых остатков сверхновых, составляет несколько сотен лет. За это время не успевает установиться статистическое равновесие процессов ионизации и рекомбинации для тяжелых элементов, поэтому при моделировании излучения исторических (молодых) остатков сверхновых необходим расчет нестационарной ионизации. Причем, поскольку в богатом тяжелыми элементами выбросе излучение может влиять на динамику даже в молодых остатках, оказывается неправильным сначала проводить гидродинамический расчет остатков сверхновых (как делают, например, Badenes и др. [46]), сохраняя историю плотности и температуры, и лишь потом рассчитывать по этим данным состояние ионизации. В нашем случае, расчет кинетики был включен в общую схему, обеспечив, таким образом, полную согласованность гидродинамики и кинетики. Физическая сторона кинетики движущейся многозарядной плазмы подробно описана, например, в книге Боровского и др. [47].
На каждом шагу по времени "гидродинамический" предиктор дает эволюцию значений Т и р в каждой лагранжевой зоне в виде аппроксимаций полиномами до 4-го порядка по времени t. Зная концентрации ионов с предыдущего шага, мы получаем их новые значения в следующий момент времени путем решения системы кинетических уравнений, используя интерполирующий полином для Тир, заданный "гидродинамическим" предиктором. Мы решали уравнения кинетики другим алгоритмом предиктор-корректор (тоже методом Гира), давая ему возможность сделать необходимое число шагов
14
для расчета новых значений концентраций с заданной точностью, после чего их вместе с предсказанными значениями гидродинамических переменных подставляли в правые части уравнений, с которыми затем работал "гидродинамический" корректор. Если результаты предиктора и корректора расходились, процедура повторялась с уменьшенным шагом либо порядком метода. В случае успешной сходимости рассматривалась возможность автоматического увеличения шага или порядка метода.
Расчеты кинетики проводились для всех ионов 15 наиболее обильных в космосе элементов (Н, Не, С, N, О, Ne, Na, Mg, AI, Si, S, Ar, Ca, Fe, Ni). При этом учитывались ионизация электронным ударом, автоионизация, фото- и диэлектронная рекомбинация и перезарядка [48, 49, 50, 51, 52, 53, 54, 55].
1.1.3 Физические процессы и параметры задачи Для описания эффектов бесстолкновительного обмена энергией мы применили следующий подход. Был введен параметр ф, определявший долю искусственной вязкости Q, добавляемой к давлению ионов в уравнениях (1.3) и (1.5):
Р{ = i* (thermal)+ $Q. При этом для электронной компоненты
Ре = Pe(thermal) + (1 - q{)Q.
Если учитывается только столкновительный обмен, то qi = qmax = 1 — me/rrii (те — масса электрона, тг- — средняя масса иона, см. [56]) и мы приходим к стандартной системе уравнений с нагревом на фронте только ионов [57].
Такие процессы как теплопроводность, нагрев компонент плазмы в ударных волнах, скорость теплообмена могут зависеть от магнитного поля и плазменных неустойчивостей. Поэтому их влияние, например, на длину свободного пробега имитировалось путем варьирования параметра дг- и введением множителя Сын при -Fcond в уравнении (1.4). Множитель Сш (0 < Сш < 1)
15
описывает долю теплового потока, вкладываемого в систему по сравнению со стандартным случаем (формула (7) в работе [38]), когда поток ограничивается только существованием максимальной скорости (скорости звука переносчиков тепла), без учета возможного уменьшения длины свободного пробега частиц из-за магнитного поля и плазменных неустойчивостей.
При всей неопределенности физических процессов следует учитывать, что между ними должны быть некоторые зависимости. Например, наличие магнитного поля резко сокращает пробег частиц: вместо кулоновского пробега (Л ~ (kTe)2/(Ze4ne\nA) ~ 104Te2/Zne см) следует использовать ларморов-ский радиус 7"l = тси/еВ. Даже при слабых полях В ~ 10~6 Гс имеем tl <С Л, т.е. Сип следует уменьшать. В то же время наличие магнитного поля, скорее всего, приводит к развитию плазменных неустойчивостей на фронте, а это значит, что там увеличивается нагрев электронов, и параметр qi должен уменьшаться.
