Оглавление
1 Введение
2 Наблюдения облаков, связанных с областями массивного звездообразования, в линии J = 1 - 0 молекулы HCN 1
2.1. Аппаратура для наблюдений, методика измерений и обработки данных ... 1
2.2. Обзор облаков, связанных с областями Н И Шарплесса, в линии J = 1 - О HCN.................................................................. 2<
2.3. Поиск излучения плотного газа в направлении полной выборки ярких ИК-источников во знешней Галактике в линии .7=1—0 HCN .................. 2<
2.4. Наблюдения выборки облаков, связанных с областями Н II Шарплесса, в линиях других молекул....................................................... 3(
2.5. Концентрации молекул на луче зрения. Распространенности HCN............ 3<г
3 Статистический анализ данных наблюдений 41
3.1. Распределение облаков с излучением HCN в Галактике...................... 42
3.2. Связь с мазерами Н20 и высокоскоростными потоками газа ................. 43
3.3. Корреляции с излучением других молекул ................................. 44
3.4. Отношения интенсивностей сверхтонких компонент J = 1 — 0 HCN ........... 51
3.5. Сравнение со светимостями и потоками от ИК-источников................... 53
3.6. Сравнение температур газа и пыли........................................ 57
1
3.7. Зависимость AV — / и вириальное равновесие плотных ядер...................... 6
3.7.1. Сравнение ширин линий с размерами областей излучения . 6
3.7.2. Равновесие объектов, ограниченных внешним давлением, и зависимость Д V — I 7
3.7.3. Массы объектов и вириальные параметры................................. 7
3.7.4. Логогропиое уравнение состояния и зависимость AV — /. Внешнее
давление на плотные ядра выборки....................................... 7
4 Моделирование излучения HCN в плотных ядрах молекулярных облаков 8'
4.1. Методы расчета возбуждения межзвездных линий. Особенности расчета
возбуждения HCN.............................................................. 8,'
4.2. Излучение HCN в сжимающихся и расширяющихся облаках.......................... 9
4.2.1. Особенности возбуждения HCN в облаках с систематическими движениями 91
4.2.2. Модель облака и методика расчетов................................. 91
4.2.3. Результаты расчетов ..............................................101
4.2.4. Обсуждение результатов............................................104
4.3. Микротурбулентиая модель с постоянными параметрами и аномалии сверхтонкой структуры ,7 = 1 — 0 HCN..............................................107
4.4. Микротурбулентиая модель с неоднородным распределением параметров . 110
4.4.1. Описание модели ..................................................110
4.4.2. Результаты расчетов ..............................................114
4.5. Фрагментарная модель.....................................................117
4.5.1. Описание модели ..................................................119
4.5.2. Результаты расчетов ..............................................121
2
4.6. Ь1204/Э140 11181 - пример плотного ядра с мелкомасштабной фрагментарной структурой.......................................................12
5 Заключение 12«
А Результаты наблюдений облаков, связанных с областями Н II Шарштес-са, в линии «7 = 1—0 НСГчт 14*.
Б Результаты наблюдений ярких ИК-иеточников в заданном секторе внешней части Галактики в линии ./ = 1 — 0 HCN 14£
В Результаты наблюдений облаков, связанных с областями II II Шарплес-са, в линиях других молекул 152
Г Отношение масс пыли, рассчитываемых в изотермичном и неизотермичном приближениях 154
3
Глава 1
Введение
Одной из основных компонент межзвездной среды в Галактике являются облака межзвездного газа, температуры внутри которых могут варьировать от ~ 10 К до <; 100 К. а плотности - от ~ 103 см-3 до > 107 см-3, содержащие большое количество разнообразных неорганических и органических молекул, а также частиц пыли, благодаря чему такие облака называются молекулярно-пылевыми. Хотя данные объекты весьма разнообразны по своим физическим характеристикам, кинематике, морфологии и положению в Галактике, их общим свойством является то, что именно в них, а конкретно, в наиболее плотных областях, недоступных для оптических наблюдений, происходит образование новых звезд. Такие области получили название “плотных ядер” молекулярно-пылевых облаков. Свидетельством того, что именно в этих объектах происходит образование новых звезд, может служить наличие в них ультракомпактных зон Н II, а также ярких точечных ИК-источников, являющихся индикаторами ионизации и нагрева газопылевой оболочки, окружающей звезду на начальных этапах ее эволюции. Признаками областей звездообразования могут служить и молекулярные мазерные источники, а также высокоскоростные молекулярные потоки, свидетельствующие о начавшейся динамической активности молодых звездных объектов.
