Содержание курса

Глава 5. Межзвездная среда и области звездообразования в Галактике

5.1. Фоновое радиоизлучение Галактики в континууме

5.2. Межзвездный нейтральный водород

5.3. Зоны HII

5.4. Рекомбинационные радиолинии

5.5. Спектральные радиолинии молекул

5.6. Гигантские молекулярные облака, области звездообразования и молекулярные мазеры

5.1. Фоновое радиоизлучение Галактики в континууме

Впервые радиоизлучение Галактики в непрерывном спектре наблюдалось К. Янским в 1932 г. на волне 14.6 м. В 1940-х гг. Г. Ребер построил первую карту галактического радиоизлучения на n = 160 МГц. Было маловероятно, что радиоизлучение создается звездами, поскольку как минимум одна звезда – Солнце – мало излучает в радиодиапазоне, в особенности на коротких волнах. Для создания наблюдаемой интенсивности пришлось бы предположить, что Галактика заполнена звездами с яркостной температурой радиоизлучения ~10¹⁶ K, при этом совершенно не излучающими в оптическом диапазоне. Объяснение радиозвездами не проходит и по динамическим соображениям, так как даже при минимальной массе каждой радиозвезды их суммарная масса должна была бы намного превосходить массу Галактики.

Излучение Галактики в континууме концентрируется к галактической плоскости. Имеются локальные максимумы в Лебеде и Тельце. Особенно повышенная концентрация наблюдается в Стрельце, в направлении центра Галактики. На частоте 18 МГц яркостная температура 2·10⁵ K в направлении центра и 7.5·10⁴ K в направлении антицентра. На низких частотах спектральный индекс a < 2 (I_n µ n^–a).

Применительно к протяженному радиоизлучению Галактики обычно вводят спектральный индекс для температуры: T_b(n) µ n^b, a = –(b + 2). На частоте 178 МГц b = –0.4 для диска Галактики и –0.6 для высоких галактических широт.

Нетепловой фон делится на четыре компонента:

1) галактический диск, симметричный относительно галактического центра;

2) локальные особенности, определяемые спиральными рукавами;

3) галактическое гало, симметричное относительно галактического центра;

4) изотропный фон, обусловленный неразрешенными метагалактическими источниками.

Если механизм излучения синхротронный, а межзвездное магнитное поле упорядочено вдоль спиральных рукавов Галактики, то рукава должны давать локальные максимумы излучения там, где луч зрения скользит вдоль рукавов. Реально вместо максимумов наблюдаются широкие ступеньки. Это указывает, что магнитное поле в рукавах сильно неоднородно.

На волнах короче 20 см основная часть фона имеет тепловую природу. Тепловое излучение сильнее концентрируется к галактической плоскости: толщина по половинной яркости теплового компонента 200 пк, нетеплового – 400 пк. Вблизи l = 20 см вклад теплового и нетеплового излучения примерно одинаков.

Все приведенные данные основаны на результатах обзоров с разрешением ~1°.

Обзор плоскости Галактики, выполненный на волне 11 см в NRAO c угловым разрешением 11¢, показал наличие большого количества (несколько сотен) источников размером ~10¢–20¢. Таким образом, на высоких частотах фон – наложение отдельных дискретных источников.

Были также получены наблюдения радиоизлучения Галактики на низких частотах (до десятков и сотен килогерц) с космических аппаратов IMP 6 [Brown L.W., ApJ, 1973, 180, 359], RAE 2 [Novaco J.C., Brown L.W., ApJ, 1978, 221, 114] и WIND [Токарев М.Л. и др., ПАЖ, 2000, 26, 643], хотя и с низким угловым разрешением (десятки градусов).

Приемник IМР 6 был оснащен 91-м дипольной антенной, стабилизированной вращением в плоскости эклиптики. Были измерены абсолютные значения, спектр интенсивности радиофона на 32 дискретных частотах в диапазоне 0.13–2.6 МГц. Наблюдения Галактики проводились также с искусственного спутника Луны RAE 2 (Radio Astronomy Explorer), запущенного 10 июня 1973 г. на круговую орбиту вокруг Луны высотой 1100 км; это позволяло в некоторые интервалы времени экранировать мешающее влияние радиоизлучения Солнца и Земли. RAE 2 имел 229-метровую V-образную антенну. Радиоизлучение Галактики наблюдалось на 22 частотах от 0.25 до 9.18 МГц. Были измерены спектры радиофона в четырех характерных направлениях: центр Галактики, антицентр, южный и северный полюсы Галактики. На борту КА WIND имеется радиоприемник диапазона 20–1040 кГц со 100-м дипольной антенной. Особый интерес представляют участки орбиты аппарата с максимальным удалением от Земли (до 1.4 млн. км), где влияние нетеплового радиоизлучения магнитосферы Земли должно быть сильно ослаблено. Основной цикл измерений радиофона Галактики на WIND проведен 26–30 декабря 1997 г.

Спектры галактического фона на низких частотах в разных направлениях отличаются, но не очень сильно. Максимумы всех спектров лежат в области 3 МГц,

I(3 МГц) = 10^–19 Вт/(м²×Гц×стерад).

При n < 3 МГц I µ n^–0.5, при n > 3 МГц I µ n^1.5. По-видимому, низкочастотный завал спектра вызван свободно-свободным механизмом поглощения в горячей слабоионизованной межоблачной среде галактического диска с N_e ~ 0.03 см^–3, T_e = 4000 K. При этом мера эмиссии (2.30) ME ~ 25 см^–6пк. Галактический горизонт видимости r, определяемый свободно-свободным поглощением, на частоте 1 МГц уже меньше характерной полутолщины галактического газового диска (500 пк), а на 260 кГц r ~ 15 пк. Таким образом, на низких частотах особенности фона определяются только локальными источниками. Согласно данным IMP 6 и WIND, в пределах 30° от северного галактического полюса на частотах n < 600 кГц, возможно, имеется протяженный радиоисточник размером ~70°, создающий локальную анизотропию фона.

Галактический центр. В центре находится дискретный радиоисточник Sgr A. Этот источник имеет сложную структуру. Излучение нетепловое, на n > 1 ГГц S_n µ n^–0.7. В самом центре компонент размером ~10². В инфракрасной области спектр начинает расти. В области l ~100 мкм светимость . Есть разные мнения относительно природы максимума в субмиллиметровой области: излучение нагретой пыли, наложение большого числа молекулярных линий и т.д.

