Физика оболочек сверхновых звезд тема автореферата и диссертации по астрономии, 01.03.02 ВАК РФ

РГ6 од

, "Г- =nf!0

/и ¡-:

ИНСТИТУТ АСТРОНОМИИ РОССИЙСКОЙ АКАДЕМИИ НАУК

На правах рукописи

ЧУГАЙ Николай Николаевич ФИЗИКА ОБОЛОЧЕК СВЕРХНОВЫХ ЗВЕЗД

Специальность: 01.03.02 астрофизика

Диссертация на соискание ученой степени

доктора физико-математических наук в форме-научного доклада, выполняющего одновременно функции автореферата

/

Москва - 1992

- 9 i

Работа выполнена в Институте астрономии Российской Академии Наук

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук В.В.Иванов

доктор физико-математических наук В.С.Имшенник

доктор физико-математических наук Ю.П.Псковский

Ведущая организация - ДКЦ ФЙАН

Защита состоится "/Т" ФШ^Щ^ 1993 года в 14 часов на заседании Специализированного Совета Московского государственного университета имени М.В.Ломоносова Д. 053.05.51 по адресу: 119899, Москва В-234, Университетский проспект, д.13

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Государственного астрономического института имени П.К.Штернберга МГУ, Москва, Университетский проспект, д. 13

Автореферат разослан

4- ■■

1992 года

Ученый секретарь Специализированного Совета кандидат физико-математических наук

Л. Н.Бондаренко

I.Общая характеристика работы 1.1. Актуальность работы

Сверхновые звезды являются важным звеном в цепочке эволюционных процессов, определяющих облик окружающего нас физического мира. Со взрывами сверхновых связано ообогащение вещества Вселенной . химическими элементами тяжелее гелия, выброс вещества с колоссальной кинетической энергией О51 эрг, которая служит источником мощных динамических процессов в межзвездной среде. Взрывы массивных звезд сопровождаются формированием нейтронных звезд, которые представляют собой интереснейшую с точки зрения физических проявлений популяцию галактических объектов. Расширяющиеся оболочки сверхновых звезд и нейтронные звезды по-видимому служат источниками космических лучей. Изучение сверхновых открывает интересную возможность их использования в качестве объектов стандартной светимости для определения внегалактических расстояний. Исследование сверхновых дает возможность глубже понять и физику эволюции звезд, что с большой убедительностью демонстрирует пример БН1987А в Большом Магеллановом Облаке. Наконец, результаты исследования сверхновых инициируют усилия теоретической и экспериментальной физики, направленные на понимание физики коллапса и сопутствующих нейтринных процессов.

Решение трех ключевых проблем физики сверхновых (природа предсверхновой звезды, механизм - взрыва и нуклесинтез) предполагает построение соответствующих моделей и последующее сравнение их предсказаний с результатами анализа спектральных и фотометрических наблюдений сверхновых. Парадоксально, но наибольший успех в решении указанных проблем достигнут для

сверхновых типа Га (БЫ1а), прежде известных как и

являвшихся долгое время камнем преткновения для астрофизиков. В случае сверхновых типа II механизм взрыва до сих пор неизвестен, остается не вполне ясной структура предсверхновой, а такхе и механизм выделения энергии, излучаемой сверхновой. Ключ к пониманию природы БИП лежит, очевидно, в более детальном изучении их спектров и фотометрических характеристик. Мощный импульс исследованиям БШ1 придало наблюдение ближайшей сверхновой 5Н1987А в Большом иагеллановом Облаке.

В представленной работе в центре внимания будут физические процессы в оболочках сверхновых типа II после взрыва, приводящие к формировании наблюдаемого спектра оптического излучения и его эволюции. На этом пути удается получить важные выводы не только о самой оболочке сверхновой, но и о процессах, протекающих в предсверхновой, и при взрыве сверхновой.

1.2. Новизна работы

Подавляющая часть исследований, представленных в диссертации, выполнена в последние пять лет. Однако, некоторые из более старых результатов, подтвержденные лишь после вспышки БЩЭвТА, также отражены в данной работе. Ниже приводится список важнейших приоритетных результатов, полученных мной в изучении оболочек сверхновых.

1. Обнаружение эффекта томсоновского рассеяния в профиле На в БМП (БШЭУРС) и использование его для диагностики распределения ионизованного водорода в оболочке.

2. Обнаружение и отождествление узкой эмиссионной линии

Мё11 4571А, образующейся в центральном "металлическом" ядре оболочки, и вывод о существовании внутренней границы распределения водорода в оболочке сверхновой типа II Бт970С.

3. Теория резонансного рассеяния Ьа квантов в расширяющейся среде в случае очень большой оптической толщи с учетом частичного перераспределения по частотам.

4. Радиоактивный механизм ионизации водорода в сверхновых типа II; предсказание на основе радиоактивной модели появления линии Не1 10830А в спектре 5М1987А ; обнаружение определяющей роли процесса Пеннинга в опустошении уровня 23Б Не1 и оболочке Бт987А.

5. Определение светимости 5Ш987А в гамма и жестком рентгеновском диапазоне на ранней стадии по линиям На и Не1 10830А.

6. Обнаружение и исследование двухкомпонентного выброса 56Ш в Б1Ш87А, указывающего на асимметрию начальной фазы взрыва.

7. Модель поляризации 8Н1987А, основанная на асимметрии распределения Б6т в оболочке.

8. Обнаружение клочковатой структуры распределения кислорода и молекул СО в оболочке БШЭвТА.

9. Обнаружение нового класса сверхновых типа II, свечение которых обусловлено взаимодействием оболочки сверхновой с плотным ветром.

10. Вывод о более высокой лучевой концентрации вещества в оболочках БШЬ в сравнении с оболочками БШа; идентификация 5Ш985Г с поздней фазой БШр; исследование особенностей распределения водорода, сброшенного со второго компонента при взрыве БН1Ь в тесной двойной системе.

Из 36 работ, лежащих в основе диссертации, 5 выполнены с соавторами. Из этих пяти работ одна является обзором, написанным совместно с С.И.Блинниковым и Т.А.Лозинской, в котором мне принадлежит глава "Сверхновые". В работе совместно с С.В.Репиным и В.С.Стрелышцким мне принадлежит постановка задачи и идея о клочковатом распределении СО. В работе совместно с В.И.Проником и К.К.Чуваевым мне принадлежит равная доля в обработке спектров, а также их отождествление и интерпретация. В статье совместно с Б.А.Сандлером мне принадлежит постановка проблемы, анализ спектров и отождествление БН1976В со сверхновой типа 1Ь. В статье совместно с А.В.Тутуковым мне принадлежит идея о связи двойственности БШЬ с избытком 58Ш.

1.3. На зациту выносятся

1. Теория рассеяния Ьа квантов в расширяющейся среде очень большой оптической толщи с учетом частичного перераспределения по частотам.

2. Радиоактивная модель свечения водорода в сверхновых типа II и исследование проявлений радиоактивности в линиях Не1.

3. Исследование структуры оболочек сверхновых типа II.

4. Обнаружение и исследование нового класса сверхновых типа II, свечение хоторых обусловлено'ударным взаимодействием оболочки сверхновой с плотным ветром.

5. Исследование сверхновых типа 1Ь.

1.4. Апробация работы Представленный доклад подготовлен на основе результатов, опубликованных в 36 стаьях в рецензируемых изданиях. Практически все результаты были представлены на совещаниях рабочей группы "Сверхновые", на семинарах ИТЭФ, ИКИ, ГАИШ, Санкт-Петербургского Государственного Университета, на коллоквиуме "Атмосферная диагностика звездной эволюции" (Токио, 1987), "Сверхновые" (Санта Круз, 1989) и "5Ш987А" (Эльба, 1990), на заседании Отделения общей физики и астрономии АН СССР. Подавляющая часть основных результатов, изложенных в докладе подтверждена исследованиями других авторов.

II. Теория рассеяния Ьос квантов в расширяющейся среде очень большой оптической толщи

II. 1. Введение в проблему.

В расширяющихся звездных и небулярных оболочках расчет эффектов переноса излучения в линиях во многих случаях существенно упрощается благодаря использованию концепции локального выхода фотонов 11,21. Фундаментальной величиной этой теории является вероятность локального выхода фотонов без рассеяния, Э> равная в случае гомологического расширения (у=г/1), типичного для сверхновых,

0=(1-е~т)т~\ т = Ш<1- (2.1)

Н "1

где к - интегральный . коэффициент поглощения, а остальные обозначения стандартные.

Критерием применимости теории Соболева локального выхода квантов является малость радиуса области рассеяния в сравнении с характерным рамером оболочки, Я. Если коэффициент

поглощения чисто доплеровский, К(р)=к0ехр(-х2), где х=(и-Р0)/Д, а й доплеровская ширина, то критерий применимости теории Соболева имеет особенно прозрачный смысл: х « к0Я = Т0, или и « v, (2.2)

где и - тепловая скорость иона а - характерная скорость

расширения оболочки. В сверхновых, где и«108 см/с, а Vе(2-5)-108 см/с, условие (2.2), выполняется с большим запасом.

Иначе обстоит дело в случае ¿а: оптическая толща оболочки БШ1 в лоренцевеких крыльях велика и профиль не может считаться доплеровским. Для фойгтовского профиля при ат»10 (а

фойгтовский параметр затухания) критерий применимости приближения локального выхода фотонов в рамках гипотезы полного перераспределения по частотам (ППЧ) имеет совершенно иной вид [41:

ат2 « Г0. (2.3)

В SNII в течение нескольких лет после взрыва в La имеет место обратное неравенство, атг»7"0 и, следовательно, формально использовать теории Соболева нельзя. В частности, вместо выражения (2.1) для вероятности выхода следует использовать выражение, соответствующее статическому пределу 151: ИТ) * (а/Г)1/2 , (2.4)

где Г - оптическое расстояние до границы (см. ф-лу 2.2). Очевидно, при ат » 10 вероятность L существенно меньше ¡3.

Между тем, соображения, изложенные выше, предполагает использование приближение ППЧ, что, вообще говоря, не вполне корректно, поскольку рассеяние в далеких лоренцевских крыльях (х»1) является квазикогерентным: измененение частоты фотона за один акт рассеяния 5х « 1 « х. Это обстоятельство побудило нас обратиться к исследованию рассеяния La квантов в расширяющейся среде очень большой оптической толщи (ат»10) при отказе от приближения ППЧ [3,6,7,81.

II.2. Консервативное рассеяние

Исследование консервативного рассеяния La квантов в расширяющейся среде очень большой оптической толщи (ат»10) с учетом частичного перераспределения по частотам, проведенное в [3J позволило найти квазистационарный спектр Lot излучения в сопутствующей системе отсчета в бесконечной гомологически расширяющейся среде, а также заново сформулировать критерии

локальности рассеяния. Перераспределение по частотам в лоренцевских крыльях, обусловленное доплер-эффектом, рассматривалось в диффузионном приближении, следуя 191. В этом случае уравнение, приближенно описывающее квазистационарный спектр La излучения в гомологически расширяющейся бесконечной среде, имеет вид 131:

ш + zS h ш )+ V(x) = 0 • <2-5)

где SQ - первичная функция источников. Слагаемые в уравнении отвечают, соответственно, красному смещению частоты, обусловленному расширением, диффузии по оси частот и рождению фотонов в центре линии, описываемому 5-функцией. С граничными условиями, соответствующими сохранению фотонов, Их) => 0 при х » О, Их) в const при х « -1, (2.6) решение уравнения (2.51 имеет вид ступеньки: I = Sqt tG(-x) + 0(х) exp(-(x/xd)3)l, 12.7)

хА ~ (Зат/2п)1/3.

а

где 0(х) = 1 при х&0 и 0=0 при х<0. В приближении ППЧ в аналогичных условиях спектр La также имеет вид ступеньки [10], однако частота уступа при этом -ат, что намного порядков превышает xd. Физика формирования спектра (2.7) достаточно проста: при |х) < xd диффузия по частоте доминирует над красным смещением, тогда как при |х| > xd положение меняется на обратное.

Полное число рассеяний, испытываемое La квантами составляет Нд= х в согласии с тем что получается И при ППЧ. Существенно новым обстоятельством, связанным с отказом от ППЧ, является крайне неравномерное распределение актов рассеяния в окрестности точки рождения 131. Радиус области рассеяния (диффузионное смещение фотона от точки рождения до точки

последнего рассения) оказывается таким же, как и в случае ППЧ, «ат2 14,3]. Однако, практически все рассеяния происходят в компактной окрестности радиуса -т и лишь весьма малое число рассеяний $д « (ат)2/3« N приходится на более протяженную область радиуса ат2 131. Локальный спектр в интервале частот |х| 5 ха формируется именно при рассеянии в окрестности радиуса т.

Этот вывод радикально меняет отношение к критерию локальности рассеяния (2.3), полученному в приближении ППЧ. В самом деле, если нас интересует степень возбуждения водорода и спектр в сопутствующей системе отсчета в частотном интервале |х| ^ х(1> то в случае ат » 10 мы должны применять гораздо более мягкий критерий локальности (2.2) вместо (2.3). При этом вероятность выхода кванта из рассеяния будет определяться формулой (2.1).