Эффективным средством определения свойств молекулярно-пылевых облаков и их
4
ядер являются наблюдения в линиях различных молекул и в континууме на длинах волн от миллиметрового до дальнего И К диапазонов. Большое количество вращательных переходов межзвездных молекул приходится на миллиметровый диапазон длин волн, в частности, на его коротковолновую часть. Часто эти наблюдения являются единственным доступным источником информации о процессах, происходящих в плотных ядрах молекулярных облаков. Прогресс в области приемной техники в этом диапазоне длин волн, имевший место за последнее время, позволил обнаружить большое количество новых спектральных линий, отождествить их с определенными молекулярными переходами, исследовать большое количество объектов и значительно продвинуться в понимании физики молекулярно-пылевых облаков и их ялер.
Можно выделить два направления, но которым идут исследования. К первому можно отнести изучение отдельных объектов в линиях различных молекул, индикаторов определенных физических условий (например, плотности, кинетической температуры) или в различных переходах одной молекулы нередко с использованием параллельных наблюдений или доступных из литературы данных о свойствах объекта в инфракрасном, оптическом и радиодиапазонах с целью построения моделей, наиболее полно отражающих все наблюдаемые явления, присущие данному объекту. Ко второму направлению можно отнести исследование большою массива облаков, отобранных в соответствии с определенным критерием, фрагментов одного облака или комплекса в линиях одной-двух молекул. Это направление помимо задач обнаружения новых объектов для дальнейших детальных исследований позволяет выявлять статистические характеристики изучаемой выборки, находить общие закономерности и зависимости между параметрами молекулярного излучения и, по возможности, сравнивать их с теоретическими.
Большинство работ, относящихся ко второму направлению, изначально представляли собой обзоры в линиях 7 = 1-0 и .1 = 2-1 молекулы СО и ее изотопической модификации 13СО, а позднее и в линиях молекулы С180. Вращательные переходы СО термализуются при сравнительно умеренных плотностях газа — Ю3 см-3), при этом линии СО могут
служить хорошими индикаторами распределения газа с меньшими плотностями, а также распределения температуры в более плотных областях, в то время как по линиям молекул 13С0 и С180, оптическая толщина которых существенно меньше, можно судить о конпен-трации газа на луче зрения. Наблюдения плотных ядер молекулярных облаков в линиях молекул, возбуждающихся при плотностях газа £ 104 см-3 (СБ, 1ЧН3, НСИ, НСО+, НС3Г\Т, НгСО и др.), помогает исследовать физические процессы, происходящие во внутренних областях, в непосредственной близости от мест образования новых звезд. До последнего времени обзоры, проводимые, в основном, в линиях СЗ и N11.3, были сконцентрированы на плотных ядрах темных холодных облаков, как местах формирования звезд малой массы (~ 1 М®), находящихся на относительно близких расстояниях и имеющих достаточно простую структуру. Эти исследования привели к появлению теории образования изолированных звезд малой массы [22], хотя многие детали этого процесса на сегодняшний день еще остаются неясными. В то же время процесс образования массивных звезд, в котором возможна фрагментация ядер до начала коллапса, а также воздействие уже сформировавшихся звезд на процесс фрагментации и образования следующего поколения звезд, не изучен даже в общих чертах. Как известно, массивные звезды (£, 10 М&) формируются в кластерах и ассоциациях, куда могут входить также звезды малой массы. Таким образом, области массивного звездообразования играют важную роль при формировании всех типов звезд, и нельзя в общем понять процесс звездообразования без всестороннего изучения этих областей.
Плотные ядра облаков, где формируются массивные звезды, лишь в последнее время стали систематически исследоваться в линиях, являющихся зондами плотного газа [23, 24, 25, 26, 27, 28]. В основном, это линии молекул СБ и NП3. Линии С$ служат удобным индикатором плотности газа благодаря набору доступных наземным наблюдениям вращательных переходов этой молекулы, в то время как молекула аммиака (ИНз) является удобным “термометром” плотных ядер молекулярных облаков. Статистическая информация, получаемая в таких обзорах, помогает з изучении эволюции плотных
6
ядер молекулярно-пылевых облаков, процесса звездообразования, взаимодействия молодых звезд с “родительским” облаком, а также химии плотных ядер.