В области галактического центра имеется ряд источников с тепловым спектром, в том числе Sgr B2. Молекулярное облако, связанное с этим источником, содержит все открытые до сих пор межзвездные молекулы.

По наблюдениям в линии молекулы CO, вокруг центра Галактики имеется расширяющееся кольцо газа диаметром ~270 пк.

В центре наблюдаются также рекомбинационные радиолинии, облака нейтрального водорода в линии 21 см и дискретные источники линий молекулы OH l = 18 см с лучевыми скоростями до –250 км/с.

Галактические шпуры. Это крупномасштабные детали галактического фонового радиоизлучения. Самый крупный из них – Северный Полярный Отрог, "язык" излучения, который отходит от галактической плоскости на долготе l = 30° и тянется почти до галактического полюса, до широты b = +80°. Отрог имеет вид незамкнутой дуги малого круга на небесной сфере. Внутрь круга интенсивность спадает медленнее, чем наружу. Расстояние до Северного Полярного Отрога ~100 пк. Вероятно, это близкий старый остаток вспышки Сверхновой. В оптическом диапазоне на месте Отрога просматриваются волокна, дающие слабую эмиссию в линии Ha. Имеется еще несколько шпуров (в том числе Арка Кита и др. – отмечены на рис. 5.1 овалами). Излучение шпуров сильно поляризовано, что указывает на синхротронную природу. Магнитное поле в шпурах H ~ 5×10^–5 Гс, т.е. примерно на порядок величины усилено по сравнению с межзвездным полем. Усиление поля объясняется сжатием газа под действием ударной волны остатка вспышки Сверхновой.

Радиогало. Интенсивное фоновое радиоизлучение присутствует и на высоких широтах. Ранее обычно считали, что основной вклад там дают внегалактические источники. Однако излучение может быть связано с гало Галактики. Оптическая толща по синхротронному механизму мала, поэтому интенсивность излучения прямо пропорциональна длине пути в галактической короне. Распределение космических лучей в короне изотропно. По прямым измерениям, степень анизотропии <10^–4 (в большом объеме всегда, в конечном счете, происходит изотропизация частиц). Наблюдения на метровых волнах можно хорошо объяснить, если предположить наличие протяженного радиогало, содержащего релятивистские электроны, в виде эллипсоида вращения, большая полуось 15 кпк, отношение полуосей 1.5 [Пикельнер С.Б., Шкловский И.С., АЖ, 1957, 34, 145]. В направлении антицентра большой вклад дает галактический диск. Ожидаемые минимумы излучения гало будут в направлениях l = 180°, b = ±45°. С другой стороны, в направлениях l = 0°, b = ±45° длина пути больше в три раза, что на практике реально наблюдается. Впрочем, некоторые последующие измерения не подтвердили наличия гало: было показано, что если оно и есть, то слабое (на 234 МГц T_b < 30 K). До сих пор время от времени появляются работы, то подтверждающие, то опровергающие существование гало. Однозначного решения проблемы пока нет.

Механизмы ускорения заряженных частиц [34, 35]. Релятивистские электроны, создающие синхротронное излучение, могут иметь различное происхождение. По современным представлениям, в Галактике основными источниками релятивистских частиц являются остатки вспышек Сверхновых и пульсары. В первом приближении спектр галактических электронов можно оценить из спектра синхротронного радиоизлучения в Галактике, для которого средний спектральный индекс , отсюда g = 2.6. Это значение подтверждается прямыми измерениями спектра галактических электронов с космических аппаратов вблизи орбиты Земли: N(E) = 126E^–2.62 частиц/(м² с стерад ГэВ).

Ускорение заряженных частиц – один из видов кинетической неустойчивости плазмы. Кратко рассмотрим некоторые механизмы.

1. Механизм Ферми.

а) Взаимодействие между частицей и межзвездными облаками, которые движутся вместе с вмороженными магнитными полями (магнитная бутылка, рис. 5.2). Пробки сближаются со скоростью U << v_||, v_|| – компонента скорости . За одно столкновение частица приобретает скорость 2U, число столкновений в единицу времени , L – расстояние между пробками.

.(5.1)

С ростом v_|| уменьшается питч-угол c, и частица выходит из ловушки.

б) Статистический механизм ускорения (при хаотическом движении частицы между облаками). При встречных столкновениях с облаками энергия частицы возрастает, при догоняющих – уменьшается. Относительная скорость при встречных столкновениях выше, поэтому и число таких столкновений больше. Газ тяжелых облаков находится в равновесии с газом частиц. Направление процесса должно вести к установлению равнораспределения энергии между облаками и частицами. Роль магнитного поля сводится к отражению частиц от облаков.

2. Ускорение ударными волнами происходит в ионизованной среде с вмороженным магнитным полем. Считаем, что направление магнитного поля параллельно плоскости фронта. Величины в среде перед фронтом обозначим индексом "1", а за фронтом – индексом "2". Заряженная частица, движущаяся в невозмущенной среде 1, отражается от намагниченного фронта волны и приобретает импульс, как при встречном столкновении с зеркалом. Кроме того, частица испытывает дрейф в электрическом поле , наведенном при движении ударной волны со скоростью в плазме (рис. 5.3). Траектория частицы может многократно пересекать фронт. За счет сохранения адиабатического инварианта

, (5.2)

энергия частицы в среднем возрастает пропорционально индукции магнитного поля B. Здесь p_1^, p_2^ – перпендикулярная к магнитному полю составляющая импульса частицы в области перед фронтом и за фронтом соответственно. В случае сильной ударной волны магнитная индукция увеличивается примерно в четыре раза, поэтому при нескольких прохождениях фронта частица может набрать значительную энергию.

3. Ускорение плазменными волнами (ленгмюровскими, радиоволнами, альвеновскими и звуковыми) [34]. По современной теории ускорение частиц может происходить в "плазменных котлах". "Плазменный котел" (или плазменный реактор) – плазменная область с развитой турбулентностью, запертым излучением и большим количеством также запертых релятивистских частиц. Котел должен обладать источником энергии. Вопросы об энергетике котла и удержании плазмы в нем не обсуждаются, так же как и вопрос о конкретной физической природе котла. Это может быть область солнечной вспышки, остаток вспышки Сверхновой, магнитосфера пульсара, ядро активной галактики или квазара. Диссипация энергии в плазменном турбулентном котле сопровождается ускорением частиц и формированием спектра релятивистских электронов. Теория показывает, что в котле формируется степенное распределение частиц по энергиям. Ускоренные частицы выходят из котла либо путем диффузии, либо при взрывах котла, связанных с его перегревом. В зависимости от физических процессов, преобладающих в плазменном реакторе, выделяют два типа реакторов: синхротронный и комптоновский. В синхротронном котле при взаимодействии излучения с частицами преобладают процессы синхротронного излучения и поглощения, а в комптоновском — прямое и обратное комптоновское рассеяние. Синхротронный механизм дает g = 0.93, а в случае комптоновского котла g=3. В реальном плазменном котле оба вида процессов могут сочетаться в разных пропорциях. Показатель спектра галактических электронов g = 2.62 указывает, что котлы, в которых приготовлены релятивистские электроны Галактики, по своим свойствам ближе к комптоновскому типу.

