Курс теоретической астрофизики

Приведём некоторые формулы, описывающие явления, происходящие при распространении ударной волны. Пусть плотное облако (или оболочка) движется со скоростью 𝑣 в межзвёздном неионизованном газе. Перед облаком будет находиться сжатый газ, движущийся с той же скоростью 𝑣. Граница между сжатым и несжатым газом, называемая фронтом ударной волны, движется со скоростью 𝑉, превосходящей 𝑣. Если ударная волна распространяется в идеальном одноатомном газе, то, как показывают расчёты,

𝑉

=

4

3

𝑣

,

(33.33)

а плотность сжатого газа в четыре раза больше плотности несжатого газа. При сжатии газа происходит также повышение его температуры до значения, определяемого формулой

3

2

𝑘𝑇

=

μ𝑚_𝙷𝑣²

2

.

(33.34)

Очевидно, что нагревание газа и сообщение ему движения происходит за счёт кинетической энергии облака, которое постепенно тормозится. Однако при получении приведённых формул не был принят во внимание тот факт, что нагретый сжатый газ может охлаждаться. Это охлаждение происходит вследствие того, что атомы возбуждаются при столкновениях со свободными электронами, а затем испускают кванты в спектральных линиях, выходящие из газа. Такой процесс представляет собой высвечивание газа. Структура ударных волн с высвечиванием впервые была рассмотрена С. Б. Пикельнером [3], а затем и другими авторами. Результаты этой теории отличаются от указанных выше. В частности, было найдено, что плотность сжатого газа может в десятки раз превзойти его первоначальную плотность. Возможно, что свечение некоторых диффузных туманностей объясняется высвечиванием газа после прохождения ударной волны.

Существующие в Галактике турбулентные движения газа изучаются особыми статистическими методами. В простейшем случае считается, что турбулентное движение характеризуется хаотическим перемещением газовых масс, при котором энергия движений больших масштабов полностью передаётся движениям меньших масштабов, превращаясь в конце концов в тепловую энергию. В этом случае, согласно А. Н. Колмогорову, относительная скорость движения турбулентных масс 𝑣 связана с расстоянием между ними 𝑙 соотношением

𝑣

≈

(ε𝑙)¹

^/

³

.

(33.35)

где ε — 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 𝑙≈100 пс. При этом для энергии, приобретаемой газом, должно быть принято значение ε≈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 ε_ν объёмный коэффициент излучения и через α_ν объёмный коэффициент поглощения в облаке. Если излучение является тепловым, то мы имеем

ε_ν

α_ν

=

𝐵

_ν

(𝑇

_𝑒

)

=

2ν²

𝑐²

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

_ν

=

𝐵

_ν

(𝑇

_𝑒

)

⎡

⎣

1

-

exp

⎛

⎝

-

τ

_ν

⁰

⎞

⎠

⎤

⎦

,

(34.2)

где τ_ν⁰ — оптический путь луча в облаке. Для вычисления величины τ_ν⁰ следует воспользоваться формулой (18.9), на основании которой подучаем

τ

_ν

⁰

=

𝑠₀

∫

0

α

_ν

𝑑𝑠

=

2⁴π²𝑒⁶

3√3𝑐(2π𝑚𝑘𝑇_𝑒)³^/²

𝑔_ν

ν²

𝑠₀

∫

0

𝑛

_𝑒

𝑛⁺

𝑑𝑠

,

(34.3)

где 𝑠₀ — геометрическая «толщина» облака.

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

𝑇

_ν

=

𝑇

_𝑒

⎡

⎣

1

-

exp

⎛

⎝

-

τ

_ν

⁰

⎞

⎠

⎤

⎦

.

(34.4)