II.3. Неконсервативное рассеяние Рассеяние La квантов в оболочках SNII не является консервативным: за поглощением La кванта может последовать переход в другое состояние с вероятностью с. Наиболее существенным процессом такого рода в условиях SNII является столкновительный переход 2p-2s. Аналогичные последствия имеет и Штарк-эффект. Последний, однако будем описывать как полное перераспределение по частотам в смстеме атома с вероятностью 1-7} на одно рассеяние till. При этом функция перераспределения по частотам в крыльях линии представляется в виде суммы R{v',v) = 1)fiD(w',y) + (1-7))f{v)<p{v') , (2.8)

где <р - нормированный фойгтовский профиль, RD - доплеровская функция перераспределения, отвечающая когерентному (в системе

атома) рассеянию. Соответствующий процесс перераспределения по частотам трактуется как и в консервативном случае в диффузионном приближении. Уравнение для спектра 1а излучения в бесконечной гомологически расширяющейся среде при ат » 10 с учетом гибели квантов при рассеянии и частичной некогерентности, обусловленной Штарк-эффектом исследовалось в [Б).

Анализ, проведенный в этой работе показал, что характер спектра различен в частотных интервалах х > х„и х < х„, где х» = (1-£Г1/г, С = <1-е)1) . (2.9)

В области частот х > х, излучение фотонов в крыльях доминирует над их притоком из центра линии в результате диффузии по частотам. Спектр в этой области имеет вид 16) I = 11 - 6(х) ехр (-(хс/х))1, хс= (2.10)

В пределе х » хс имеет место асиптотика 1 «х-1.

В области частот х < хс роль излучения фотонов в крыльях несущественна и спектр аналогичен (2.7): I = 19(-х) + в(х) ехр (-(х/ха)3)) . (2.11)

Параметр характеризует относительную роль полного

перераспределения по частотам. Очевидно, что при некоторой достаточно большой величине этого параметра выход фотонов в крыльях из-за полного перепраспределения по частотам и преносу в пространстве, может превысить локальный выход из-за красного смещения. Для ограниченной расширяющейся среды при оптическом расстоянии Г до границы локальный выход доминирует над выходом фотонов через границу при выполнении неравенства (1-С)Кт,Т) < Э, (2.12)

где I - вероятность выхода в статическом пределе в приближении ППЧ (см. (2.4)).

11.4. Учет поглощения ¿а квантов в полете Эффект поглощения ¿а квантов в полете определяется параметром 0 = кс&/к, отношением коэффициента поглощения в континууме к коэффициенту поглощения в линии. Влияние непрерывного поглощения Ьа излучения на его гпектр в сопутствующей системе отсчета была рассмотрена с учетом одновременно и гибели в полете 171. Решение соответствующего уравнения переноса было найдено численно. Однако основные закономерности формирования спектра описываются простыми аналитическими соотношениями.

Роль поглощения в полете становится существенной в формировании спектра в диффузионной области частот | х | з хл при

май* (тх,)"1 . (2.13)

с а

В пределе ы » ыс спектр приобретает симметричный вид, причем ширина и интенсивность спектра в этом пределе огисываются соотношениями [71:

Ах а (а/и)1/4 , /0= 50(с + Са1/4о3/4Г\ (2.14)

где множитель С порядка единицы, а его точное значение,

найденное численно равно 1.87 17). Величина 0а= 1.87а1/4и3/4,

фигурирующая в (2.14), имеет смысл вероятности потери кванта в

результате его поглощения. Целесообразно ввести

комбинированную вероятность потери кванта в полете, 3, которая

бы учитывала потерю кванта при его локальном выходе из-за

красного смещения и при поглощении. Аппроксимационная формула

для этой вероятности, имеет вид [71: £ = <02 + фиг (2< 1д)

где 0 определяется формулой (2.1).

В поглощении La квантов может играть роль и селективный механизм поглощения в линиях примесных ионов с последующим дроблением кванта при каскадных переходах. Типичным процессом такого рода, на который уже обращалось внимание, является флуоресценция в линиях Fell при поглощении La квантов в атмосферах некоторых холодных звезд 1121.

Селективное поглощение при формировании спектра La учтено в работе 181. Параметром селективного поглощения является wg= кд/к, а роль вероятности потери кванта в полете выполняет величина

8= Э + %Х, X = exp I-(|xs|/xd)3l, (2.16)

где ха - частота поглощающей линии. Интересно, что при xs> О линия не влияет на форму спектра, не считая общего его понижения, тогда как при хд< 0 в спектре образуется уступ с подъемом в сторону возрастания частоты. Очевидно, что эффект поглощения в линии заметно сказывается на интенсивности спектра La лишь при us% » р.

II.5. Приложение теории рассеяния La квантов к SNII

В соответствии с представлениями, основанными на гипотезе ППЧ, при анализе рассеяния La квантов в оболочках SNII в первые несколько лет после взрыва локальное приближение неприменимо, поскольку критерий локальности (2.3) не выполняется. Нам удалось показать, что хотя рассеяние La квантов в широком смысле не является локальным, в более узком смысле, в частности, при нахождении степени возбуждения второго уровня водорода, локальность рассеяния соблюдается, причем критерий локальности в этом случае имеет вид (2.2). Этот вывод верен.не только в случае консервативного рассеяния, но и при учете

эффектов гибели фотонов при рассеянии и частичной некогерентности, обусловленной Штарк-зффектом.

Например, в случае SNII SN1970G на стадии 270 дней после вспышки оболочка характеризуется параметрами т <* 109, а = S'10"4, 1-С « <7, , п /Л,,« 2-Ю"3, Г/т « 400 [61. Подстановка

3 2p,2s е ZI

этих величин в неравенство (2.12) показывает, что оно не выполняется, причем с большим запасом: 0/(1-£)L * 103 . Это означает, что в оболочках SNII на поздней стадии, вопреки эффектам неконсервативности и частичной некогерентности локальный выход квантов La из-за красного смещения доминирует над их выходом из среды через границу. Другой аспект приложения теории рассеяния La квантов к физике оболочек сверхновых связан с учетом ионизации примесных ионов диффузным La излучением. Наиболее интересный пример такого рода - Call, который, как известно, может ионизоваться со второго уровня La излучением. Анализ этого процесса в SN1970G с учетом основных механизмов поглощения La квантов, главным из которых является поглощение в линиях Fell, приводит к выводу, что Call должен эффективно ионизоваться La излучением 18). Для того, чтобы согласовать этот вывод с наблюдаемой высокой интенсивностью эмиссионных линий Call в спектре SN1970G на поздней стадии приходится допустить или на порядок более высокое содержание Call в сравнении с солнечным, и/или различную локализацию Call и водорода [8,131. Анализ аналогичной проблемы в SN1987A приводит к сходному выводу 1141. В настоящее время обе указанные выше возможности решения проблемы Call представляются вполне естественными в контексте последних результатов по нуклеосинтезу и неполному перемешиванию вещества при взрыве SNII.

Выводы

Исследовано многократное рассеяние La. квантов в бесконечной расширяющейся среде очень большой оптической толщи (ат » 10) с учетом частичного перераспределения по частотам как в консервативном случае, так и с учетом гибели при рассеянии и в полете. Весьма существенно, что критерий локальности рассеяния оказывается значительно более мягким, чем при ППЧ. Это обстоятельство дает возможность использовать приближение Соболева при расчете возбуждения водорода в SNII, несмотря на то, что критерий локальности рассеяния в приближении ППЧ существенно нарушается. Использование результатов теории рассеяния La квантов позволило установить, что ионизация Call в оболочках SNII на поздней стадии контролируется диффузным La излучением, что приводит к важным ограничениям модели формирования эмиссий Call.

III. Радиоактивный механизм свечения водорода в сверхновых типа II III. 1. Радиоактивная модель SN1970G

К моменту вспышки SN1987A в Большом Магеллановом Облаке физика свечения сверхновых типа И-Р (т.е. SNII с плато на кривой блеска) представлялась следующим образом. При взрыве массивного красного сверхгиганта в сброшенной оболочке запасается внутренняя энергия в форме излучения и ионизационной энергии. Высвечиваясь в последующие 50-100 дней после взрыва эта энергия полностью обеспечивает наблюдаемую светимость SNII (15,161. В отсутствие дополнительных источников после исчерпания внутренней энергии (t>100 дней) светимость должна упасть практически до нулевой. Поскольку вместо этого светимость SNII выходит на режим квазиэкспоненциального падения блеска, то в оболочке должен быть некоторый дополнительный источник энергии со светимостью <* 1041 эрг/с на стадии t * 100 дней. Предполагалось, в частности, что им мог быть пульсар (17J, либо радиоактивный распад изотопа S6Ni (5BNi - 56Со - 56Fe) (18J. До обнаружения S6Ni в SN1987A в БМО оба механизма представлялись практически в равной мере равновероятными. Вместе с тем настораживало то обстоятельство, что малый разброс светимостей SNII на поздней стадии (t > 100 дней) предполагает в рамках пульсарного механизма довольно однородную и достаточно высокую величину начальной светимости пульсаров. К 1986 году результаты исследования крабовидных остатков сверхновых (плерионов) позволяли утверждать, что пульсары рождаются при взрывах SNII, как правило, с существенно более низкой светимостью, чем пульсар в Крабе. Этот аргумент (191 предопределил выбор радиоактивного распада как наиболее вероятного механизма свечения SNII на поздней стадии.

Радиоактивная модель БН1970С, предложенная в 1986 году 120], предполагала, что свечение БШ1 на поздней стадии и ионизация водорода, обеспечивающая светимость рекомбинационной линии На имеют своей причиной распад 5ВН1 в оболочке. Проблема ионизации водорода существовала до некоторой степени независмо и возникла по той причине, что низкотемпературное излучение континуума (Г - 5000 К) не могло обеспечить требуемой степени ионизации водорода в оболочке. Элегантный механизм остаточной нестационарной ионизации (21] на поверху оказался несостоятельным, поскольку в действительности эффективная скорость рекомбинации, определяемая двухфотонным переходом 28-18, оказывается слишком высокой.

В радиоактивной модели БИШСЮ на стадии * - 270 суток (201 предполагалось, что радиоактивный 58Ш в количестве -0.03 Но распределен приблизительно поровну между центральным источником континуума со светимостью Ю40 эрг/с, и

оболочкой, в которой формируются широкие линии, в том числе На с суммарной светимостью I, * Ю40 эрг/с. Распад 56Ш и 56Со происходит со средним времен жизни 8.8 суток и 111.26 суток, соответственно. Поэтому на поздней стадии, (£Ы00 дней) энергетика определяется распадом 5еСо. Мощность, выделяемая при этом распаде, на 96;8Х .состоит из гамма-квантов с энергией порядка 1 МэВ (наиболее интенсивна линия 847 кэВ), и на 3.2% из кинетической энергии позитронов. Гамма-кванты передают веществу в результате комптоновского рассеяния долю своей энергии т), называемой иногда коэффициентом депозиции. С приемлемой точностью (22]

т) = ТуЦ+ТуГ1 , (3.1)

где т - оптическая толща оболочки для гамма-квантов.

- I

Комптоновские электроны и позитроны полностью отдаш" свою

18 '

кинетическую энергию газу в результате ионизационных потерь. Таким образом, если LCa~ мощность, выделяемая при распаде 56Со, то светимость оболочки составит

L = (0.032 + 0.968т)v)Lr (3.2)

S } LO

В ионизационные потери входит ионизация и возбуждение первичными (комптоновскими) и вторичными электронами, а также кулоновский нагрев электронного газа. Число актов ионизации водорода в оболочке выражается через среднюю энергию ионообразования vH , которая зависит от степени ионизации и для нейтрального водорода приближенно равна 30 эВ,

<?i = Vh'1 • в"1' (3'3)

В том случае, если оптическая толща оболочки в бальмеровском

континууме велика, т2 » 1, число ионизаций (3.3) должно быть

равно числу На квантов, излучаемых в секунду 120). В

действительности, однако, величина Qt оказывается

приблизительно в пять раз меньше количества На квантов,

излучаемых SN1970G на стадии 270 дней, QH~ 1051 с"1. Таким

образом, мы приходим к выводу, что одной лишь ионизации

водорода быстрыми электронами недостаточно для объяснения

линии На в SN1970G на поздней стадии: необходима

дополнительная ионизация водорода 1201.

Для исследования проблемы ионизации водорода в оболочке

сверхновой была построена однозонная модель, которая оказалась

в последствии весьма плодотворной. Модель определяется массой

оболочки, М - 4 Мо, (оболочка предполагается однородной),

скоростью расширения на границе, «4000 км/с, (или величиной

кинетической энергией), содержанием водорода и массой 58Ni или

светимостью оболочки, (в данном случае Lg=* Ю40 эрг/с ).