5.2. Межзвездный нейтральный водород

Атомарный водород в межзвездной среде наблюдается благодаря излучению и поглощению в линии 21 см. Эта линия образуется при переходе между подуровнями сверхтонкой структуры основного состояния атома водорода 1²S. Состояние расщеплено на два подуровня, описываемые квантовым, числом F = S ± I, S – спин электрона, I – спин протона; F = 0 – спины антипараллельны (нижний подуровень), F = 1 – спины параллельны. Переход F = 1 ® 0 – магнитодипольный: электрический момент атома при переходе не изменяется, изменяется лишь магнитный момент. Поэтому вероятность перехода мала. Лишь высокое обилие нейтрального атомарного водорода позволяет относительно легко наблюдать линию l = 21 см в межзвездной среде.

Распределение атомов по подуровням F = 0, 1 можно представить формулой Больцмана

, (5.3)

где n₁, n₀ – плотности атомов на подуровнях F = 1, 0; g₁, g₀ – статистические веса уровней, g_F = 2F + 1; точное значение частоты перехода n₁₀ = 1420405752 Гц. Величина T_s называется спиновой температурой, т.к. характеризует распределение атомов по спиновым состояниям. В случае излучения в линии l = 21 см в формулу для яркостной температуры (1.3) входит в качестве физической температуры облака именно спиновая температура.

Для частоты n₁₀ всегда выполняется условие hn₁₀ << k_BT_s, даже при T_s = 1 K. Поэтому с хорошей степенью точности можно принять: n₁ @ 3n₀, n_H @ 4n₀, n₀ @ ¼n_H.

Связь спиновой температуры с интересующей нас кинетической температурой газа можно найти из уравнения баланса

, (5.4)

для переходов вниз и вверх между подуровнями F = 1, 0, где n_H – полная плотность атомов водорода (см^–3); A₁₀ = 2.85×10¹⁵ с^–1 – вероятность спонтанного перехода F=1®0; коэффициенты Эйнштейна связаны между собой следующими соотношениями:

; (5.5)

q₀₁ и q₁₀ – вероятности столкновительного возбуждения и столкновительной деактивации:

см³с^–1., . (5.6)

Атомы водорода, сталкиваясь с частицами окружающего газа или поглощая квант с частотой n₁₀, возбуждаются на подуровень F = 1, а затем могут совершить переход (излучательный или столкновительный) на подуровень F = 0. Если плотность газа достаточно велика и столкновения происходят часто, распределение атомов по подуровням F = 1 и F = 0 определяется столкновительными процессами, и T_s ® T_кин – кинетической температуре газа. Если же столкновения редки, то T_s определяется излучательными переходами, т.е. плотностью излучения на частоте перехода 21 см r(n₁₀). Условие равенства T_s = T_кин:

(5.7)

При значениях T_кин ~ 100 K и n_H > 0.1 см^–3, типичных для нейтральной межзвездной среды, это условие выполняется.

Решение уравнения переноса излучения в линии 21 см:

T_b(n) = T_s [1 – e^–t(n)]. (5.8)

В случае малой оптической толщи во всей линии [t(n) << 1] T_b(n) = T_s t(n), и излучающий слой газа прозрачен для собственного излучения. Поэтому можно определить полное число атомов N_H на луче зрения в столбце сечением 1 см² ("столбцовую плотность" – column density). Для этого запишем выражение для коэффициента поглощения в линии в расчете на один атом водорода:

. (5.9)

Коэффициент поглощения в центре линии

. (5.10)

Перепишем выражение для k_n в виде:

. (5.11)

Здесь M – масса атома, Dn_D – доплеровская полуширина линии, – средняя тепловая скорость атомов. Размерность коэффициента поглощения в расчете на один атом [k₀] = см², т.е. k₀ имеет смысл сечения поглощения.

Оптическая толща на единичный интервал частот

. (5.12)

Подставляя численные значения параметров и учитывая, что n_H @ 4n₀, получим для столбцовой плотности в случае малой оптической глубины:

. (5.13)

Значение последнего интеграла получается непосредственно из наблюдаемого профиля линии путем численного интегрирования по частоте.

Форма профиля линии дается функцией

, (5.14)

, (5.15)

, (5.16)

s – доплеровская полуширина по уровню e^–1. Таким образом, в масштабе оптических глубин линия всегда гауссова, а в масштабе яркостных температур профиль гауссов лишь в оптически тонком случае, когда T_b(n) = T_s t(n). Если условие t(n) << 1 не выполняется для всего профиля линии, то t(n) может быть велика в центре и мала в крыльях. Тогда профиль имеет негауссову форму: плоская вершина и гауссовы крылья. В большинстве случаев наблюдается гауссова форма профиля.

Для чисто доплеровского теплового уширения . В условиях галактического диска (при T ~ 100 K, n_H ~ 0.5 см^–3) оптическая толща в линии l = 21 см t > 1 при длине пути L > 800 пк. Но это так лишь в том случае, когда все атомы имеют одинаковую систематическую скорость относительно наблюдателя. На самом деле дифференциальное вращение Галактики "растаскивает" профиль линии по частоте и просветляет среду в линии l = 21 см. Лишь в направлениях на центр и антицентр, где систематические скорости газа (при чисто круговом галактическом вращении) направлены поперек луча зрения, может реализоваться случай t > 1.