Изначально, мы считали базовым вариант без учета магнитного поля (Сын == 1) Qi — #max)- Были проведены расчеты также с уменьшенным Сын и qi = 0.5. Подробный список вариантов и их параметры даны в нашей работе [38]. Вариант Сш = 10~15, qi = 0.5 можно интерпретировать как полный учет возможного влияния магнитного поля: оно вызывает дополнительный бесстолкновительный нагрев электронов на фронте ударной волны, так что температура электронов и ионов за фронтом становятся почти равными, и значительно уменьшает длину свободного пробега электронов, подавляя теплопроводность. В варианте Сш = 10~15, qi = qmax магнитное поле также подавляет теплопроводность, но по каким-то причинам не приводит к дополнительному некулоновскому разогреву не фронте. В варианте Сш = 1, qi = 0.5 разогрев электронов на фронте может объясняться плазменными неустой-чивостями, не связанными с магнитным полем, теплопроводность при этом учитывается полностью. Эти четыре случая можно рассматривать как предельные, ограничивающие все разнообразие возможностей, встречающихся в
16
реальных остатках сверхновых.
1.1.4 Качественное сравнение результатов расчетов с наблюдениями Остаток сверхновой типа 1а 1572 (далее остаток Тихо) является очень подходящим объектом для проверки моделей термоядерных сверхновых. К настоящему моменту имеется большое количество наблюдательного материала по этому объекту [58], [59], [60], [61], что позволяет развивать теорию термоядерных взрывов сверхновых, а также теорию газокинетических процессов в плазме за фронтом ударной волны сверхновых на примере этого остатка. Теоретические работы, посвященные остаткам сверхновых типа 1а [62], [63], [38], [46], показывают, что пока нет четкой газодинамической модели, описывающей происхождение и эволюцию остатка Тихо.
о о
ч:
о о
ш
С/) ~3
о о
о ш
ы
Л
Fe XVII
Mg XI
O Si
;Ч
•]" Fe XVII - О VIII
Fe XVII Ne X
q O0.2
0.5
1 2
ENERGY (KEV)
Рис. 1.1. Интегральный спектр остатка сверхновой Тихо (XMM-Newton, [60]). Разные профили соответствуют различным камерам прибора EPIC: серый профиль — данные, полученные камерами MOS1 и MOS2, черный -- PN.
В первых расчетах для качественного сравнения рассчитанных моделей с наблюдениями мы использовали данные, полученные на борту орбитальной
17
Рис. 1.2. Изображение остатка сверхновой Тихо, полученные обсерваторией XMM-Newton. Слева: контуры яркости в линии Si XIII (1670-2000 эВ) наложенные на изображение остатка в линии Fe XVII (775-855 эВ), справа: контуры яркости в линии Fe К (6200-6600 эВ) наложенные на изображение остатка в линии Fe XVII. Изображения взяты из работы [60].
обсерватории XMM-Newton. Эти наблюдения были обработаны и представлены в работе [60], где приводятся спектр остатка в диапазоне 0.2-10 КэВ (Рис. 1.1), а также радиальные профили (усредненные по азимутальному углу) яркости остатка в линиях железа и кремния (Рис. 1.3). Изображения остатка в линиях железа и кремния представлены на Рис. 1.2 В последствии, для более точного количественного сравнения спектров использовались данные по остатку из архива XMM-Newton.
При моделировании остатка, выброс мы окружали покоящимся газом постоянной температуры (104 К) и плотности, с солнечным обилием элементов. Плотность окружающей среды была принята равной 5 • 10~24 г/см3. В дальнейших расчетах плотность окружающей среды рассматривалась как свободный параметр при подгонке спектров. Счет начинался при возрасте остатка порядка 10 лет, когда плотность внешних зон выброса превышала межзвездную в 10-100 раз. До этого момента мы предполагали, что выброс "не чувствует" присутствия межзвездного вещества и расширяется адиабатически. Расчет проводился до возраста 430 лет, который соответствует возрасту остатка

Получить работу