Учитывалась фотоионизация водорода со второго уровня

рекомбинацинным непрерывным излучением и собственным

19

двухфотошшм и La излучением водорода. (201. Оказалось, что на рассмотренной стадии (270 дней) ионизация двухфотоннным излучением доминирует над ионизацией La квантами, причем ее темп превышает темп ионизации быстрыми электронами: на один акт ионизации быстрыми электронами излучается 1.4 фотона двухквантового излучения, способных ионизовать водород со второго уровня. В качестве дополнительного источника ионизация была рассмотрена фотоионизации водорода со второго уровня излучением в линиях металлов, в частности излучением дублета Mgll 2800 А. Фотоионизация водорода со второго уровня в одноэонной модели учтена в приближении средней вероятности выхода фотонов бальмеровского континуума из однородной оболочки 1201. Электронная температура в рамках столь простой модели не определена, однако можно утверждать, что она низка настолько, что роль столкновений в возбуждении водорода оказывается пренебрежимо мала. Дело в том, что, уже при довольно низкой электронной температу ре, Г « 6500 К эффективным становится механизм фотоионизации водорода квантами Mg II 2800 А, рождаемыми в результате столкновительного возбуждения Mg II.

Интересной особенностью радиоактивной модели является довольно высокая оптическая толща в бальмеровском континууме и в линиях бальмеровской серии на рассматриваемой стадии (t -300 дней). Это приводит практически к стопроцентной конверсии бальмеровских. квантов в На и кванты более высокой серии. Эффективный коэффициент рекомбинации для На оказывается при этом равным а-а^-аг. Данное обстоятельство существенно

упрощает учет рекомбинаций на все уровни при нахождении рекомбинационной светимости оболочки SNII в линии На 1201.

Несмотря на достаточно примитивный характер рассмотренной

20 .

модели она содержала в себе основные черты последующих более развитых моделей ионизации водорода в SNII: (а) двухступенчатый характер ионизационного процесса (нетепловое возбуждение второго уровня водорода быстрыми электронами и последующая его фотоионизация со второго уровня собственным двухфотонным излучением и, возможно, излучением в линиях металлов) и (б) высокая оптическая толща в бальмеровских линиях и в континууме, которой соответствует эффективный коэффициент рекомбинации для На a(Ha)=a-aJ-a2.

Одним из специфических проявлений радиоактивного механизма ионизации и возбуждения водорода в оболочке SN II должно быть появление на некоторой фазе абсорбционной линии 10830 А нейтрального гелия, возбуждаемого быстрыми электронами с темпом L (Vi/H )~1 см"3 с"1. Предсказанное 120] появление линии Hei 19830 А в спектре SN1987A действительно было зафиксировано на 76 день после вспышки 1231.

III.2. Радиоактивная модель эволюции На излучения в CHII

Обнаружение радиоактивного 50Со в SN1987A по гамма-линиям [241 и измерение массы 56Ni 0.075 Mo) на основе

болометрической кривой блеска 125,261 подтвердило радиоактивную природу источника энергии свечения SNII на поздней стадии. Надежные данные о болометрическом потоке и потоке в На в SN1987A и независимые оценки параметров оболочки из гидродинамических моделей предоставляют идеальную возможность для проверки однозонной радиоактивной модели ионизации водорода.

Более совершенная версия однозонной модели [271 учитывала

процессы ионизации и возбуждения быстрыми электронами в смеси

водорода и гелия, ионизацию водорода УФ квантами гелия, а

21

также зависимость энергии новообразования vH от степени ионизации. Разумеется, включены были и процессы ионизации водорода со второго уровня квантами рекомбинационного бальмеровского континуума и двухфотонным излучением. Физически модель соответствует однородному шару и описывается следующими четырьмя параметрами, массой оболочки И, кинетической энергией Е, массой 56Ni, Hn , ' и содержанием водорода X (или гелия У=1-Х). Депозиция энергии гамма-квантов в оболочку описывалась соотношением (3.1) с эффективным коэффициентом поглощения к* 0.026(1+Х) см2 г-1. Существенным отличием данной модели в сравнении с моделью ионизации водорода в SN1970G является учет прямого возбуждения водорода и гелия быстрыми электронами,, а также включение всей массы 56Ш в процесс нетепловой ионизации и возбуждения гелия и водорода. Все это заметно увеличило темп ионизации водорода. С другой стороны, здесь мы пренебрегли вкладом излучения в линиях металлов в фотоионизацию водорода со второго уровня. В оптически толстом пределе учет ионизации и возбуждения быстрыми электронами с последующей фотоионизацией двухфотонным излучением увеличивает скорость ионизации водорода в сравнении с ионизацией быстрыми электронами в -4 раза.

При стандартных значениях парметров оболочки SN1987A: N = 14 Но, Е = 1051 эрг, Нт= 0.075 «о, X = 0.6 (кстати,зависимость от параметра X крайне слаба), эволюция светимости На, вычисленная в модели, хорошо описывает наблюдаемое поведение светимости На в период t > 100 дней 1271. Это дает основание для утверждения, что предложенная однозонная модель свечения водорода в оболочке SN19¡sfA под действием радиоактивного распада неплохо воспроизводит основные физические процессы конверсии энергии радиоактивного

распада в излучение самой мощной линии спектра сверхновой. Характерно, что тепловые процессы фигурируют лишь на этапе максвеллизации распределения электронов. В целом же, скорость ионизации определяется столкновениями с быстрыми электронами и флуоресцентным нетермализованным излучением, которое является непосредственным продуктом нетеплового возбуждения быстрыми электронами.

Успех однозонной модели в описании эволюции На вызывает все-же некоторое недоумение, если учесть, что в оболочке ЗН1987А скорее всего имеет место неоднородность распределения химического состава вдоль радиуса. Неоднородность радиальнного распределения можно качественно учесть в рамках двухзонной модели. Пусть полная светимость сверхновой I, светимость внутренней зоны 1, где распределены преимущественно металлы, а светимость внешней зоны 2, где распределен преимущественно водород, (1-7^)1.. Некоторая доля 7}^ светимости внутренней зоны приходится на диапазоне Л <3646 А. Эти фотоны будут ионизовать водород со второго уровня с темпом Ч^ц^/Ью , если оптическая толща в бальмеровском континууме т2 » 1. Учитывая, что скорость ионизации и возбуждения второго уровня водорода быстрыми электронами приближенно равны, темп ионизации водорода двухфотонным излучением при т2 » 1 будет превышать темп его ионизации быстрыми электронами в 2.8 раз (271. В итоге рекомбинационная светимость На составит '•На = Г3.8<1-т,г)Ы>23/*н ♦ (3.4)

В однозонной модели (т}4= 0) получаем 0.21, где принято с учетом частичной ионизации 40 эВ 127]. Двухзонная модель обладает тем интересным свойством, что в широких пределах изменения параметров 7)1 и чцу величина остается

практически такой же как и в однозонной модели. В частности,

23

при rjyy » 0.38 зависимость от вообще исчезает, тогда как при 0.25 < 7?уу< 0.55 (см. 128]) и Т}1 < 0.7 светимость отличается от одноэонной модели не более чем на 107, .

Интересно, что и на очень поздней стадии, когда оптическая толща в бальмеровском континууме мала и вместе с тем становится мала оптическая толща оболочки для гамма-квантов, зависимость от структуры оболочки также слабая, поскольку темп ионизации водорода при заданной массе S6Ni определяется в этом случае лишь оптической толщей водородной оболочки т , которая

а

меняется незначительно при учете центральной металлической зоны оболочки.

Таким образом, мы приходим к довольно неожиданному выводу: учет неоднородного распределения по радиусу химического состава в первом приближении не изменяет результатов однозонной радиоактивной модели эволюции светимости На в SNII. Это одновременно дает и ответ на вопрос, почему однозонное приближение оказалось довольно хорошим в случае SN1987A.

II1.3. Радиоактивность и оптический спектр SN1987A на ранней стадии

На 76 день в спектре SN1987A на фоне низкотемпературного

континуума, Т * 5000 К, появилась абсорбционная линия Не1

10830 А с лучевой скоростью в синем крыле достигающей -7000

км/с 1231. Появление этой линии было предсказано на основе

простых соображений исходя из физики нетеплового возбуждения в

модели радиоактивного механизма ионизации (20). Вместе с тем,

столь раннее обнаружение этой линии свидетельствует о

нетривиальном факте: уже на довольно ранней стадии поток

выходящего гамма-излучения достаточно велик, чтобы производить

заметное возбуждение Hel. Используя выражение для скорости

нетеплового возбуждения Hel 10830 А быстрыми электронами [20],

24

в рамках принятой модели распределения плотности в оболочке можно оценить полную светимость SN1987A в гамма-линиях и в жестком рентгеновском диапазоне 1291, на стадии, предшествующей обнаружению этого излучения [30,31,241.

Заметим, однако,что оценка гамма-светимости SN1987A по линии Hei 10830 А зависит не только от скорости нетеплового возбуждения Hei, но и в не меньшей степени от скорости . опустошения метастабильного уровня 23S, ибо населенность этого уровня определяется балансом процессов заселения и .опустошения. Анализ эффективности возможных элементарных процессов опустошения уровня 23S в атмосфере SN1987A на стадии 50-150 дней, приводит к выводу, £321 что среди них основную роль играют два процесса: (1) радиативный переход 23S - 2ЭР -11S, инициируемый фотосферным излучением в линии 10830 А, и 12) ионизация Пеннинга: He(23S) + Н He(lJS) + Н+ + е, -процесс, который часто фигурирует в физике лабораторной слабоионизованной плазмы [331, но до сих пор не встречался при анализе условий в астрофизических объектах. Константа скорости этой реакции kp« 3-Ю"9 см3 с"1 при Г * 5000 К. Очевидно, этот процесс доминирует в опустошении уровня 23S над электронным ударом с константой скорости 2*10"8 см3 с"1 при низкой степени ионизации, хн < 0.15, что характерно для атмосферы SNII на рассматриваемой стадии. Заметим, что оба указанных процесса вообще не принимались во внимание в работе [291 при оценке гамма-светимости SN1987A.

При расчете населенности уровня 23S Hei в радиоактивной модели [321 использовалось распределение плотности во внешних слоях, найденное по абсорбционной линии Hß на стадии 250 дней из анализа радиоактивного возбуждения водорода при известном

потоке выходящего из оболочки жесткого рентгеновского и

25

гамма-излучения 1341. Определенная по линии Hei 10830 А

гамма-светимость SN1987A на 78, 105 и 135 день оказалась

равной, соответственно, 4-Ю37, З-Ю38 и 5-1038 эрг/с, что

превышает оценки в 1291 в 103, 300 и 15 раз, соответственно.

Причина столь колоссального расхождения связана в основном с

тем, что в 129] не были учтены два основных процесса

опустошения уровня 23S, о которых говорилось выше.

Очевидно, что эффект нетеплового возбуждения в линиях

водорода может проявляться на более ранней стадии, чем в Hei.

Для исследования роли нетеплового возбуждения в формировании

фиолетового крыла абсорбционной линии Нос в SN1987A на стадии t

& 30 суток была рассмотрена модель нестационарной ионизации и

возбуждения водорода переменным потоком выходящего гамма-

излучения 1351. Моделирование наблюдаемой эволюции глубины

абсорбции На в фиолетовом крыле позволяет найти поведение

гамма-светимости на очень ранней стадии, в период t а 30 дней.

Полученная зависимость Lv(t) дает на 76, 105 и 135 день,

в

соответственно, 8-Ю37, 2.5-1038, и 6-Ю38 эрг/с в хорошем согласии с оценками, полученными по линии Hei 10830 А 1321 (см. выше). Сравнение с расчетами эволюции L„(t),

и

ориентированными на описание поведения наблюдаемого потока гамма-излучения от SN1987A, 136, 37] показывает хорошее согласие кривой, полученной по На, с кривой L (t) из (371.

о

Таким образом, не вызывает сомнений, что радиоактивный

распад 56Ni - 5вСо - SBFe в оболочке SN1987A в значительной

мере определяет картину линейчатого спектра, в частности,

водорода и гелия, уже на сравнительно ранней фазе, t £ 100

дней, когда в обшем радиативном балансе основная роль еще

принадлежит излучению фотосферы. Данный вывод ставит под

сомнение корректность модели синтетического спектра SN1987А

26

£ 381 на стадии 50-150 суток, в которой нё учитывается процессы нетепловой ионизации и возбуждения в атмосфере.

Выводы

Разработана физическая модель радиоактивной ионизации и возбуждения водорода и гелия в оболочках SNII, реализованная в однозонном приближении. Существенной особенностью модели является двухступенчатый процесс ионизации водорода, в котором сочетается возбуждение 2-го уровня быстрыми электронами (непосредственно или через ионизацию) и последующая фотоионизация водорода двухфотонным излучением и, возможно излучением в линиях металлов. Модель воспроизводит эволюцию На светимости в SN1987A.