Линии поглощения l = 21 см. Пусть облако нейтрального водорода наблюдается в направлении на источник непрерывного спектра, который имеет на частоте линии яркостную температуру T₀. Тогда, согласно решению уравнения переноса (1.9), яркостная температура излучения на частоте линии

T_b(n) = T₀ exp[–t(n)] + T_s {1 – exp[–t(n)]}. (5.17)

Разность яркостных температур в линии и в соседнем участке непрерывного спектра фонового радиоисточника

DT_b(n) = (T_s – T₀){1 – exp[–t(n)]}. (5.18)

Множитель в фигурных скобках всегда заключен в пределах:

0 < 1 – exp[–t(n)] < 1. (5.19)

Таким образом, знак "добавки" DT_b(n), создаваемой к непрерывному спектру наличием линии, определяется знаком разности (T_s – T₀). При T_s > T₀ (водород в облаке "горячее" фона) получим линию излучения на фоне континуума; при T_s < T₀ (водород "холоднее" фона) – линию поглощения. Особенно удобно наблюдать в поглощении холодные облака (собственное излучение которых мало из-за низкой величины T_s) на фоне ярких нетепловых фоновых радиоисточников, так как в этом случае образуется глубокая линия поглощения с большим перепадом температур DT_b.

Если угловой размер облака больше углового размера фонового радиоисточника, можно сравнить профили линии поглощения 21 см в направлении на фоновый источник и линии собственного излучения облака в смещенной точке, вне источника континуума. В принципе линия поглощения должна быть зеркальным отражением линии излучения. На практике это никогда не наблюдается.

Обзоры в линии 21 см. Первый обзор в линии 21 см был выполнен в 1954–1957 гг. в Лейденской обсерватории (Нидерланды). Затем в 1960-е гг. последовали обзоры Мэриленд–Грин Бэнк (США) и, для южного неба, Паркс (Австралия).

При обработке профилей линии, измеренных в разных направлениях на небе, необходимо в первую очередь установить на профилях шкалу лучевых скоростей. Из наблюдаемых лучевых скоростей, обусловленных эффектом Доплера , необходимо исключить следующие составляющие:

1) движение Солнца к апексу (приведение к Местному Стандарту Покоя – Local Standard of Rest, LSR) – максимально 19.5 км/с;

2) орбитальное движение Земли – до 30 км/с;

3) суточное вращение Земли –до 0.465 км/с;

4) движение вокруг барицентра Земля–Луна – до 0.029 км/с.

Профиль линии определяется следующими факторами:

а) тепловое движение атомов;

б) хаотические движения облаков как целого и газа внутри облаков;

в) дифференциальное вращение Галактики;

г) систематические отклонения от кругового движения.

В предположении о чисто круговых движениях газа в Галактике (модель галактического вращения Шмидта) связь между лучевой скоростью V_r и положением излучающего элемента газа дается формулами Оорта (см. рис. 5.4):

, (5.20)

. (5.21)

Здесь R₀ – расстояние от центра Галактики до Солнца, R – расстояние от центра Галактики до элемента газа, r – расстояние от Солнца до элемента, l, b – галактические координаты элемента, w(R, z) – угловая скорость движения газа, функция, описывающая кривую вращения Галактики. Во второй формуле знак "плюс" берется для интервала долгот l = 270°–360° ® 0°–90°, знак "минус" – для l = 90°–270°. Положим l = const, z = 0 (т.е. b = 0). Тогда из формул Оорта можно получить

. (5.22)

– формулу, выражающую градиент лучевой скорости вдоль луча зрения.

Формулы (5.20)–(5.22) связывают наблюдаемые параметры (галактические координаты, лучевая скорость) с расстоянием до объекта и с кривой вращения Галактики. Это позволяет по измеренной V_r оценить расстояние r от Солнца до объекта. Расстояние, найденное таким способом, называется кинематическим расстоянием. Для объектов, не имеющих оптических отождествлений, это в большинстве случаев единственный способ определения расстояния.

Применение формул (5.20)–(5.22) в принципе дает возможность найти распределение нейтрального водорода. Осложнение с двойственностью расстояний во внутренней области Галактики можно разрешить, наблюдая точки с некоторым смещением по b: более удаленные области имеют меньшую протяженность по широте.

Еще одна трудность: для определения расстояний необходимо знать кривую вращения w(R), которая заранее не известна. Преодолевается это для внутренней области Галактики так. Для любого направления l имеется так называемая тангенциальная точка, где луч зрения проходит по касательной к линии равных лучевых скоростей V_r. В тангенциальной точке наблюдается максимальное значение V_rmax, и бóльших значений V_r на той же l быть не должно. Скорость V_rmax должна быть скоростью обрыва профиля линии 21 см. Построив зависимость V_rmax(l), можно проследить кривую вращения w(R). На самом деле трудность устраняется лишь частично. Наблюдаемые профили обычно не показывают крутого спада к краю (V_rmax) из-за наличия у облаков водорода пекулярных скоростей (до 10 км/с), а также из-за некруговых составляющих скорости.

В пределах Dl = ±15° от направлений на центр (l = 0°) и антицентр (l = 180°) скорости чисто кругового движения направлены перпендикулярно лучу зрения, и теоретически весь газ должен иметь V_r = 0. По этой причине кинематический метод определения расстояний не работает в данном секторе Галактики. Все скорости, наблюдаемые в этих направлениях, относятся только к пекулярным движениям газа.

Связав лучевую скорость и расстояние до излучающего элемента газа, можно по отдельным пикам в профиле линии 21 см найти распределение n_H(r), в частности, по локальным максимумам n_H(r) выделить газовые рукава Галактики. Тем самым, можно найти распределение полной массы в Галактике (включая звезды) и распределение гравитационного потенциала (поскольку нейтральный водород – индикатор потенциала).

На рис. 5.6 представлена кривая вращения Галактики [линейная скорость орбитального движения V(R), V(R) = w(R)R], найденная по обзорам в линии 21 см. Для чисто кругового (кеплеровского) движения , где M(R) – полная масса вещества Галактики, заключенная внутри круга радиусом R. Следовательно, кривая вращения непосредственно описывает распределение массы в Галактике. Согласно последним данным обзоров в линии молекулы CO, функция V(R) остается неубывающей до расстояний R ~ 18 кпк, что может указывать на присутствие значительной скрытой массы в Галактике.

Расстояние Солнца от центра Галактики R₀ в первых обзорах в линии 21 см было найдено равным 8.2 кпк. С тех пор величина R₀ неоднократно пересматривалась в пределах от 6 до 10 кпк. В последние годы с применением независимых методов определения расстояния по мазерным источникам линий OH и H₂O (см. §6.1) удалось уточнить величину R₀, и сейчас общепринятым значением является R₀ = 7.1 ± 1.5 кпк (т.е. достаточно близко к самым ранним определениям).

Полная масса нейтрального водорода в Галактике ~1.4×10⁹M¤, или ~2% от общей массы Галактики.

Ширина спиральных рукавов ~400 пк. Толщина водородного диска по половинной плотности меняется в пределах от 0.5 кпк во внутренней части Галактики до 2 кпк во внешней.