Молекула цианистого водорода (синильной кислоты), НС1Ч, также широко распространена в межзвездной среде. Линии ее вращательного спектра зарегистрированы в молекулярно-пылевых облаках, оболочках звезд поздних спектральных классов, других галактиках, объектах Солнечной системы. Обладая большим диполъным моментом (% 3 13), ИСК традиционно используется как индикатор газа с высокой плотностью (критическая плотность для перехода 7 = 1-0 при температуре 30 К, которую можно оценить из условия равенства вероятности радиационных переходов и вероятности переходов из-за столкновений, составляет 3.7-106 см-3). Однако из-за невозможности проведения наземных наблюдений перехода 7 = 2 - 1 и сложности интерпретации сверхтонкой структуры перехода 7 = 1—0, интенсивности компонент которого в большинстве наблюдаемых объектов отличны от значений, ожидаемых в случае локального термодинамического равновесия (ЛТР), HCN не получила достаточного распространения для диагностики физических параметров плотных ядер, как Сб и КН3. По этой причине редки обзоры большого числа объектов в линиях НСМ, практически не проводится сравнительного статистического анализа параметров линий НСП с параметрами линий других молекул и с характеристиками пыли. Наличие сверхтонкой структуры спектра затрудняет анализ кинематики газа в облаках и исследование высокоскоростных потоков от молодых звезд. В задачи, традиционно решаемые с помощью наблюдений ПСИ, входит поиск газа с высокой плотностью и оценка лучевых и относительных концентраций (распространенностей) НСН (для этого чаще используются оптически тонкие линии изотопа Н13СГ^), на основании чего можно судить о химической эволюции плотного газа в объектах различною типа (“теплые” облака, темные “холодные” облака, высокоширотные перистые облака, оболочки звезд позднего спектрального класса, объекты Солнечной системы, внегалактические объекты и т.д.).
Тем не менее, одновременные наблюдения трех сверхтонких компонент перехода
. /
7 = 1—0 HCN дают уникальную информацию о свойствах плотного газа, хотя для ее извлечения требуется разработка специальных моделей и проведение компьютерного моделирования возбуждения HCN. Остановимся подробнее на особенностях энергетического и частотного спектров молекулы, а также на причинах, приводящих к гак называемым аномалиям сверхтонкой структуры перехода 7 = 1 — 0.
Вращательный спектр HCN обладает сверхтонкой структурой. Появление этой структуры обусловлено, главным образом, квадруиольным взаимодействием ядра 14N (спин /n = 1) с электронной оболочкой молекулы. Существуют и дополнительные расщепления уровней HCN (например, связанное с наличием спина 1/2 у ядра 1Н), однако, они слишком малы и практически не разрешаются при наблюдениях. Как показано в работе [29], возникающие при этом подуровни заселяются пропорционально их статистическим весам и при расчете суммарных (по этим подуровням) населенностей дополнительные расщепления можно не учитывать.
Схема нижних энергетических уровней и структура первых трех вращательных переходов HCN показаны па рис. 1.1. Центральные частоты переходов равны (в МГц): i/(l - 0)=88631.6, i/(2 - 1)=177261.1, 3 - 2)=265886.4.
Сверхтонкое расщепление линий наблюдается у многих молекул. Однако близость отдельных сверхтонких компонент в спектре HCN, начиная с перехода 7 =2 — 1, друг к другу до расстояний порядка тепловых ширин, значительные оптические толщины этих компонент во многих объектах, а также особенности столкновительного возбуждения HCN, связанные с большим квадрупольным моментом молекулы и выражающиеся в том. что вероятности СТОЛКНОВИТеЛЬНЫХ переходов с Д7 = 2 превышают остальные в несколько раз [30], приводят к появлению уникальных наблюдаемых эффектов в спектре 7 = 1-0 HCN.