В рамках радиоактивной модели было предсказано появление абсорбции Hei 10830 А в спектре SN1987A. При анализе условий возбуждения Hei обнаружено, что основную роль в опустошении уровня 23S может играть необычный для астрофизики процесс Пеннинга. Показано, что радиоактивность определяет в SN1987A на ранней стадии (t з 100 дней) формирование не только линий Hei, но и абсорбции На. Зто радикально меняет взгляд на физику формирования водородного спектра SNII на ранней, фотосферной, стадии. По линиям Hei 10830 А и На воспроизведена эволюция гамма-светимости SN19B7A, обусловленной радиоактивным распадом, на ранней стадии 50-150 дней.

IV. Структура оболочек сверхновых типа II Известно, что вскоре после фазы сброса оболочки сверхновой (через несколько динамических времен) устанавливается режим свободного разлета, в котором распределение скорости вдоль радиуса имеет вид V = г/где { - время, прошедшее с момента взрыва, а плотность изменяется со временем гомологически 115):

Р<!Г> = ил0г3р0(у),

где р0(V) - распределение в момент 10. То же верно и в отношении распределения химического состава. Исключение составляют лишь самые внутренние слои оболочки, в которых еще в течение «100 дней после взрыва происходит заметная перестройка распределения плотности, связанная с выделением энергии радиоактивного рапада. Радиальное распределение вещества в оболочке сверхновой определяется в основном структурой предсверхновой, массой и энергией взрыва. Гидродинамические модели БИП предсказывали структуру как с монотонным падением плотности наружу, так и структуру с промежуточным минимумом плотности [15,393.. Другая неопределенность связана с вопросом о структуре внутренних слоев оболочки, в частности, о скорости на внутренней границе водородной оболочки, которая определяется при данной энергии взрыва отношением массы гелиевого ядра и водородной оболочки и процессами перемешивания в предсверхновой ив процессе взрывного сброса оболочки сверхновой. В этой связи возрастает значение феноменологических моделей распределения вещества в оболочках, пострсенных по результатам анализа оптических спектров.

Еще менее ясным, но возможно даже более значимым, является

вопрос о степени и характере нарушений сферической симметрии

оболочек сверхновых. В этом отношении особенно ценным

28

оказались результаты изучения SN19B7A.

IV.1. Радиальное распределение вещества

В период, предшествовавший SN1987A, единственным случаем SNII, исследованной на предмет радиального распределения вещества оставалась SN1970G [40,41]. Судя по кривой блеска эта сверхновая промежуточного фотометрического класса II-P/L с массой сброшенной оболочки 4-5 Мо [20,27].

Анализ профилей линий На и Nal Dx 2 Позволил получить уверенный вывод об отсутствии отклонений от монотонного падения плотности с ростом скорости в интервале скоростей 1500-10000 км/с [411. Наряду с этим, по форме центральной части профиля На получен важный вывод о существовании довольно резкой внутренней границы распределения водорода вблизи скорости расширения -1400 км/с. Является ли область V < 1400 км/с центральной полостью в распределении массы, или же она заполнена веществом с другим химическим составом? То, что скорее всего верно последнее, непосредственно следует из факта присутствия узкой эмиссионной линии в спектрах SN1970G на стадии 267 и 300 суток с длиной волны «4570 А, которая была отождествлена с линией Mgll 4571 А 1421. (Кстати, первым подтверждением отождествления этой линии стало ее появления в спектре SN1987A на стадии «300 дней). Полуширина линии Mgll 4571 А в SN1970G составляет £1600 км/с и к тому же Гфофиль имеет острый максимум. Все это говорит о том, что Mg локализован преимущественно во внутренней зоне оболочки со скоростями v 5 1600 км/с, там где водород практически отсутствует.

Похожая картина в На наблодается и в SN1987A. Анализ

эмиссионного профиля На на поздней стадии (t > 200 суток)

29

показывает присутствие в нем структуры, характерной для сферически-симметричного распределения источников с центральной полостью в интервале скоростей v £ 1200 км/с. 1431. Вместе с тем, довольно неожиданно то, что скорсгти на внутренней границе водородной оболочки в SN1987A (v(]- 1200 км/с) и SN1970G (v(( « 1400 км/с) довольно близки между собой, несмотря на то, что масса оболочки SN1987A (14-16 Мо) втрое превышает массу оболочки SN1970G. Заметим, что в модели распределения плотности р = const при v < vQ, и р « v при v > v0 , с кинетической энергией оболочки 1051 зрг, внешняя граница металлического ядра с массой 2 Мо должна лежать на уровне 3600 км/с при массе оболочки 5 Мо, и на уровне 1500 км/с при массе 15 Мо. Близость скоростей на границе центрального металлического ядра в оболочках сверхновых SN1970G и SN1987A, вопреки предсказаниям простой »«одели, означает, что при взрыве SN1970G произошло эффективное перемешивание вещества водородной оболочки с более глубокими слоями. Указание на такое премешивание в 5N1987A дает и более глубокое положение границы водородной оболочки в сравнении с расчетами в сферически- симметричной модели 144).

IV.2. Клочковатая структура оболочек SNII

Высокое качество спектров SN1987A на стадии 150-250 дней

(451 позволило обнаружить необычное для астрофизических

условий отношение интенсивностей компонентов запрещенного

дублета 10.11, R = 1(6364)/! 16300) « 1 на фазе его появления

(461. Напомним, что небулярное отношение составляет 0.3.

Перекрывание крыльев компонентов (интервал между ними 3000

км/с) может увеличить это отношение в данном случае не более,

чем в 1.5 раза, что явно недостаточно для согласования с

30

наблюдениями. В этой связи было выдвинуто предположение что необычно высокая величина дублетного отношения 101] в SN1987A обусловлена эффектом насыщения интенсивности, (Г), при

большой локальной оптической толще в этих линиях 1461. Однако, при разумных величинах массы кислорода (Hq*2 1 Ma) в случае однородного его распределения оптическая толща оказывается недостаточной для насыщения. Это осложнение можно устранить, предположив, что кислород в оболочке SN1987A распределен существенно неоднородным образом с объемным фактором заполнения f « 1 [46,47]. Наблюдаемая эволюция отношения от величин R <* 1 на стадии t - 150 дней к R <* 0.4 на стадии t - 500 дней соответствует уменьшению оптической толщи в линиях по закону т « t-2 [46,47].

Детальный анализ спектров в интервале 120-150 дней показал

еще более удивительную картину: на этой стадии дублетное

отношение оказалось инверсным, Я « 1.1 [47]. Данный эффект был

объяснен совместным результатом двух процессов: самопоглощения

в оптически толстых линиях и томсоновского рассеяния [471. На

значение томсоновского рассеяния в формировании профилей

эмиссионных линий в оболочках сверхновых звезд было обращено

внимание еще в 1977 году [48], а впервые его роль в

формировании профилей в оболочках горячих звезд с ветром

исследовалась в работе [49]. Одним из характерных эффектов

томсоновского рассеяния в оболочке сверхновой с оптической

толщей по томсоновскому рассеянию Tj * 1 является образование

протяженного красного крыла в эмиссионной линии, что и было

зафиксировано в случае SN1970G [48]. Очевидно, что

томсоновское рассеяние излучения линии [011 6300 А приводит к

формированию красного крыла, которое в свою очередь изменяет

отношение интенсивностей максимумов дублета 1011. Расчеты

31

дублетного отношения (011, в которых принимались во внимание как самопоглощение, так и томсоновское рассеяние, показывают, что эволюция дублетного отношения, в том числе и инверсное отношение воспроизводится, если распределение кислорода в зоне V 5 1750 км/с характеризуется отношением массы и фактора заполнения Н/{ и 15 Ио. Принимая эволюционную оценку 'массы кислорода в §N1987А 1.5 Но (50,51], мы приходим к выводу, что объемный фактор заполнения кислорода в зоне у0 з 1750 км/с близок к 0.1 1471.

Независимым и более прямым указанием на клочковатость распределения кислорода в оболочке 8Н1987А является обнаруженная на поздней стадии I £ 300 дней зубчатая структура вершины профилей [011 6300, 6364 А с характерной относительной амплитудой ДГд/Гд« 0.1 и масштабом лучевой скорости и - 80 км/с 1521. Естественной и довольно привлекательной представляется гипотеза, согласно которой одни и те же сгустки кислорода ответственны как за сильное самопоглощение в линиях ЮН, так и за формирование зубчатой структуры профиля дублета (011. Это предположение можно проверить в рамках простой, статистической модели: сгустки кислорода, представляющие собой шары радиуса а = и{ о пуассоновским рапределением заполняют сферу радиуса В этом случае фактор заполнения кислорода

выражается через величину и и относительную флуктуацию ДГЛ/ГХ(47]:

Подставляя в эту формулу характеристики зубчатой структуры, и

<* 80 км/с , ДГ/Т » 0,1 и у0=1 750 км/с, находим <* 0.1, что

совпадает с фактором заполнения кислорода, полученным из

анализа дублетного отношения. Это совпадение дает основание

для вывода, что кислородные сгустки, обеспечивающие высокое

32

дублетное отношение 6364/6300 ответственны также и за формирование зубчатой структуры профиля ЮН. Статистическая модель предсказывает общее число таких сгустков Нс<* fQ(Vq/u)3 а 103. Интересно, что двумерные гидродинамические расчеты взрыва SN1987A показывают формирование неоднородной структуры распределения кислорода в области v < 2000 км/с [53]. Характерное число неоднородностей , получающихся в этих расчетах, при экстраполяции на трехмерный случай приводит к величине числа сгустков также порядка 103. Это возможно указывает на то, что кислородные сгустки в SN1987A являются продуктом неполного перемешивания в процессе распространения ударной волны в оболочке.

Дублетное отношение в начальный период 120-150 дней зависит от томсоновской толщи Tj, параметра W^fg а также от ширины распределения синтезированного в предсверхновой кислорода, Vq. По этой причине следует ожидать, вообще говоря, заметного разброса величины дублетного отношения на данной фазе среди различных сверхновых типа II. В этой связи довольно неожиданно, что по крайней мере еще у двух SNII-P, SN1985P и SN1990H, на стадии 120-150 суток наблюдалось такое же инверсное отношение, R <* 1.1, как и в случае SN1987A. Данный факт свидетельствует о большом сходстве структуры оболочек указанных трех сверхновых. Это тем более интересно, что SN1987A имеет известную особенность: ее предсверхновая была голубым сверхгигантом, а не красным сверхгигантом как должно быть для нормальной SNII.

Независимое указание на неоднородность распределения

вещества во внутренних слоях оболочки, v s 2000 км/с получено

при моделировании синтетического спектра колебательно-

вращательных полос СО [541. Оказалось, что при однородном

33

распределении СО в объеме, соответствующем характерной скорости расширения зоны формирования полос СО интенсивность основного тона 4.6 мкм оказывается на порядок выше наблюдаемой. Согласовать интенсивность полос 2.3 мкм и 4.6 мкм с наблюдаемыми на 228 день удалось лишь в предположении сильно неоднородного распределения СО с фактором заполнения f^q -10 "2.

Не вызывает сомнений, что столь сильная неоднородность, которая обнаруживается в распределении кислорода и СО в оболочке SN1970A, возникла при взрыве сверхновой и, возможно, частично в результате динамических процессов, инициируемых выделением энергии при радиоактивносм распаде S6Ni- 56Со - S6Fe.

IV.3, Асимметрия оболочки SN1987A

До вспышки SN1987A теоретически обсуждалась возможность несферичиости взрыва SNII, обусловленной эффектами вращения предсверхновой. Наблюдения SN1987A впервые продемонстрировали реальное существование отклонений от сферической симметрии. Они проявляются, во-первых, в наличии собственной поляризации 1551, а во-вторых, в эллиптичности спекл-изображения оболочки (56J. Помимо этого наблюдаются два типа аномалий в профилях линий: тонкая структура профилей водородных линий на стадии t <100 дней (57] и красное спещение профилей эмиссионных линий на поздней стадии, t > 200 дней [581. Ниже приводятся результаты исследования асимметрии в SN1987A, которые в самом общем виде сводятся к тому, что все перечисленные проявления несферичности обусловлены асимметрией распределения 56Ni в оболочке.

IV.3.1. Проявления асимметрии распределения S6Ni в линиях Хронологически первым эффектом асимметрии оболочки стало так называемое Бохум-явление (по названию телескопа Бохумского университета в ESO) (571: появление после 20 дня в профиле На необычной структуры, состоящей из двух "эмиссионных" спутников с лучевыми скоростями « ±4000 км/с. Авторы [571 сразу поняли важность этого явления, как указания на отклонение распределения возбуждения водорода в оболочке от сферически-симметричного. В последующих работах этих и других авторов это явление связывалось с наличием в оболочке цетрально-симметричной структуры типа полярных шапок или экваториального кольца.