Отклонение от модели кругового вращения Шмидта в Галактике – скорее правило, чем исключение. Некруговые движения получают естественное объяснение в теории волновой структуры, которая трактует спиральные рукава как волны плотности в галактическом диске (модель Лина и Шу). Следствие этой модели – наличие потоков газа вдоль краев спиральных ветвей, что и наблюдается в виде размытия края профиля 21 см вблизи скорости в тангенциальной точке V_rmax.

Физические характеристики межзвездной среды, определяемые по излучению 21 см. Средняя температура облаков нейтрального водорода T_s ~ 125 K. Однако исследования линий поглощения HI конца 1960–начала 1970-х гг. привели к пересмотру T_s нейтрального водорода и вообще пересмотру взглядов на структуру межзвездной среды. Выше упоминалось о наблюдениях линий 21 см в близких направлениях: на фоне источников радиоконтинуума в поглощении и рядом, на "чистом небе", в излучении. Пусть T_b – яркостная температура на частоте линии в направлении на фоновой радиоисточник, T_b¢ – яркостная температура на частоте линии в точке неба рядом с фоновым источником, T₀ – температура в континууме источника на частоте рядом с линией. Тогда на фоне континуума источника наблюдается линия поглощения глубиной

DT = T_b – T₀= (T_s – T₀){1 – exp[–t(n)]}.(5.23)

В то же время в соседней точке неба, свободной от радиоконтинуума, наблюдается эмиссионная линия:

T_b¢ = T_s{1 – exp[–t(n)]}, (5.24)

т.е. профили излучения и поглощения должны быть зеркально симметричны. Зачастую это не выполняться. Раньше объясняли этот факт тем, что излучение и поглощение происходят в разных облаках газа. Однако различие можно объяснить также вариациями T_s в межзвездной среде. На практике встречаются два варианта:

1) эмиссия рядом с источником слабая, но поглощение в направлении на источник сильное, t >> 1; как видно из формулы, в этом случае T_s = T_b ® T_s < 125 K (до 30 K);

2) слабое поглощение (t ~ 0.03), но эмиссия рядом с источником неожиданно сильная; при t << 1 K; таким образом были обнаружены области с T_s ³ 1000 K.

По современным представлениям, атомарный водород в Галактике существует в форме плотных (n_H ~ 1–4 см^–3) холодных (T ~ 80–150 K) облаков. В промежутках между облаками газ имеет T ~ 5000–6000 K и n_H ~ 0.1 см^–3, нагрев производится мягкими космическими лучами. При этом плотные и холодные облака по давлению находятся в равновесии с горячим межоблачным газом. Облака и межоблачная среда – два фазовых состояния нейтрального водорода. Возможен фазовый переход – испарение облаков, и наоборот – конденсация облаков из горячей межоблачной среды.

Проводились работы по поиску корреляции излучения 21 см с пылью и с излучением в линии молекулы CO. По-видимому, есть антикорреляция: в наиболее плотных облаках водород может быть в молекулярной форме.

Высокоскоростные облака HI. Имеют большие отрицательные V_r (до –200 км/с), наблюдаются на высоких галактических широтах. Вероятнее всего, облака находятся в гало Галактики. Возможная интерпретация: межгалактический водород, падающий на плоскость Галактики, или газ, выброшенный из ядра Галактики и теперь падающий на ее плоскость.

Другие атомарные линии сверхтонкой структуры. Аналоги линии 21 см имеются у некоторых атомов, ядра которых обладают ненулевым спиновым моментом. Кроме водорода, таким свойством обладают атомы изотопов водорода ²H – дейтерий (D) и ³H – тритий (T). Линии сверхтонкой структуры в основном состоянии некоторых распространенных изотопов приведены в таблице 4 (I – спин ядра, F_l и F_u – квантовые числа соответственно нижнего и верхнего подуровней перехода). За исключением линии 1420.4 МГц основного изотопа водорода, ни одна из перечисленных линий не была достоверно обнаружена в астрофизических источниках.

Таблица 4

Переходы сверхтонкой структуры некоторых изотопов

Изотоп	Терм	I	Fl	Fu	Частота, МГц	A, с^–1
^1H	^2S1/2	½	0	1	1420.4058	2.88×10^–15
^2H (D)	^2S1/2	1	½	3/2	327.3843	4.70×10^–17
^3H (T)	^2S1/2	½	0	1	1516.7015	3.51×10^–15
^3He^+	^2S1/2	½	0	1	8665.6499	1.95×10^–12
^14N	^4S3/2	1	½ 3/2	3/2 5/2	15.6764 26.1273	1.29×10^–20 4.28×10^–20
^23Na	^2S1/2	3/2	1	2	1771.6262	8.35×10^–15
^27Al	^2P1/2	5/2	2	3	1506.1010	6.33×10^–16

5.3. Зоны HII

Непрерывный спектр однородной изотермической области ионизованного водорода имеет вид, представленный на рис. 2.2. На низких частотах, где оптическая толща зоны HII велика, спектр следует закону Рэлея–Джинса; на высоких частотах, где зона HII прозрачна, спектр плоский (см. главу 2). Частота перегиба спектра n₀, где t =1, связана с мерой эмиссии зоны HII соотношением:

(5.25)

n₀ в МГц, в см^–6пк.

Решение уравнения переноса для зоны HII, выраженное в яркостных температурах (глава 1):

T_b = T₀e^–t + T_e(1 – e^–t), (5.26)

где T₀ – яркостная температура фона, T_e – электронная температура в зоне HII (~10⁴ K). В оптически толстой части спектра (t > 1, n < n₀) яркостная температура T_b = T₀e^–t + T_e.

На высоких частотах яркостная температура галактического фона T₀ << T_e, а t < 1, T_b = T_et, т.е. интенсивность радиоизлучения зоны HII определяется ее электронной температурой и оптической толщой. Плотность потока зоны HII

(5.27)

интегрирование ведется по видимому телесному углу W_HII зоны HII, S¢ – плотность потока, соответствующая излучению черного тела с T = T_e (т.е. примерно уровень излучения в плоской высокочастотной части спектра зоны HII). Плотность потока на частоте перегиба, где t = 1, S = = S¢(1 – e^–1) = 0.63S¢.

По измерениям плотности потока на двух частотах (зная приблизительно размер туманности и считая ее однородной и изотермической) можно найти n_e и T_e.