Сверхтонкие компоненты F = 1 — I, F = 2 — 1 и F = 0 — 1 перехода 7 = 1 — 0 разрешаются при наблюдениях в большинстве галактических объектов. Первые же наблюдения HCN в направлении отдельных молекулярных облаков Галактики, связанных с областя-
8
] к 4 2 3-2 4 2-11 1 ■ 3 3-3 1 кшА -3 3=3-2 2-3 2-2
3 2-21-0 Д 2 1 1 1 1 1 ктА ’2 3=2-1 1-2 171
3 4 о Г=4 Р=*1-1 / 0 1 , _ ... . . о . 1 кш/э Л = 1 —0 Г=0-1 1
1 0 . .— 1 1 1 1 1
-10 12
Д|/(МНг)
Рис. 1.1. Схема энергетических уровней и структура вращательных переходов молекулы IICN для значений вращательного квантового числа 7=0, 1, 2, 3. Относительные интенсивности компонент переходов соответствуют случаю малой оптической толщины линий. Для каждого перехода дополнительно указан масштаб в единицах скорости.
ми Н II [31, 32, 33, 34], показали, что наблюдаемые значения отношений интенсивностей боковых компонент перехода 7 = 1 — 0 ИСК к центральной, Я]2 = = 1 —1)1 ЦЯ = 2-1)
и /?02 = /(Е = 0-1)//(Я = 2-1), часто отличаются от значений в оптически тонком случае (0.6 и 0.2, соответственно). Если линии находятся в локальном термодинамическом равновесии (ЛТР), то естественно ожидать, что наблюдаемые значения Я12 и Я02 будут принимать значения в диапазоне от 0.6 и 0.2, соответственно, до 1 (в случае большой оптической толщины, когда линии термализуются). Наблюдения показывали, однако, что компонента Я = 1 — 1 значительно ослаблена по сравнению с Я = 2 — 1, так что #12 < 0.6, в то время как Я02 ~ 0.2. При этом наблюдаемые интенсивности компонент значительно меньше, чем кинетические температуры объектов, что свидетельствует о том, что линии далеки от термализации, а температуры возбуждения компонент отличаются друг от друга и, по-видимому, зависят от оптической толщины. Данный эффект получил название аномалий сверхтонкой структуры и наблюдался, в основном, в от-
9
дельных теплых облаках, где кинетическая температура <: 20 К. Имеются и иные виды аномалий, о которых будет сказано ниже.
Природе аномалий сверхтонкой структуры 7 = 1 - 0 НСП был предложен ряд объяснений. В работе [35] было показано, что столкновительные переходы .7 = 0 - 2 с последующими радиационными переходами на уровень .7 = 1 могут приводить к вышеупомянутым аномалиям в переходе У = 1-0, когда компоненты перехода «7 = 2-1 являются оптически толстыми. Однако для рассчитанных в данной работе оптических толщин компонент перехода У = 1 — 0 ИСК (> 50) и плотностях молекулярного водорода < 105 см“3 линии должны демонстрировать насыщение. Это плохо согласовалось с близостью наблюдаемых ширин линий НСП и Н13СИ в ряде объектов [31].
В работе [31] было показано, что перекрытия сверхтонких компонент в переходе «7 = 2 - 1, а также столкновительные переходы между сверхтонкими компонентами с Д</ = 0 (квазиупругие столкновения) могут быть эффективным средством переноса населенностей с уровня «7 = 1, Р = 1 на уровень «7 = 1, Г = 2 и причиной наблюдаемых аномалий при умеренных оптических толщинах 10). Указывалось, что перекрытия сверхтонких компонент в переходе «/ = *2 — 1 и более высоких переходах могут быть как локальными (за счет теплового уширекия локальных профилей компонент), так и нелокальными (за счет сдвига компонент, излучаемых в удаленных частях облака, друг относительно друга из-за эффекта Доплера при наличии систематических движений в облаке). Для анализа влияния этих перекрытий в работе [31] были рассмотрены две модели: модель турбулентного слоя и модель коллапсирующей сферы с большим градиентом скорости и кинетической температурой 60 К при плотностях водорода п(Н2) = 104 —107-5 см”3 и скоростях, соответствующих ширинам линий на половинном уровне в 1 км/с и в 2 км/с. Было показано, что аномалии сверхтонкой структуры нетрудно получить для модели коллапсирующей сферы при учете нелокальных перекрытий сверхтонких компонент в переходе .7 = 2-1 при плотностях 104 - 106 см”3 и значениях концентрации НСК на луче зрения Л^(НСМ) ~ Ю13 - 1015 см”2. Хотя модель турбулентного слоя, учитывающая
локальные перекрытия компонент, также приводит к аномальным соотношениям между интенсивностями компонент перехода 3 = 1 — 0, в данной модели профили линий часто демонстрируют самопоглощение, что крайне редко наблюдается в действительности в областях, где происходит образование массивных звезд. Несмотря на ограниченный диапазон температур, скоростей турбулентных и систематических движений, ограниченное число учитываемых вращательных уровней (Зтах = 3), а также ряд упрощений при расчете столкновительных вероятностей между расщепленными энергетическими уровнями и при учете перекрытий сверхтонких компонент, в работе [31] был сделан ряд важных качественных выводов о влиянии перекрытий сверхтонких компонент в переходах ./ = 2 — 1 и 3 = 3 — 2 на наблюдаемые интенсивности компонент перехода 3 = 1 —0, что определило дальнейшее направление исследований возбуждения ИСК в межзвездных облаках.