Структура спутников в водородных линиях в действительности не является симметричной, поскольку в эмиссионных линиях пашеновской и брэкетовской серий наблюдается лишь красный эмиссионный спутник. Формирование красного эмиссионного спутника водородных линий было объяснено наличием в оболочке в дальней полусфере высокоскоростного сгустка ssNi с массой 10~s-10~3Mo с лучевой скоростью - +3000 км/с и абсолютной скоростью «5000 км/с [43J. Гипотеза высокоскоростного сгустка 5sNi нашла независимое подтверждение после обнаружения в эмиссионной бленде \ а 1.09 мкм в спектре SN1987А на 38 сутки интенсивной остаточной эмиссии 1591, отождествленной с линией Hei 10830 А, смещенной в красную сторону на <* +5000 км/с. Эта эмиссия формируется при рассеянии фотосферного излучения на облаке возбужденного гелия, в окрестности высокоскоростного сгустка 56Ni (59).

Вопрос о происхождении синего "эмиссионного" спутника в На был разрешен в модели, рассматривающей формирование этой линии с учетом эффектов теплового возбуждения водорода вблизи

35

фотосферы и нетеплового возбуждения быстрыми электронами во внешней зоне при существенной роли клочковатого распределения S6Ni в оболочке [591. В предложенной модели синий "эмиссионный" спутник На является в действительности результатом дефицита поглощения, вызванного клочковатым распределением областей повышенного нетеплового возбуждения водорода в промежуточной зоне атмосферы SN1987A. Вывод о клочковатом распределения S6Ni в оболочке этой сверхновой был получен независимо из анализа нетеплового возбуждения гелия и наблюдаемой глубины абсорбции Не1 2.058 мкм, которая оказалась слишком слабой для модели равномерно перемешанного S6Ni 160].

В поисках других независимых подтверждений существования в оболочке SN1987A высокоскоростного никелевого сгустка естественно обратиться к линиям железа, являющегося продуктом распада S6Ni - 56Со - s6Fe. Поразительно, но указание на существование такого сгустка действительно имеется в профилях линий Fell 18 и 26 мкм, полученных на 407 и 409 день [611. Авторы надежно устанавливают факт присутствия в линиях эмиссионной детали с лучевой скоростью - +3900 км/с, которая приписывается сгустку железа с массой -2-Ю~3М0. Близость массы и лучевой скорости наблюдаемого сгустка железа и указанных параметров гипотетического высокоскоростного сгустка S6Ni не оставляет сомнений относительно тождественности этих образований 1621.

Оценка прицельного параметра высокоскоростного никелевого

сгустка по моменту появления красного спутника На дает

величину v^m 4500 км/с. При лучевой скорости * +4000 км/с это

приводит к величине полной скорости высокоскоростного сгустка

S6Ni, v - 6000 км/с. Если масса, этого сгустка действительно

близка к 2-10~3№э, то он вполне мог бы вносить заметный вклад

36

в поток гамма-квантов прямого вылета распада Со - Fe на стадии 150-250 дней [621. Это не противоречит и прямым наблюдениям гамма-линий. Средняя энергия линий 847 и 1238 кэВ в рассматриваемый период по данным SMM (241 составляет 843+5 кэВ и 1218+16 кэВ. Отсутствие * синего смещения гамма-линий, предсказываемого сферически-симметричной моделью, свидетельствует о существенном вкладе асимметричного (удаляющегося) источника гамма-квантов. Таким асимметричным источником вполне может быть высокоскоростной сгусток seNi,

Второй тип асимметрии линий, называемый красным смещением, наблюдался в эмиссионных линиях на стадии t 2 200 дней 1631. Эта асимметрия проявлялась в виде красного смещения центроида и максимума в линиях водорода, гелия и элементов железного пика на величину <* + 600 км/с. Было высказано два соображения о механизме красного смещения: томсоновское рассеяние [631 и асимметрия распределения вещества, в основном элементов железного пика 1641. Моделирование профилей линий с учетом томсоновского рассеяния 1431 показывает, что в рамках сферически-симметричной модели объяснить красное смещение не удается. Единственная разумная альтернатива состоит в том, что красное смещение линий обусловлено существованием в оболочке в дальней полусфере одностороннего выброса Nlse и сопутствующих элементов железного пика, который разумно назвать низкоскоростным сгустком S6Ni. Его лучевая скорость « +1000 км/с, а масса ы 0.01 Но 1431. Прицельный параметр этого сгустка может быть оценен из тех соображений, что на стадии формирования пыли (Í > 550 дней, 1651) линия Fell 1.26 мкм испытывает заметное синее смещение, которое можно приписать эффекту поглощения пылью в оболочке сверхновой. Это дает v^ í

2000 км/с (431. Практически не вызывает сомнений что

37

именно низкоскоростной сгусток Е6/И обусловливает красное смещение гамма-линий 847 кэВ и 1238 кэВ, наблюдаемое ня стадии 1-2 года.

Таким образом, анализ двух типов асимметрии, наблюдаемой в спектре ЗЫ1987А, приводит к выводу о существовании асимметрии распределения 5ВИ1, которая в первом приближении может быть представлена в форме двух сгустков: низкоскоростного с массой «0.01 Но и лучевой скоростью « +1000 км/с, и высокоскоростного с массой -10"3йо, лучевой скоростью - +4000 км/с и абсолютной скоростью -6000 км/с.

IV.3.2. Асимметрия распределения 36Ш и поляризация

Собственная линейная поляризация 5М1987А, величина которой

порядка 1 , в первом приближении объясняется наличием слабой

эллипсоидальности (Ь/а ^ 0.9) оболочки, в которой происходит

томсоновское рассеяние 166]. Вместе с тем, модель

эллипсоидальной оболочки имет серьезный дефект: она не

воспроизводит вращение плоскости поляризации (зависимость

позиционного угла от Л), наблюдаемое в линиях, в частности в

На на стадии 70-100 суток, 166]. В этой связи была предложена

совершенно иная картина происхождения асимметрии [671.

Главное в ней то, что поляризация вызывается томсоновским и

резонансным рассеянием на двух облаках повышенной ионизации и

возбуждения водорода, порождаемых двумя сгустками 56Ш, о

которых шла речь в предыдущем разделе.

В работе [671 был расчитан спектр поляризации БЙ1987А в На

ца 71 и 100 день в модели двух облаков повышенной ионизации и

возбуждения водорода, лежащих на сферически-симметричном фоне.

Томсоновское рассеяние фотосферного излучения в атмосфере

38

предполагалось однократным. Была учтена резонансная поляризация и деполяризация при рассеянии в На. Результаты моделирования сопоставлялись с наблюдениями 1551, исправленными за межзвездную поляризацию (Х1з= 34° и р1д= 1 У. (681). Модель, которая наилучшим образом описывает наблюдаемые спектры поляризации, предполагает, что первое облако повышенной ионизации примыкает непосредственно к фотосфере, скорость на границе которой 2600 км/с и 2200 км/с на 71 и 100 день, соответственно, имеет угловой радиус -60°, позиционный угол 20°, угол между осью облака и лучом зрения 60°. Второе облако лежит высоко над фотосферой, выше уровня « 3900 км/с, имеет меньший радиус « 45°, позиционный угол <рг~ 100° и угол между осью облака и лучом зрения вг~ 50°. В период между 71 и 100 днем относительный вклад второго облака уменьшился втрое.

Не вызывает сомнений, что облака повышенной ионизации, расположенные.в дальней полусфере, порождаются двумя сгустками 58М1: облако 1 - низкоскоростным сгустком, а облако 2 -высокоскоростным сгустком. Модель двух облаков позволяет не только описать основные особенности профилей поляризации в На, но и объяснить дальнейший характер эволюции поляризации. Уменьшение роли второго облака в поляризации объясняется в данной модели падением вклада в оболочку энергии гамма-квантов от высокоскоростного сгустка 5БЩ, который расположен на периферии оболочки (67].

Прежде уже обращалось внимание на то, что позиционный угол плоскости поляризации на поздней стадии 110° перпендикулярен большой оси спекл-изображения 5Ы1987А, ориентированной вдоль РА « 20° [56], что истолковывалось как свидетельство

физической связи между явлением поляризации и асимметрии

39

спекл-изображения. В нашей модели асимметрия, порождающая поляризацию с позиционным углом РА = 110°, связана с существованием в оболочке низкоскоростного сгустка 56Ш с осью ориентированной вдоль РА = 20е. Это позволяет сделать вывод, что асимметрия оболочки, проявляющаяся в спекл-изображении порождается низкоскоростным сгустком Ш5В.

Таким образом, мы приходим к выводу, что все проявления асимметрии оболочки (асимметрия линий, поляризация и асимметрия спекл-изображения), наблюдаемые в 5И1987А, возможно обусловлены асимметричным распределением 5БШ в оболочке. 1591.

Интересно, что ни одна из осей двух никелевых сгустков не совпадает с ориентацией оси небулярного кольца вокруг 5Н1987А, ориентированной вдоль РА - 80±5° [69,70). Поскольку ось вращения предсверхновой скорее всего совпадает с осью небулярного кольца, то указанное несовпадение означает, что выброс сгустков 5ВМ1 произошел в направлении, не совпадающем с осью вращения. Впрочем, это довольно естественно, учитывая "униполярный" характер выброса 58Ш.

Существующие двумерные и трехмерные расчеты взрыва моделей БМ1987А показывают, что значительных нарушений сферичности в распределении 56?Ц не возникает при взрыве сферически-симметричной модели даже при высоком уровне начальных возмущений (см. напр. 1531. ). Это свидетельствует о том, что причина асимметрии распределения 56Н1 лежит в асимметрии синтеза и/или выброса продуктов взрывного синтеза и несомненно несет в себе отпечаток процессов, протекавших на самой ранней фазе выделения энергии, вызвавшей сброс оболочки сверхновой.

Выводы

На основе анализа оптического спектра БИП-Р/Ь БН1970С получены сведения о радиальном распределении водорода и металлов в оболочке. Из факта близости скоростей на внутренней границе водорода в БН1987А и БН1970С следует, что перемешивание при взрыве является общей особенностью Б1Ш. Обнаружен эффект самопоглощения в линиях дублета 1011 в 5Ш987А и предложена методика диагностики степени неоднородности распределения кислорода в оболочке по отношению интенсивностей оптически тостых линий дублета ЮН. Показано, что в БЫ1987А фактор заполнения кислорода *0.1. Обнаружена сильная неоднородность распределения СО в БИ1987А с фактором заполнения СО - 0.01.

Исследованы эффекты асимметрии оболочки БН1987А в линиях и в поляризации. Набвдательные проявления асимметрии обусловлены присутствием двух сгустков 56М1 в дальней полусфере. Получены параметры массы и скорости сгустков, а также ориентация их осей. Асимметрия спекл-иэображения 51И987А порождается наиболее массивным сгустком Б6Ш, который ответственен и за поляризацию на поздней стадии. Асимметрия распределения 56М1 обусловлена скорее всего асимметрией на начальной стадии взрыва, предшествующей синтезу 56Ш.

V. Свечение сверхновых, обусловленное взаимодействием

с плотным ветром На возможность проявления в оптическом излучении сверхновой типа II взаимодействия ее оболочки с ветром предсверхновой указывалось еще в работах 115,711. Обнаружение радиоизлучения от ряда БИП и интерпретация его в модели ударной волны в звездном ветре предсверхновой 1721 стимулировало новый интерес к возможным оптическим проявлениям взаимодействия оболочки с ветром как в оптических и УФ спектрах 173,741, так и в кривых блеска 1751. В ряде БМ1 были обнаружены непосредственные оптические признаки присутствия плотного ветра в виде узких бальмеровских линий (например, 5Ы1984Е (761) и в ИК диапазоне в виде избыточного излучения, приписываемого ИК эхо на пыли ветра (771. Ниже излагаются результаты обнаружения и исследования мощного избытка оптического излучения некоторых в На и в

интегральном свете, обусловленного ударным взаимодействием оболочек сверхновых с плотным ветром.

У.1. Обнаружение БЫИ с сильным избытком На излучения Успех однозониой радиоактивной модели в объяснении эволюции свечения БМП на стадии ^ > 100 дней (см. раздел III.2) сделал возможным постановку вопроса: в какой мере радиоактивный механизм универсален для остальных БЛП ? К моменту выполнения исследования мы располагали данными о поведении потока в На на поздней стадии лишь для шести 8Ш1. 0 трех из них, 5Н1987А, БЫ1970С и ЗЩЭбЭЬ уже говорилось в разделе II1.2. В отличие от них в трех других сверхновых, БНШЭС, БШЭвОК и БН1987Е, был обнаружен значительный избыток На светимости в сравнении с моделью радиоактивного распада

чг

[271, причем во всех трех случаях избыток проявился на различной стадии. Поскольку величина избытка составляла порядок величины, то в этом случае речь должна была идти о некоем мощном механизме энерговыделения, существенно превосходящем мощность радиоактивного источника.