Тепловые радиоисточники, связанные с зонами HII, обнаруживают сильную концентрацию к галактической плоскости, так как звезды спектральных классов OB, их образующие – молодые объекты, принадлежащие к плоской составляющей населения Галактики. Излучение зон HII, сливаясь, образует фон Галактики на коротких дециметровых и на сантиметровых волнах. К наиболее известным тепловым радиоисточникам – зонам HII относятся радиоисточники Ori A (Туманность Ориона), Sgr B2, туманности M8 и Омега, а также ряд объектов обзора Вестерхаута галактической плоскости в непрерывном спектре на n = 1415 МГц: W3, W33, W49, W75.

Многие тепловые радиоисточники связаны с областями активного звездообразования (§5.5). Наблюдаются, в частности компактные и ультракомпактные зоны HII, которые непосредственно окружают недавно возникшие звезды спектральных классов O и ранних B. Размеры компактных зон HII ~ 0.1 пк, а электронная плотность достигает 10⁶–10⁷ см^–3. Компактные зоны HII проявляют себя в областях на сантиметровых волнах в виде тепловых радиоисточников малых угловых размеров, иногда наложенных на более протяженный диффузный радиоконтинуум с меньшей мерой эмиссии.

5.4. Рекомбинационные радиолинии

Кроме радиоизлучения в непрерывном спектре, у зон HII наблюдаются спектральные линии, возникающие при переходах между высоковозбужденными атомарными уровнями с большими значениями главного квантового числа n.

Формула Ридберга для частот переходов между уровнями с главным квантовым числом n и n + Dn в водородоподобном атоме:

. (5.28)

Здесь Z – заряд ядра, R – постоянная Ридберга, для данной массы атома M:

, (5.29)

R_¥ – постоянная Ридберга для атома с бесконечно большой массой ядра. Для переходов между близко расположенными высоковозбужденными уровнями, когда n >> Dn,

. (5.30)

Обозначения для переходов между высоковозбужденными уровнями следующие: Hn(Dn), первая буква – символ элемента, к которому относится атом (в данном случае водород), n – главное квантовое число нижнего уровня перехода, для обозначения величины Dn используют по аналогии с оптическими переходами греческие буквы a для Dn = 1, b для Dn = 2, g для Dn = 3 и т.д. В этих обозначениях линия La – H1a, Ha – H2a, Hg – H2g, Brackettg – H4g. Для атома водорода при n~ 20–60 частоты переходов Dn = = 1 попадают в диапазон миллиметровых волн, при n ~ 60–130 – в сантиметровый диапазон и при n > 130 – в диапазон дециметровых и метровых волн. Длины волн некоторых переходов водорода: H42a – 3.3 мм, H109a – 6 см, H157a – 18 см, H300a – 1.25 м.

Переходы между высоковозбужденными уровнями происходят при рекомбинациях атомов, когда электрон попадает на один из высоких уровней и совершает каскад по уровням с большими n. Поэтому линии, образующиеся при таких переходах, называют рекомбинационными линиями (РЛ).

Два типа объектов в Галактике, где обнаружены РЛ, – зоны HII и слабо ионизованные облака межзвездного газа.

Профили и интенсивности рекомбинационных линий. Для оптически тонкого газа dI µ dN(v). Если скорости атомов имеют максвелловское распределение по скоростям, линия имеет гауссову форму. Ширина линии:

. (5.31)

Вследствие турбулентности реальная ширина линии может быть в несколько раз больше тепловой, соответствующая ширине температура до 3×10⁴ K. При крупномасштабных движениях профиль линии может быть асимметричным. Коэффициент поглощения в линии в зависимости от частоты (с учетом вынужденных переходов):

, (5.32)

f(n) – форма профиля, N_n¢, N_n – населенности уровней перехода n¢ (верхний), n (нижний), B_nn¢, B_n¢n – коэффициенты Эйнштейна для вынужденных переходов вверх и вниз. Населенности уровней, особенно высоковозбужденных, могут заметно отличаться от равновесных значений, соответствующих распределению Больцмана в случае локального термодинамического равновесия (ЛТР). Отношение населенностей может быть записано в виде:

(5.33)

b_n – отношение реального числа атомов на уровне n к числу, предписываемому статистикой Больцмана при локальном термодинамическом равновесии (ЛТР, §1.2). Графики величины b_n и ее логарифмической производной в зависимости от n для разных значений электронной плотности приведены на рис. 5.9. Коэффициент поглощения в линии

, (5.34)

где коэффициент поглощения для случая ЛТР:

, (5.35)

а – населенность уровня n в условиях ЛТР.

Величина в скобках (g) описывает отклонение от ЛТР. Оптическая толща в линии

. (5.36)

Коэффициент излучения в линии

. (5.37)

Суммарная интенсивность в линии и в континууме на частоте линии

. (5.38)

В случае ЛТР

, (5.39)

при t_c << 1.

. (5.40)

Таким образом, РЛ могут наблюдаться в спектре зоны HII только на тех частотах, где оптическая толща зоны HII в континууме по свободно-свободному излучению мала, иначе линия сольется с непрерывным спектром.

По измерениям рекомбинационных линий можно определить электронную температуру T_e зоны HII. Первые определения давали T_e ~ ~6×10³ K, т.е. ниже, чем было известно для большинства зон HII (~10⁴ K). Однако затем было показано, что значительную роль могут играть неравновесные процессы: линии оказываются усиленными по сравнению со случаем ЛТР, поэтому температура получается заниженной.

Картографируя зону HII в рекомбинационной линии, можно получить поле скоростей в зоне HII.

Наблюдаются также линии He, C и других элементов. Частоты их линий мало отличаются от частот водородных переходов. Это объясняется тем, что в высоковозбужденном атоме один из электронов расположен далеко от атомного остатка и воспринимает его как точечный элементарный заряд, равный заряду протона. Спектр такой системы также водородоподобный, т.е. имеет те же ридберговские уровни энергии и переходы, частоты которых даются формулой (5.28). Разница состоит лишь в постоянной Ридберга (5.29) из-за другой массы атомного остатка. Но эта разница невелика (см. рис 5.10). Так, на волне l ~ 6 см все линии укладываются в пределах ~2.7 МГц от частоты водородной линии.

В принципе по отношению интенсивностей РЛ разных элементов можно определить их содержание по отношению к водороду. Однако здесь необходима осторожность. По наблюдениям РЛ H и He в направлении галактического центра были получены аномально низкие значения отношения He⁺/H⁺ £ 0.02–0.06, что дало повод говорить о пересмотре химического состава этой области Галактики. Однако аномальное отношение интенсивностей линий объясняется мазерным усилением РЛ водорода в более холодном газе на луче зрения. В этом газе ионизованного гелия практически нет, так как потенциал ионизации гелия (24 эВ) почти вдвое выше, чем потенциал ионизации водорода (13.6 эВ).