В работе [36] был выполнен более корректный учет перекрытий сверхтонких компонент при расчете средней интенсивности поля излучения за счет обобщения формализма вероятности выхода фотона на случай близко расположенных перекрывающихся спектральных компонент, а также изложены возможные варианты приближенного учета столкновительных вероятностей между сверхтонкими уровнями НСЫ, точный расчет которых в обшем виде затруднителен. Столкновительные вероятности для переходов между нерасщепленными вращательными уровнями НСИ при столкновениях с молекулой Не, которые, по-видимому, должны быть близки к вероятностям столкновений ИСК с Н2, были рассчитаны в работе [30. В работе (36] были рассмотрены три варианта приближенного учета столкновительных вероятностей между расщепленными уровнями. В первом случае (как и в работе [31]) вероятности переходов считались пропорциональными степени вырождения конечного уровня, во втором и третьем случаях был использован метод мультипольного разложения Варшаловича и Херсонского [37], при котором столкновительные вероятности переходов между сверхтонкими компонентами уровней 3 и 3' являются функциями зероятностей переходов с нулевого уровня на уровень 5 = \3 - 3'\...\3 + 3'\. При этом вероятности переходов при квазиупругих столкно-
вениях (Д7 = 0) считались либо пропорциональными вероятности перехода 7 = 2-0 (первый и второй случаи), либо также выводились из мультипольного разложения (третий случай). Сравнение, проведенное для модели с Тки* = 60 К, п(Н2) = Ю5 см”3 и ЛТ(НСК)=1013 см"2, показало, что отношения Я12 и /?02 могут изменяться до 20% в зависимости от выбранного варианта столкновительных вероятностей.
В работе [36] было получено удовлетворительное согласие рассчитанных интенсивностей сверхтонких компонент перехода ./ = 1 - 0 ИСК с наблюдаемыми в различных теплых облаках для модели облака с чисто тепловым уширением линий при использовании первого варианта учета столкновительных вероятностей. Также было выявлено значительное расхождение в значениях Яу2 по сравнению с результатами расчетов из работы [31] (модель турбулентного слоя с Ткш = 60 К и д(Н2) = 105 см"3), когда суммарная оптическая толщина компонент перехода 7 = 1 — 0 превышала 2, что, по-видимому, связано с более корректным учетом перекрытий сверхтонких компонент и большим числом учитываемых вращательных уровней (7тах = 6).
То, что наблюдаемые ширины линий ИСК в областях, где описанные выше аномалии наиболее сильны, намного превышают тепловые, указывая на существование нетепловых, турбулентных или систематических движений на луче зрения, не принималось во внимание, хота еще в работе [31] указывалось, что микротурбулентные движения со скоростями, соответствующими наибольшим наблюдаемым ширинам линий должны сводить на нет любые аномалии сверхтонких компонент.
В работе [38] были опубликованы столкновительные вероятности НС14-Не, рассчитанные с помощью метода сильной связи для кинетических температур 10 К. 20 К и 30 К и 7тах — 4. Будучи в целом близки к значениям, полученным из мультипольного разложения [37], их вероятности отличались, однако, для квазиупругих переходов (Д7 = 0). Хотя в работе Тернера и др. [18] указывалось на близость результатов расчетов для модели с Ткш = 30 К, гг(Н2) = 10* см”3 и Д V = 0.5 км/с для столкновительных вероятностей, рассчитанных по методу мультипольного разложения и по методу сильной связи, послед-
- Київ+380960830922