Анализируя в совокупности все отличительные признаки этих сверхновых, я пришел к выводу, что их мощное избыточное излучение в На обусловлено ударным взаимодействием оболочки сверхновой с плотным ветром [271. Первое свидетельство этого в случае SN1980K было найдено за два года до этого 122]. В этой сверхновой эффект ударного взаимодействия наиболее слабый: он проявился лишь через два года после вспышки. В двух остальных сверхновых, SN1979C и SN1987F, мощный избыток На стал заметным через 300 и 150 дней, соответственно. Светимость SN1987F в На на 150 день составила - 1.5,1041эрг/с, - рекордную величину для SNII. Особенно мощный избыток На излучения в последних двух случаях объясняется более плотным ветром вокруг этих сверхновых. Корреляция мощности излучения На в механизме ударного взаимодействия с плотностью ветра хорошо соблюдается в случае SN1980K и SN1979C, для которых имеется независимая оценка плотности ветра по радиоизлучению. Представление о плотности ветра вокруг SN1987F дает сопоставление ее светимости в На со сверхновой SN1979C, для которой параметр плотности ветра v = ft/uw « 8-Ю15 г/см известен f^8] по радиоданным. Это дает для SN1987F v « 1017 г/см [271, что соответствует темпу потери массы А - 10~3 Ио/год при скорости истечения 10 км/с. Заметим, что предельная величина темпа потери массы для красных сверхгигантов большой светимости оценивается в 10~4 Мо/год [791. Повидимому, в случаях, подобных SN1987F, мы имеем дело с необычно высоким темпом

потери массы, который связан с физическими процессами, протекающими в предсверхновой незадолго до ее взрыва.

Взаимодействие оболочки сверхновой с плотным ветром приводит к специфической структуре внешних слоев оболочки. Напомним, что область взаимодействия оболочки с ветром заключена между двумя ударными волнами: внешней, распространяющейся в ветре, и внутренней, распространяющейся вглубь оболочки (в лагранжевой системе координат) [72,801. В случае достаточно плотного ветра (v > 101е г/см) внутренняя ударная волна в течение длительного времени (порядка 1-2 лет) может оставаться изотермической, с температурой * 104 К; внешняя ударная волна практически всегда является адиабатической, кроме начальной фазы 50-100 дней, на которой существенно комптоновское охлаждение газа оптическим излучением сверхновой. Моделирование профиля SN1987F [811 показывает, что он лучше всего соответствует излучению тонкой оболочки с нулевым радиальным градиентом скорости, которая должна возникать именно в случае изотермической внутренней ударной волны. Плотность в такой изотермической оболочке велика. Например, в случае SN1987F на 150 день концентрация частиц в изотермической оболочке может достигать

"i * puvl/kTi * 1013 см_3- (5Л)

Высокая плотность изотермической оболочки и порождает повидимому спектральные особенности SN1987F, в частности, отсутствие запрещенного дублета [Calll 7300 А при достаточно интенсивном ИК триплете Call 8600 А.

Отличительная особенность спектров сверхновых с очень сильным избытком На излучения - отсутствие абсорбционного компонента в На 1271. Этот факт является непосредственным следствием возрастания функции источников в линии наружу из-за

сильного нагрева внешних слоев внутренней ударной волной и/или в результате поглощения рентгеновского излучения от внешней ударной волны. Эти соображения дают основание для предположения, что у всех БИП, показывающих подобную струткуру профиля, свечение На обусловлено ударным взаимодействием оболочки сверхновой с плотным ветром. В частности, к таким сверхновых были отнесены ЗЫ19881 и 51119882 [271. Недавно и в БН19882 обнаружен мощный переменный избыток На в сравнении с радиоактивной моделью, который не оставляет сомнений в наличии ударного взаимодействия оболочки с очень плотным ветром (Данцигер, 1992; частное сообщение).

Таким образом, мы располагаем очень простым и надежным признаком ударного взаимодействия оболочки сверхновой с плотным ветром: отсутствие абсорбционного компонента в На при наличии достаточно мощного излучения в этой линии. Именно от таких ЗИП следует ожидать наиболее мощного радиоизлучения, генерируемого в области ударной волны. Предварительные результаты измерения потока радиоизлучения от БИ19882 свидетельствуют о том, что радиосветимость этой сверхновой повидимому является рекордной среди известных БИН.

Интересно, что в случае сверхновой типа П-Ь БМ1980К, характеризующейся низкой плотностью ветра, поведение На светимости в течение первого . года после вспышки удовлетворительно описывается моделью радиоактивного распада с параметрами Е = 1051 эрг, «т= 0.075МО и М = 5Мо [271. Полученная величина массы представляется неожиданно высокой, если учесть, что диффузионная оценка массы по кривой блеска вблизи максимума приводит в лучшем случае к величине * 2Мо [821. Возможно, что кривая блеска вблизи максимума приобретает более остроконечную форму из-за влияния ветра [831, что

приводит к фиктивному уменьшению диффузионной оценки массы по кривой блеска SNII-L.

V.2. Признаки ударного взаимодействия оболочек сверхновых с ветром в кривых блеска

Сверхновая типа II, SN1987F, с мощнейшим На излучением на стадии t > 100 дней имеет необычную кривую блеска, характерной особенностью которой является чрезвычайно медленное падение светимости: за 300 дней после ее обнаружения блеск упал всего лишь на 2 зв. вел. 1841. Естественным следствием этого является относительно высокая светимость этой сверхновой на поздней стадии в сравнении с нормальными SNII. Сочетание этого обстоятельства с рекордно высокой светимостью в На указывает на возможность, что не только На, но и все оптическое излучение этой сверхновой явялется продуктом ударного взаимодействия оболочки сверхновой с ветром 127].

Детальное исследование энергетики свечения сверхновых в интегральном излучении за счет энергии ударного взаимодействия с плотным ветром дано в работе {821. В модели болометрической кривой блеска использовалось автомодельное решение Надежина -Шевалье 172,801, описывающее расширение оболочки сверхновой со степенным распределением плотности в звездном ветре. Оптическое излучение сверхновой в нашей модели является результатом переработки рентгеновского излучения внешней и внутренней ударной волны на веществе оболочки. В том случае, когда внутренняя ударная волна явялется изотермической вся внутренняя энергия перерабатывается в оптику. Модель описывается массой оболочки сверхновой М, ее кинетической энергией Е, параметром плотности ветра V, и показателем степени к в рапределении плотности оболочки сверхновой (р «

v~k). Рассчитанные болометрические кривые блеска относятся к периоду t > 50 дней, поскольку на ранней стадии существенную роль играет комптоновское охлаждение горячих электронов оптическим излучением самой сверхновой. Кривые блеска наиболее чувствительны к плотности ветра v и в меньшей степени чувствительны к остальным параметрам. По этой причине для моделирования болометрической кривой блеска использовалась стандартная оболочка сверхновой с параметрами £ = 1051 эрг, М = 4 Но и к = 7. Более массивная оболочка исключается из-за низкой скорости ударной волны в этом случае в сравнении с наблюдениями.

В период выполнения работы [85] была опубликована кривая блеска аномальной SNII SN1988Z [86], удивительно похожая на кривую блеска SN1987F. Сравнение модельных расчетов с наблюдениями показало, что кривые блеска SN1987F и SN1988Z в интервале 100-600 дней хорошо описываются моделью ударной волны в ветре с параметром плотности v = 2-Ю17 г/см, практически совпадающем с оценкой , полученной ранее из анализа На [271. Следует, однако, иметь в виду, что параметр v может оказаться все-же несколько ниже, поскольку ветер скорее всего имеет клочковатую структуру. В этом случае эффективность преобразования кинетической энергии ударной волны в излучение должна быть выше. В пределе, когда эффективность близка к 100 7. болометрическая светимость области ударного взаимодействия оболочки с ветром составит

L = . (5.2)

В случае SN1987F на 150 день L * 4*1042 эрг/с и 6000 км/с, что приводит согласно (5.2) к минимальной величине v - 4-Ю18 г/см. Таким образом, в случае SN1987F и SN1988Z параметр плотности ветра заключен в пределах (0.4-2)'101Т г/см и скорее

всего близок к 1017 г/см.

Особый интерес представляют сверхновые SN1979C и SN1980K, для которых имеются независимые оценки плотности ветра, полученные из анализа их радиоизлучения. Расчеты 1871 показывают, что в случае SN1979C кривая блеска, известная к сожалению лишь на стадии t < 300 дней, не противоречит модельной при параметре плотности v = 8-Ю15 г/см, найденном по радиоданным [781. Для SN1980K модельная кривая блеска с параметром плотности ветра v = 2-Ю15 г/см из (781 описывает поведение болометрической светимости в интервале 2-9 лет 187].

Существенной особенностью SNII, испытывающих ударное взаимодействие оболочки с плотным ветром, должно быть мощное рентгеновское излучение, которое пока было обнаружено лишь в сверхновой с умеренным ветром, SN1980K, при величине рентгеновской светимости £ <* 1039 эрг/с вблизи максимума блеска. Для таких SNII как SN1987F и SN1988Z мощность жесткого рентгеновского излучения с температурой - 50 кэВ может составить * 3-Ю42 эрг/с на стадии "100 дней 1781 и во много раз превысить рентгеновскую светимость родительской галактики. Обнаружение таких рентгеновских сверхновых - актуальнейшая проблема. К сожалению такие события редкие и поэтому довольно далекие. В работе 184] оценивается вклад рентгеновского излучения сверхновых типа II, взаимодействующих с ветром, в диффузный фон в диапазоне 3-100 кэВ. При относительной плотности барионного вещества i^- 0.1 при HQ= 75 км/с Мпк"1 вклад SNII в диффузный рентгеновский фон близок к 5 '/. .

V.3. Вклад светового эха в кривую блеска От SN1979C и SN1980K, обнаруживающих признаки плотного ветра, наблюдалось мощное ИК излучение, которое было объяснено

в модели ИК эха на пыли ветра 177]. Очевидно, что если это так, то заметная доля оптического излучения сверхновой будет испытывать рассеяние на той же пыли, приводя к появлению дополнительного оптического излучения от сверхновой на поздней стадии. Аналогом такого явления, но гораздо более слабым, может служить световое эхо от SN1987A на межзвездной пыли.

Вклад оптического эха на пыли ветра в кривую блеска SN1980K и SN1979C был вычислен в [87] при различных предположениях о свойствах пыли. Радиус испарения и оптическая толща распределения пыли в ветре взяты таким же, как и в модели ИК эхо [77]. Основной результат моделирования состоит в том, что оптическое эхо на пыли в принципе может вносить заметный вклад в кривую блеска SNII, в частности, SN1979C, на стадии i > 150 дней. Интересно, что модель оптического и ИК эха можно использовать для того, чтобы по наблюдаемым потокам в ИК и оптике получить ограничения на свойства пыли. В частности, в случае SN1979C пыль с малым фактором анизотропии рассеяния <ц> £ 2/3 не может иметь высокого альбедо, А < 0.35, тогда как пыль с высоким альбедо, А ~ 0.9 (силикатная пыль) должна иметь высокий уровень анизотропии рассеяния, <ц> г 0.95. В случае SN1980K плотность ветра мала и. эффект оптического эха оказывается несущественным.

В случае SN1987F световое эхо не может вносить заметного вкада, поскольку гораздо' более существенным должно быть ослабление потока из-за поглощения, которое, однако, не. наблюдалось. Возникает вопрос о причине отсутствия поглощения на пыли в столь плотном ветре, который характерен в случае SN1987F (v ^ 1017 г/см). Ответ, вероятно, состоит в том, что высокий темп потери массы для подобных предсверхновых имеет место лишь в течение относительно короткой фазы

непосредственно перед вспышкой сверхновой, так что плотный ветер оказывается внутри зоны испарения пыли (Яеу - 3-101Т см). Если это так, то предсверхновая 51)1987? начала терять вещество с темпом « 10~3 Мо/год при скорости истечения «10 км/с не ранее чем за 104 лет до вспышки. Впрочем, это очевидно и из соображений сохранения массы: при массе потерянного вещества з 10 Мо время потери не превышает 104 лет.

Выводы

Обнаружен подклас сверхновых типа II, обладающих огромным избытком светимости в На, а в некоторых случаях и в интегральном свете на стадии I г 100 дней по сравнению с нормальными ЗИП. Свечение указанных сверхновых обусловлено энергией ударного взаимодействия оболочки сверхновой с плотным ветром предсверхновой. В 5(11987Г и БМ1988г параметр плотности ветра достигает огромной величины, V « ю17 г/си*. Ему соответствует темп потери массы красного сверхгиганта (ин« 10 км/с) Й « 10~3 Мо/год. Для некоторых БНП (например, БН1979С) световое эхо от пыли ветра может вносить заметный вклад в оптическую кривую блеска.

VI. Сверхновые типа lb

В середине 60-х стало ясно, что среди сверхновых типа I попадаются необычные сверхновые (SN1962L, SN1964L), в спектре которых отсутствует абсорбция 6150 А [881, которая позднее была отождествлена с дублетом Sill 6347, 6371 189,901. Эти сверхновые получили название пекулярных типа I (или SNIp), а затем в 1985 году были выделены в отдельный класс SNIb, в противовес нормальным SNI, получившими теперь наименование SNIa 1911. С учетом пониженной светимости SNIb частоты вспышек. SNIb и SNIa оказываются сопоставимы [921.