Рекомбинационные линии наблюдаются также от диффузной межзвездной среды (от областей с малой степенью ионизации). Эти линии отличаются малой доплеровской шириной, так как возникают в холодных областях. Интенсивности линий углерода обычно сильнее, чем линии водорода, так как у атома углерода потенциал ионизации (11.1 эВ) ниже, чем у атома водорода. Поэтому в облаках, где водород нейтрален, углерод оказывается ионизован. Такая ситуация часто встречается вокруг B-звезд (более поздних, чем B2), УФ-излучения которых недостаточно, чтобы создать заметную зону HII вокруг себя. Однако кванты, не ионизующие водород, проникают в окружающее межзвездное облако и ионизуют углерод. Образуется "зона CII", которая и наблюдается в РЛ углерода.

В последние годы очень высоковозбужденные линии углерода (до C732a, n = 16 МГц) наблюдались в поглощении в спектрах некоторых нетепловых радиоисточников (Cas A и др.) Вероятнее всего, эти линии образуются в разреженных, слабо ионизованных коронах межзвездных облаков, на границе с диффузной межзвездной средой.

Предел главного квантового числа n, до которого еще можно надеяться обнаружить РЛ, определяется фоном нетеплового радиоизлучения Галактики и составляет n ~ 1000. Кванты нетеплового низкочастотного фона быстро заставляют высоковозбужденный атом совершить вынужденный переход вниз. Это приводит к уменьшению времени жизни t_ж на высоковозбужденном уровне. В результате профиль линии оказывается лоренцевским, сильно уширенным, Dn ~ 1/ t_ж. Когда Dn становится порядка расстояния между соседними линиями, линии сливаются. Это означает, что дискретные уровни энергии переходят в континуум. Такому значению n соответствует радиус боровской орбиты ~0.1 мм, т.е. столь высоковозбужденный атом имеет вполне макроскопические размеры.

5.5. Спектральные радиолинии молекул

Двухатомные молекулы (CH, CH⁺, CN) были отождествлены в межзвездном газе еще в 1930-х гг. по межзвездным линиям поглощения в спектрах звезд в видимой и УФ-области. Эти линии представляют собой переходы между различными электронными состояниями молекул. С развитием радиоастрономии появилась возможность наблюдать другие типы молекулярных переходов в радиодиапазоне: вращательные, инверсионные и переходы между подуровнями L-удвоения.

Краткие сведения о молекулярных спектрах. Энергия молекулы E характеризуется суммой трех видов энергии:

E = E_el + E_vib + E_rot, (5.41)

где E_el – энергия электронной оболочки молекулы, E_vib – энергия взаимных колебаний атомов, входящих в молекулу, E_rot – энергия вращения молекулы как целого. Каждый электронный терм состоит из ряда колебательных термов, которые, в свою очередь, состоят из вращательных уровней энергии. В общем случае энергетический переход в молекуле может сопровождаться изменением всех трех видов энергии, т.е. переход происходит (с определенными правилами отбора) между отдельными электронно-колебательно-вращательными уровнями энергии. Возможны колебательно-вращательные переходы (без изменения электронного состояния) и чисто вращательные переходы, когда меняется только E_rot, а E_el и E_vib остаются без изменения. Переходы между электронными состояниями лежат в видимой и УФ-области спектра, между колебательными – в ближней ИК-области, между вращательными – в дальней ИК-области, в субмиллиметровом диапазоне и в радиодиапазоне.

Для радиоастрономии представляют интерес главным образом вращательные переходы, а также некоторые другие виды переходов: переходы между подуровнями L-удвоения (OH, CH) и инверсионные переходы (NH₃). Рассмотрим эти виды переходов.

Вращательные спектры. Для двухатомных и линейных многоатомных молекул вращательные уровни энергии

, (5.42)

I – момент инерции молекулы, B – вращательная постоянная (имеющая размерность частоты), J – вращательное квантовое число (J = 0, 1, 2, 3,…). Для двухатомной молекулы с массами ядер m₁ и m₂ и межъядерным расстоянием r₁₂

. (5.43)

Правило отбора для вращательных переходов . Соответственно, спектр будет состоять из равноотстоящих линий, частоты которых

, (5.44)

J – квантовое число нижнего уровня перехода, а частоты получающихся линий n_J+1®J = 2B, 4B, 6B и т.д. Вращательная постоянная B обратно пропорциональна моменту инерции молекулы. Поэтому у легких молекул (типа гидридов – OH, CH) постоянная B велика, и первый вращательный переход попадает в субмиллиметровый диапазон. Так, у CH переход J = 1–0 имеет l = 559 мкм. У более тяжелой молекулы CO l(J = 1–0) = 2.6 мм. У линейных молекул типа цианоацетиленов переход J = 1–0 попадает уже в диапазон метровых волн: у молекулы HC₁₁N (цианодекапентин)

H–CºC–CºC–CºC–CºC–CºC–CºN

B = 160 МГц. Весь вращательный спектр у таких молекул лежит в гораздо более длинноволновой области, чем у простых легких молекул.

Вращательный спектр многоатомных молекул гораздо сложнее, он определяется свойствами симметрии молекулы. Эти свойства описываются моментами инерции молекулы относительно оси симметрии молекулы I_|| и в двух взаимно перпендикулярных направлениях I_^1 и I_^2.

В случае сферического волчка (метан CH₄) все три момента инерции одинаковы: I_|| = I_^1 = I_^2. У молекул типа сферического волчка вращательные переходы в дипольном приближении запрещены.

В случае симметричного волчка I_^1 = I_^2 = I_^ ¹ I_|| ; уровни энергии

, (5.45)

, (5.46)

J, K – вращательные квантовые числа, которые принимают значения:

J = 0, 1, 2,…; K = 0, ±1, ±2,…, ±J.

Вращательные уровни обозначаются так: J_K. Правила отбора для разрешенных переходов: DK = 0, DJ = 0, ±1. Для вытянутого симметричного волчка (I_|| < I_^) E_rot растет с ростом K, для сплюснутого (I_|| > I_^) – уменьшается. Видно, что уровни имеют вырождение по K, т.к. E_rot одинакова для уровней с K, равными по модулю, но имеющими противоположные знаки.

