Астронет > Движущиеся оболочки звезд

по текстам по ключевым словам в глоссарии по сайтам перевод по каталогу

Движущиеся оболочки звезд << 4.2 Реальный атом | Оглавление | 4.4 Некоторые применения >>

4.3 Роль столкновений и общего поглощения в оболочке

Наличие градиента скорости не является единственной причиной, ведущей к понижению степени возбуждения и ионизации атомов. Такое же влияние оказывают удары второго рода и общее поглощение в оболочке. Мы сейчас рассмотрим каждую из этих причин в отдельности.

а) Столкновения

При несоответствии между степенью возбуждения атомов и электронной температурой, столкновения между атомами и электронами ведут к уменьшению этого несоответствия. Если степень возбуждения ниже больцмановской при температуре электронного газа, то удары первого рода происходят чаще ударов второго рода и ведут к повышению степени возбуждения и понижению электронной температуры. При обратном положении чаще происходят удара второго рода, и это ведет к понижению степени возбуждения и повышению электронной температуры. В газовых туманностях осуществляется первый из этих случаев; в оболочках малого радиуса могут, по-видимому, осуществляться оба эти случая.

Допустим, что имеет место второй из указанных случаев, и выясним подробнее роль столкновений. Как и в § 1, возьмем атом с тремя уровнями. Для учета ударов второго рода мы должны в правой части перврго из уравнений (2) добавить член n₂n_eD₂₁. Тогда вместо первого из соотношений (14) получаем

$C_{12} = \left(1-\frac{\gamma}{3}\right) \bar K_{12} + q(1-p)\bar K_{13} - \frac{n_2 n_e D_{21}}{4\pi a_{12}} .$ (53)

Но

$\frac{n_2}{4\pi a_{12}} = \frac{\bar K_{12}}{A_{21}} .$ (54)

Поэтому, переходя к уравнениям (22), мы вместо второго из этих уравнений находим

$q^2 \frac{d^2 \bar K_{12}}{d\tau^2} = (\beta + \gamma + \delta)\bar K_{12} - 3(1-p)q\bar K_{13},$ (55)

где обозначено

$\frac{\delta}{3} = \frac{n_e D_{21}}{A_{21}} .$ (56)

Мы видим, что влияние ударов второго рода формально сказывается так же, как наличие градиента скорости.

Для оценки величины δ мы можем воспользоваться формулой (III, 49), определяющей величины D_1k для водородного атома. Так как

$D_{21} = \frac{g_1}{g_2} e^{\frac{h\nu_{12}}{kT}} D_{12} ,$ (57)

то при T=10000°; (величина D₂₁, впрочем, очень слабо зависит от T) мы находим

$\delta \approx 10^{-17} n_e .$ (58)

Для звездных оболочек, рассмотренных нами в главе II, было получено β > 10^-8, n_e < 10¹². Это значит, что в таких оболочках β >> δ, т. е. градиент скорости играет гораздо большую роль, чем удары второго рода. Для оболочек новых звезд положение является аналогичным.

б) Общее поглощение в оболочке

При наличии общего поглощения в оболочке уменьшение степени возбуждения и ионизации происходит как благодаря поглощению квантов, излучаемых данными атомами за границами серий, так и благодаря поглощению квантов, излучаемых в спектральных линиях. Чтобы рассмотреть этот эффект, надо добавить соответствующие члены к уравнениям переноса излучения, написанным выше. (Условия лучевого равновесия при этом, очевидно, не изменятся).

Возьмем снова атом с тремя уровнями. Вместо уравнений (16) и (18) мы теперь имеем

$\cos\theta\frac{dK_{13}}{d\tau} = -(1+\eta)K_{13} + C_{13} ,$ (59)

$\cos\theta\frac{dK_{12}}{dt} = -(1+\eta_1 + \beta\cos^2\theta)K_{12} + C_{12} ,$ (60)

где

$\eta = \frac{a_{13}^\prime}{a_{13}}, \quad \eta_1 = \frac{a_{12}^\prime}{a_{12}},$ (61)

а a'₁₃ и a'₁₂ - коэффициенты общего поглощения за границей основной серии и в спектральной линии.

Из уравнений (59) и (60) с помощью условий лучевого равновесия получаем

$\left. \begin{array}{r} \frac{d^2 \bar K_{13}}{d\tau^2} = (1 - p + \eta)\bar K_{13} - \frac{\gamma}{q} \bar K_{12} \\ q^2 \frac{d^2 \bar K_{12}}{d\tau^2} = (\beta + \gamma + 3\eta_1)\bar K_{12} - 3(1-p)q\bar K_{13} \end{array} \right \}$ (62)

[вместо уравнений (22)]. Характеристическое уравнение этой системы имеет вид

$[\lambda^2 - 3(1-p+\eta)][q^2 \lambda^2 - (\beta + \gamma + 3\eta_1)] = 3(1-p)\gamma$ (63)

и, если считать выполненным неравенство (26), то для λ₁ находим

$\lambda^2_1 = 3\left[\eta + (1-p)\frac{3\eta_1 +\beta}{3\eta_1 +\beta +\gamma}\right].$ (64)

Трудно сказать, не имея в виду конкретных оболочек и атомов, какой из членов, входящих в эту формулу, играет наибольшую роль. Отметим только, что в оболочках звезд поздних классов роль общего поглощения весьма значительна. Поэтому подробнее этот вопрос будет рассмотрен в следующей главе.

<< 4.2 Реальный атом | Оглавление | 4.4 Некоторые применения >>

Публикации с ключевыми словами: оболочки звезд - перенос излучения Публикации со словами: оболочки звезд - перенос излучения
См. также: Сбрасывающая массивную оболочку звезда G79.29+0.46 Обнаружение горячего водяного пара в оболочке углеродной звезды. Оболочки в туманности Яйцо Освещённость Планетарные туманности

Обсудить эту публикацию

Версия для печати

Астрометрия - Астрономические инструменты - Астрономическое образование - Астрофизика - История астрономии - Космонавтика, исследование космоса - Любительская астрономия - Планеты и Солнечная система - Солнце

$\cos\theta\frac{dK_{13}}{d\tau} = -(1+\eta)K_{13} + C_{13} ,$	(59)
$\cos\theta\frac{dK_{12}}{dt} = -(1+\eta_1 + \beta\cos^2\theta)K_{12} + C_{12} ,$	(60)