В 1985 году Филиппенко и Саржент (931 обнаружили необычную сверхновую SN1985F, характерной особенностью которой была мощная эмиссия (011 6300, 6364 А. Основываясь на том, что в SNIp масса вещества, подвергшегося полному термоядерному выгоранию мала в сравнении с SNIa, я предположил, что SN1985F в действительности является сверхновой SNIp (или SNIb) впервые наблюдавшейся на поздней стадии [941 (см. также [951). Впоследствии на поздней фазе наблюдалось еще несколько SNIb, полностью подтвердившие достаточно однородную картину спектра, характеризующегося мощной эмиссией 1011.

Вопрос о массе SNIb до сих пор остается довольно проблематичным. В работе [941 на основе аналитической теории рассчитаны болометрические кривые блеска SNIa и SNIb. Основной вывод состоит в том, что оптическая толща оболочки SNIb существенно (в а2.6 раза) больше, чем SNIa. Если энергии взрыва этих сверхновых близки, то это означает, что масса оболочки SNIb приблизительно в 1.5 раза больше по сравнению с SNIa, т.е. близка к 2+2.5 Но. Аналогичная оценка получена позднее другими авторами [961. Не так давно высказано мнение, что масса оболочки заметно выше, * 10 Мо [971. Этот вывод

основан лишь на анализе очень поздней фазы кривой блеска. Компромисс между столь крайними оценками массы может быть найден при допущении, что оболочка БШЬ является сильно неоднородной, вследствие чего диффузионное время при большой величине массы оказывается относительно коротким.

Масса кислорода в оболочке БШЬ может быть измерена с использованием данных спектрофотометрии БН19841 на стадии около двух месяцев. В этом спектре присутствуют одновременно авроральная и небулярная линии 1011, которые могут быть использованы для получения оценки электронной температуры и, в конечном счете массы кислорода 1981. Использование данной методики к 5(Ш84[. приводит к величине массы кислорода М^* 0.8 Мо 1991.

Близость величины массы кислорода в БШЬ к массе кислорода в предсверхновых типа П-Р с начальными массами 15-20 Мо (например, 5М1987А), наталкивает на мысль, что БШЬ это практически те же сверхновые П-Р, но лишенные своей водородной оболочки. Потеря водородной оболочки предсверхновыми ЕШЬ может быть обусловлена их тесной двойственностью [96,991. Однако, здесь же возникает проблема массы 561И: его масса в БШЬ близка к 0.15 Мо [941, т.е. в два раза выше чем в БИП-Р, что противоречит общности прародителей сверхновых 1Ь и П-Р. Один из путей разгадки парадокса заключается в том, что более быстрое вращение предсверхновых 1Ь, обусловленное их тесной двойственностью, приводит к несколько иным характеристикам их ядер (скорость вращения, масса кремниевой мантии, масса железного ядра). Возможно, что отличительные особенности ядер предсверхновых БМЬ, благоприятствуют выбросу большего количества 561*Ц в сравнении с относительно медленно вращающимися ядрами Б1Ш-Р [991.

Тесная двойственность предсверхновых 1Ь может проявиться и еще одним интересным образом, а имеено, через сброс водородной оболочки компаньона при взрыве сверхновой. Исследование вопроса о распределении сброшенного водорода в достаточно тесных системах с радиусом компонента близким к радиусу полости Роша привело к неожиданному выводу 1100}. Оказывается, практически весь сброшенный со спутника водород (порядка десятой солнечной массы) должен иметь низкие скорости (=4000 км/с) и поэтому будет "погребен" во внутренних частях оболочки сверхновой. Этот результат подтвержден недавно двумерными расчетами (101). Причина описанного эффекта состоит в том, что плотность вещества звездной атмосферы, р„, заметно выше плотности расширяющейся оболочки сверхновой, ррп, и, следовательно, скорость ударной волны, УзЬ, распрстраняющейся вглубь звезды, будет заметно ниже скорости расширения оболочки сверхновой: - ^(р^/р,)1/2. Указанная специфика

распределения водорода приведет к тому, что в спектре БШЬ на поздней стадии появится узкая линия На. Такая линия не наблюдалась пока ни в одной БШЬ, что говорит об относительной редкости очень тесных двойных систем среди БШЬ. С другой стороны, отмеченная выше особенность распределения водорода второго компонента, сброшенного при взрыве, свидетельствует о том, что тот водород, который наблюдается во внешних слоях оболочек некоторых БШЬ (5Н1987К, 5М1987М, см. (911) не может быть водородом, сброшенным со второго компонента, и несомненно является остатком практически полностью потерянной водородной оболочки предсверхновой.

Выводы

Сверхновые типа 1Ь имеют существенно более непрозрачную

5Ь

для гамма-квантов оболочку по сравнению со сверхновыми 1а, что указывает на более высокую массу БИН). Масса кислорода в оболочках этих сверхновых порядка 1 Но и это делает вероятным их общее со сверхновыми II-Р. Отсутствие водородной оболочки у. сверхновых 1Ь связано, повидимому, с их двойственностью. Более высокая масса 56Ш в БШЬ по сравнению с БШа может в этом случае быть результатом более быстрого вращения ядер предсверхновых 1Ь. В тех случаях, когда взрыв 5ШЬ происходит в очень тесной системе с нормальным компонентом следует ожидать присутствия узкой линии На в спектре на поздней стадии.

Заключение

Оболочки сверхновых обладают рядом необычных свойств, затрудняющих использование традиционных методов диагностики. Здесь мы имеем дело с эффектами частичного перераспределения по частотам при резонансном рассеянии ¿а излучения, доминирующей ролью нетепловой ионизации и возбуждения радиоактивными источниками, неожиданными для астрофизики элементарными процессами (пеннинговская ионизация). Анализ ряда особенностей спектров немыслим без учета клочковатой структуры и асимметрии в распределении химических элементов и молекул. Неудивительно, что на данном этапе исследования физики оболочек сверхновых сравнительно простые модели, учитывающие наиболее существенные процессы и морфологические особенности, имеют зачастую преимущество перед сложными моделями, построенными в духе классических звездных моделей атмосфер.

Исследование физических условий и морфологии оболочек сверхнновых типа II и 1Ь позволило установить ряд новых

фактов, тесно связанных с финальной стадией эволюции массивных звезд, а также с физикой процессов взрыва и сброса оболочки сверхновой. В частности, мы теперь знаем, что некоторые ЭМИ по непонятным причинам весьма интенсивно теряют массу перед взрывом с темпом -10"3Мо/год. Природа этого явления, как и того факта, что для различных БИП темп потери массы, предсверхновой может отличаться на два порядка, остается пока загадкой. Несомненно, эта проблема заслуживает дальнейшего изучения с использованием техники наблюдений в различных диапазонах от радио до рентгеновского.

Обнаружение высокоскоростного сгустка 56Ш в БН1Э87А со скоростью «6000 км/с заставляет критически взглянуть на существующие газодинамические модели взрыва БЯП, поскольку такого рода структуры не возникают в современных моделях взрыва сверхновой. Очевидно, что здесь мы сталкиваемся с важными особенностями процессов начальной стадии развития взрыва, предшествующей синтезу 56Ш. Нет необходимости говорить о том, что исследование эффектов асимметрии в БИП становится актуальнейшей наблюдательной и теоретической проблемой физики сверхновых.

Одной из интригующих проблем физики сверхновых остается происхождение БН1Ь и, в частности, вопрос о массе их оболочек и массе основных составляющих, кислорода и гелия. Ответ на этот вопрос важен для выбора между двумя гипотезами о природе этих сверхновых: ядра массивных НЯ звезд или обычные БИП, лишенные водородной оболочки. В контексте гипотезы двойственности БШЬ актуальной является задача поиска узкой эмиссии На в поздних спектрах 5ШЬ. Ее обнаружение стало бы непосредственным указанием на определяющую роль двойственности в происхождении БЩЬ.

Список работ Н.Н.Чугая, включенных в доклад

1. В. И. Проник, К. К.Чуваев, Н.Н.Чугай. // Спектры сверхновой II типа 1970G в М101. Астрон. Ж., 1976, Т.53, С.1182-1188.

2. Н.Н.Чугай. // Томсоновское рассеяние в оболочках сверхновых звезд и профили эмиссионных линий. Письма в АЖ. 1977, Т. 36 С. 448-451.

3. Н.Н.Чугай. // 0 возможном присутствии линий Fell и

MgU 4571 А в спектрах сверхновых II типа на поздней стадии после максимума блеска. АЦ, 1980, N 1105, Г. 1-3.

4. Н.Н.Чугай. // Рассеяние La квантов в расширяющихся

оболочках с большой оптической толщей. Письма в АЖ, 1980, Т. 6, С. 166-170.

5. Н.Н.Чугай. // Профили линий и модель оболочки

сверхновой II типа 1970G. Астрон. К., 1982, Т. 59, С. 1134-1145.

6. Н.Н.Чугай. // Масса сброшенной оболочи сверхновой типа

II ST1979C. Письма в АЖ, 1985, Т.И, С.357-361.

7. Б.А.Сандлер, Н.Н.Чугай. // Относительное число пекулярных сверхновых типа I. АЦ, 1986, N 1440, С.1-3.

8. Н.Н.Чугай. // Чем пекулярные сверхновые типа I

отличаются от нормальных ? Письма в АЖ, 1986, Т. 12, С. 461-467.

9. Н.Н.Чугай. // Запрещенные линии [ОН в спектре

сверхновой типа lb SN1984L на ранней стадии и масса кислорода. АЦ, 1986, N 1469, С.3-4.

10. Н.Н.Чугай. // Возможная двойственность пекулярных сверхновых I типа: является ли спутник красным сверхгигантом? Астрон. Ж., 1986, Т.63, С.951-957.

11. Н.Н.Чугай. // Радиоактивный механизм свечения сверхновых типа II на поздней стадии и ионизация водорода. Письма в АЖ, 1987, Т. 13, С. 674-679.

12. С.И.Блинников, Т.И.Лозинская, Н.Н.Чугай. // Сверхновые звезды и остатки вспышек сверхновых. Итоги науки и техники. Серия Астрономия. 1987, Т.32., С.142-200.

13. Н.Н.Чугай. // Рассеяние La квантов в бесконечной расширяющейся среде при наличии поглощения в -континууме. Астрофизика, 1987, Т.26, С.89-96.

14. Н.Н.Чугай. // Рассеяние La квантов в расширяющейся среде очень большой оптической толщи. Научные информации, 1988, N 65, С. 136-144.

15. Н.Н.Чугай. // La излучение и ионизация Call в оболочках сверхновых типа II на поздней стадии. Астрофизика, 1988, Т. 29, С. 74-82.

16. Н.Н.Чугай. // L-alpha radiation and Call ionization

at late times. Atmospheric diagnostics of stellar evolution. Ed. K. Nomoto, Springer, Berlin, 1988, P.415-416.

17. Н.Н.Чугай. // Самопоглощение в запрещенных линиях 1011 в сверхновых типа II ? АЦ, 1988, N 1525, С. 15-16.

18. С.В.Репин, В.С.Стрельницкий, Н.Н.Чугай. // Молекулы СО в SN1987A. АЦ, 1988, N 1532, С. 23-24.

19. Н.Н.Чугай. // Late-time emission In type II Supernovae powered by the radioacive decay 56N1-58Co-S6Fe. Astrophys. Sp. Sei., 1988, V.146, P.375-388.

20. Н.Н.Чугай. // Гамма-излучение, линия Hß и модели сверхновой 1987А. Письма в АЯ, 1988, Т.14, С.1079-1085.

11. Н.Н.Чугай // СН1987А: природа фиолетового смещения эмиссии На. Письма в АЯ, Т. 14, С. 787-792.

12. Н.Н.Чугай. // Жесткое рентгеновское и гамма-излучение

сверхговой 1987А в мае-июле 1987 года. АЦ, 1989, N 1539, С.9-10.

23. Н.Н.Чугай. // SN1987A: Диагностика по линии гелия 2.058 мкм. Астрон. Ж., 1990, Т.67, С. 184-187.

24. Н.Н.Чугай. // Источник свечения сверхновых типа II на

поздней стадии: радиоактивность или ударный нагрев ? Письма в АЖ, 1990, Т.16, С.1066-1077.

25. Н.Н.Чугай. // Асимметрия оболочки сверхновой 1987А. Астрон. Ж., 1991, Т.68, С. 349-361.26. Н.Н.Чугай. // Pre-discovery hard Х- and gamma-ray

luminosity of SN1987A from optical spectra. Supernovae. Ed. S.E.Woosley, Springer, New York, 1991, P.286-290.

27. H. H.Чугай. // "Струйный" выброс 56Ni в сверхновой 1987А. Письма в АЖ, 1991, Т. 17, С. 942-952.

28. Н.Н.Чугай. // A source of the late time luminosity of

SNII: Radioactivity and ejecta-wind interaction. SN1987A and other supernovae. Ed. I.J.Danziger, ESO, Garching, 1991, P.419-421.

29. Н.Н.Чугай. // Длительность стадии плато сверхновых типа II. Письма в АЖ, 1991, Т.17, С.495-500.

30. Н.Н.Чугай. // Evidence for energizing of Ha emission

in type II supernovae by ejecta-wind interaction. Mon. Not. R. astr. Soc., 1991, V.250, P.513-518.

31. H.H.Чугай. // Признаки сверхветра в кривых блеска сверхновых типа II. Астрон. Ж., 1992, Т.69, С.125-137.

32. Н.Н.Чугай. // Сверхновые типа II, сверхветер и жесткий рентгеновский диффузный фон. Астрон. Ж., 1992, Т.69, С.326-332.

33. Н.Н.Чугай. // Высокоскоростной сгусток S6Ni в оболочке SN1987A и ранний выход гамма-излучения

i>Ъ

Письма в АЖ, 1992, Т. 18, С. 119-127.

34. Н.Н.Чугай. // Поляризация излучения SM1987A -результат асимметрии выброса S6Ni. Письма в АЖ, 1992, Т. 18, С. 421-430.

35. Н.Н.Чугай. // Дублет [01] и клочковатость распределения кислорода в сверхновых типа II. Письма в АЖ, 1992, Т. 18, С. 598-604.

36. А.В.Тутуков, H.H.Чугай. // Природа сверхновых типа Ib. Письма в АЖ, 1992. Т. 18, С. 605-613.

Цитированная литература

1. В.В.Соболев. //Движущиеся оболочки звезд. 1947, Изд. ЛГУ, Л

2. В.В.Соболев. // Астрон. Ж., 1956, Т.34, С.694.

3. H.H.Чугай. // Письма в А», 1980, Т.6, С. 166.

4. С.И.Грачев. // Вестник ЛГУ, 1978, N 1, С. 129.

5. В.В.Иванов. // Перенос излучения в спектрах небесных тел.

1969, Изд. Наука, М., 457 С.

6. H.H.Чугай. // Научные информации, 1988, N 65, С.136.

7. H.H. Чугай // Астрофизика, 1987, Т.26, С.89.

8. H.H.Чугай // Астрофизика, 1988, Т.26, С.74.

9. J.R.Hurrington. //Mon. Not. R. astr. Soc., 1973, V.162,

P. 43.

10. Д. А. Варшалович, Р.А.Сюняев. //. Астрофизика, 1968, T. 4,

С. 357.

И. Д.Михалас. // Звездные атмосферы, Часть 2. 1982, Изд. Мир, М., 209 С.

12. S.Johansson, C.Jordan. // Mon. Not. R. astr. Soc., i984, V.210, P.239.

13. Н.Н.Чугай. // Atmospheric Diagnostics of Stellar Evolution. Ed. K.Nomoto, 1988, Springer, Berlin, 415 P.

14. А.А.Андронова. // Астрофизика, 1991, Т.34, С.51.

15. Э.К.Грасберг, B.C.Имшенник, Д.К.Надежин. // Astrophys. Sp.

Sei., 1971, V.10, P.28.

16. И.Ю.Литвинова, Д.К.Надежин. // Письма в АЖ, 1985, Т. 11, С.351.

17. И. С. Шкловский. // Астрон. Ж., 1975, Т. 52, С. 911.

18. В.С.Имшенник, Д.К.Надежин. // Итоги науки и техники. Серия

Астрономия, 1982, Т. 21. С. 63.

19. С.И.Блинников, Т.А.Лозинская, Н.Н.Чугай. // Итоги науки и

техники. Серия Астрономия, 1987, Т.32, С.

20. Н.Н.Чугай. // Письма в АЖ, 1987, Т. 13, С.674.

21. R. P.Kirshner, J.Kwan. // Astrophys. J., 1975, V.197, P.415.

22. Н.Н.Чугай. // Astrophys. Sp. Sei., 1988, V.146, P.375.

23. J.H.Elias, B.Gregory, M.M.Phillips et al. // Astrophys, J.

Letters, 1988, V.331, L9.

24. S.M.Matz, G. H.Share, M.D.Leising et al. // Nature, 1988,

V.331, P.416.

25. P.Hhitelock, R.Catchpole, M.Feast. J J Supernovae. Ed. S.E.Woosley, Springer, New York, 1991, 15P.

26. N.B.Suntzeff, P.Bouchet. // Supernovae. Ed. S.E.Woosley,

Springer, New York, 1991, 8P.

27. Н.Н.Чугай. // Письма в АЖ, 1990, Т. 16, С. 1066.

28. Y.Xu, R.McCray. // Supernovae. Ed. S.E.Woosley, Springer,

New York, 1991, 444P.

29. J.R.Graham. // Astrophys. J. Letters, 1988, V.335, P.53.

30. Р.А.Сюняев, А.С.Каниовский, В.В.Ефремов и др. // Письма в

АЖ. 1987, Т.13, С.1027.

бо

31. Т.Dotani, К.Hayshida, Н.Inoue et al. // Nature, 1987, V.330, P. 230.

32. Н.Н.Чугай. // АЦ, 1989, N 1539, С. 9.

33. Б.М.Смирнов. // Ионы и высоковозбужденные атомы в плазме.

Атомиздат, М., 1974, 396 С.

34. Н.Н.Чугай. // Письма в АЖ, 1988, Т. 14, С. 1079.

35. Н.Н.Чугай. // Supernovae. Ed. S.E.Woosley, Springer, New

York. 1991, 286 P.

36. С.А.Гребенев, Р.А.Сюняев. // Препринт ИКИ, 1989, N 1560.

37. S.Kumagai, T.Shigeyama, K.Nomoto et al. // Astrophys. J.,

1989, V.345, P.412.

38. P.Höflich. // Proc. astr. Soc. Australia, 1988, V.7, P.434.

39. R.Chevalier. // Supernovae. Ed. D.N.Schramm, Reidel, Dordrecht, 1977, 53 P.

40. В.И.Проник, К.К.Чуваев, Н.Н.Чугай. // Астрон. I., 1976,

Т. 53, С. 1182.

41. Н.Н.Чугай. // Астрон. Ж., 1982, Т.59, С. 1134.

42. Н.Н.Чугай. // АЦ, 1980, N1105, СЛ.

43. Н.Н.Чугай. // Астрон. 1., 1991, Т.68, С.349.

44. T.Shigeyama, K.Nomoto. // Astrophys. J., 1990, V.360,

Р.242.

45. R.M.Catchpole, Р.A.Whitelock, M.W.Feast et al. // Mon. Not. R. astr. Soc., 1988, V.231, 75P.

46. Н.Н.Чугай. // АЦ, 1988, N 1525, С. 15.

47. Н.Н.Чугай. // Письма в АЖ, 1992, Т. 18, С.598.

48. Н.Н.Чугай. // Письма в А Ж, 1977, Т.З, С. 448.

49. L.H.Auer, D.van Blerkom. // Astrophys. J., 1972, V.178,

Р.175.

50. S.E.Woosley, P.A.Pinto. // Proc. astr. Soc. Australia,

1988, V. 7, P.355.

51. F.K.Thielemann, M.Hashimoto, K.Nomoto. // Astrophys. J.,

1990, V.348, P.222.

52. R. A.Stathakis, M. A.Dopita, R.D.Cannon, E.M.Sadler. // Supernovae. Ed. S.E.Woosley. Springer, Hew York, 1991, 95P.

53. E.Muller, B.Fryxell, D.Arnett. // Preprint of Max-Plank

Inst. Physik und Astrophysik. MPA, 1991, N 586.

54. С.В.Репин, B.C.Стрельницкий, Н.Н.Чугай. // АЦ, 1988, N 1532, С.23.

55. М.Cropper, J.Bailey, J.Mc Cowage et al. // Mon. Not. R.

astr. Soc., 1988, V.231, P.695.

56. C.Papalloiios, M.Karovska, L.Koechlin et al. // Nature,

1989, V.338, P.565.

57. R.W.Hanuschik, J.Dachs. // Astron. Astrophys., 1987, V.182, L29.

58. P.J.Mc Gregor. // Proc. astr. Soc. Australia, 1988, V.7,

P.450.

59. Н.Н.Чугай. // Письма в АЖ, 1991, Т. 17, С.942.

60. Н.Н.Чугай. // Астрон. Ж., 1990, Т.67, С. 184.

61. M.K.Haas, S.W.J.Colgan, E.F.Erickson et al. // Astrophys.

J., 1990, V 360, P.257.

62. Н.Н.Чугай. // Письма в АЖ, 1992, Т. 18, С. 119.

63. D.M.Terndrup, J.H.Ellis, B.Gregory et al. // Proc. astr.

Soc, Australia, 1988, V.7, P.412.

64. J.Spyromilic, W.P.S.Heikle, D.A.Allen. // Mon. Not. R. astr. Soc., 1990, V.242, P.669.

65. L.B.Lucy, I.J.Danziger, C.Gouiffes, P.Bouchet. // Supernovae. Ed. S.E.Woosley, Springer, New York, 1991,

82 P.

¿г

66. D.J.Jeffery. // Astrophys. J., 1991, V.375, P.264.

67. Н.Н.Чугай. // Письма в АЖ, 1992, Т. 18, С.421.

68. D.J. Jeffery. //Astrophys. J. Suppl. Ser., 1991, V. П,

P. 405.

69. E.J.Wampler, L.Hang, D.Baade et al. // Astrophys. J. Lett., 1990, V.362, L13.

70. P.Jakobsen, R.Albrecht, C.Barbieri et al. // Astrophys. J.

Lett., 1991, V.369, L.63.

71. A.Renzini. // Men. Soc. astr. It., 1978, V.49, P.389.

72. R.Chevalier. //Astrophys. J., 1982, V.259, P.302.

73. C.Fransson. // Astron. Astrophys. 1984, V.133, P.264.

74. R.Chevalier, C.Fransson. // Supernovae as Distance Indicators. Ed. N.Bartel, Springer, Berlin, 1985, 123 P.

75. Э.К.Грасберг, Д.К.Надеяин. // Астрон. Ж., 1987, Т.64,

С. 1199.

76. М.Dopita, R.Evans, M.Cohen, R.D.Schwartz. // Astrophys. J.

Lett., 1984, V.287, L69.

77. E.Dvek. // Astrophys. J., 1983, V.274, P. 175.

78. P.Lundqvist, C.Fransson. // Astron. Astrophys., 1988, V.192, P.221.

79. C.De Jager, H.NieuwenhuJzen. // Atmospheric Diagnostics of

of Stellar Evolution. Ed. K.Nomoto, 1988, Springer, Berlin, 102 P.

80. Д.К.Надежин. //Astrophys. Sp. Sei., 1985, V.112. P.225.

81. Н.Н.Чугай. // Mon. Not. R. astr. Soc., 1991, V.250, P.513.

82. Н.Н.Чугай. // Письма в АЖ, 1985, Т. 11, С.357.

83. 0.С.Бартунов, С.И.Блинников. // Письма в АЖ, 1992, Т. 18,

С. 104.

84. А.V.Filippenko. // Astron. J., 1989, V.97, P.726.

85. Н.Н.Чугай. // Астрон. Ж., 1992, Т.69, С.125.

бг

86. R.A.Stathakls, E.M.Sadler. // Мои. Not. R. astr. Soc. , 1991, V.250, P.786.

87. р?Н.Чугай. //Астрон. I., 1992, Т.69, С.326.

88. F.Bertola, A.Mammano, M.Perlnoto. // Contr. Asiago Obs., I .r^?65, V.174, P.51.

89. Ю.П.Псковский. // Астрон. I., 1968, Т.45, С.945. £0.8ф1(Р.Иустель. //Астрон. I., 1971, Т.48, С.665.

91. J.H.Ellas, К.Mattheews, G.Neugebauer, S.E.Persson. //

Astrophys. J., 1985, V.296, P.379.

92. Б. А. Сандлер, Н.Н.Чугай. // АЦ, 1986, N 1440, С.1.

93. A^V.Fllippenko, H.Sargent. // Nature, 1985, V.316, P.407. §4ЯЙ&,Н.Чугай. // Письма в АЖ, 1986, Т.12, С.401. 9^.£§fV.Fillppenko. // Supernovae. Ed. S.E.VJoosley, Springer,

{lew York, 1991, 467 P.

96. T.Shigeyama, K.Nomot«, T.Tsujimoto, M.Hashimoto. // д, .¡^strophys. J. Lett., 1990, V.361, L23.

97. J.C.Wheeler, D.A.Swartz. // Proc. astr. Soc. Pacific, 1991, V.103, P.787.

,18егН.Н.Чугай. //АЦ, 1986, N 1469, С.З.

99. А.В.Тутуков, Н.Н.Чугай. // Письма в АЖ, 1992, Т. 18, С.605. ifcOQolH.Н.Чугай. // Астрон. Ж., 1986, Т.63, С.951. AQJßlE.Livne, Y.Tuchman, J.C.Wheeler. // Supernovae. Ed. S. E.Woosley, Springer, New York, 1991, 219 P.

.ass

.EIÖ.C