На практике ситуация симметричного волчка реализуется редко. Большинство многоатомных молекул имеет асимметрию моментов инерции (включая такие распространенные молекулы, как вода H₂O и формальдегид H₂CO). Асимметричный волчок характеризуется тремя вращательными постоянными:

. (5.47)

Здесь оси выбраны таким образом, что I_a < I_b < I_c. Вводится параметр асимметрии молекулы

. (5.48)

У сплюснутого симметричного волчка k = 1, у вытянутого k = –1, у асимметричного –1 < k < 1. Уровни энергии асимметричной молекулы расщепляются, характер и величина расщепления зависят от k. На рис. 5.11 показана схема образования вращательных уровней асимметричного волчка из уровней вытянутого и сплюснутого волчков в зависимости от k. Возникающие уровни обозначают так: или (чаще) , где K^– и K⁺ – значения K для вытянутого и сплюснутого волчков соответственно.

L-удвоение. Встречается у двухатомных молекул только в некоторых электронных состояниях. Кратко рассмотрим систематику электронных термов двухатомных молекул. Как и в атомах, в молекулах состояние характеризуется суммой различных моментов (орбитального, спинового, ядерного, вращательного). При этом определяющим является порядок сложения моментов, который, в свою очередь, зависит от того, какие моменты сильнее взаимодействуют между собой.

Наиболее распространен так называемый тип связи a по Гунду. В этом случае орбитальный и спиновый моменты электронов слабо взаимодействуют: орбитальные моменты складываются независимо, а спиновые также независимо. Аналогичный вид связи в атоме называется LS-связью (или рассел-саундеровской связью). Однако, в отличие от атома, в двухатомной молекуле сохраняется не сам момент L, а его проекция на выделенное направление – ось молекулы. Проекция обозначается буквой L. По аналогии с атомными термами, электронные состояния с L = 0, 1, 2, 3,… обозначаются греческими буквами S, P, D, F,… Сохраняется и проекция полного спинового момента на ось молекулы S. Вводится также квантовое число для проекции полного момента W = |= L ± S. Полное обозначение терма молекулы: . Пример обозначения основного состояния молекулы OH с L = 1, S = ½, W = 3/2: ²P_3/2.

Указывается также квантовое число полного момента J, равное сумме W и момента вращения молекулы как целого. Для OH, таким образом, самый нижний уровень ²P_3/2, J = 3/2.

Вращательные уровни в состояниях с L ¹ 0 испытывают расщепление, связанное с двумя различными ориентациями электронного облака относительно оси вращения молекулы при одном и том же значении проекции L (см. рис. 5.12). Переходы между подуровнями L-удвоения попадают в радиодиапазон.

Большинство двухатомных молекул имеют основное электронное состояние типа S, для которого нет L-расщепления. В условиях межзвездной среды, где практически все атомы и молекулы находятся в основном состоянии, переходы в L-удвоении таких молекул наблюдаться не могут. Однако некоторые распространенные молекулы – свободные радикалы (OH, CH) имеют основное состояние типа P. Для них переходы L-удвоении оказываются наблюдаемыми в межзвездном газе.

У молекулы OH L-расщепление основного вращательного уровня основного электронно-колебательного состояния соответствует длине волны l = 18 см, у CH – l = 9 см. Подуровни L-удвоения имеют, кроме того, сверхтонкую структуру (аналогично атому водорода), благодаря взаимодействию спина электрона со спином протона (ядро кислорода ¹⁶O имеет нулевой спин и в образовании сверхтонкой структуры не участвует). Появляется еще одно квантовое число F = J ± I, I = ½ – спин протона. Итого получаем четыре подуровня, между которыми разрешены четыре электродипольных перехода с частотами n = 1612.231, 1665.402, 1667.359 и 1720.530 МГц (F = 1®2, 1®1, 2®2 и 2®1 соответственно, рис. 5.12). При равновесном распределении молекул по уровням и малой оптической толще в линиях отношение интенсивностей указанных линий 1:5:9:1. Линии 1665 и 1667 МГц называются главными, 1612 и 1720 МГц – сателлитными. Вероятности переходов A ~ 10^–11 с^–1. Статистические веса уровней g_F = = 2F + 1, т.е. уровни вырождены; вырождение снимается в магнитном поле. Действительно, в линиях OH часто наблюдается эффект Зеемана. Переходы F = 2®1 внутри подуровней L-удвоения – магнитодипольные (меняется только магнитный момент молекулы за счет изменения ориентации спина протона), их частоты 53 МГц (нижний подуровень) и 55 МГц (верхний), а вероятности гораздо ниже. Эти переходы до сих пор не наблюдались.

Инверсионные переходы. Наблюдаются в некоторых молекулах типа симметричного волчка, пример – молекула аммиака NH₃. Молекула представляет собой тетраэдр, в основании три атома H, в вершине – атом N, который может занимать два различных положения относительно плоскости водородных атомов. Это приводит к вырождению вращательных уровней молекулы. В невращающейся молекуле (J = K = 0) оба состояния полностью эквивалентны, но при вращении вырождение снимается, и уровни оказываются расщепленными надвое. Переходы между подуровнями соответствуют "продавливанию" атома N сквозь плоскость H – инверсии молекулы относительно этой плоскости, поэтому такие переходы называются инверсионными. Все инверсионные переходы NH₃ с (J, K) в пределах от (1, 1) до (6, 6) имеют близкие частоты в диапазоне ll = 1.26–1.35 см.

Результаты наблюдений радиолиний межзвездных молекул. Возможность наблюдения межзвездных радиолиний в L-удвоении основных состояний двухатомных молекул (OH, CH и др.) была предсказана И.С. Шкловским [АЖ, 1949, 26, 10]. Впервые линии OH l = 18 см наблюдались в межзвездной среде в 1963 г. в поглощении на фоне радиоисточника Cas A. Лучевые скорости и профили линий были в согласии с теми же параметрами линии 21 см HI, т.е. молекулы OH локализованы в тех же облаках, что и нейтральный водород. В 1965 г. были обнаружены источники очень интенсивного мазерного излучения в линиях OH l = 18 см (§5.6), а в 1968 г. – слабое тепловое излучение межзвездных облаков в тех же линиях. Содержание OH по отношению к нейтральному водороду X_OH = n_OH/n_HI в среднем ~10^–6. Отношение интенсивностей главных линий 1665 и 1667 МГц обычно близко к равновесному 5:9, а сателлит 1720 МГц бывает аномально усилен и по интенсивности почти равен линии 1667 МГц. Это указывает на отклонения населенностей подуровней основного состояния OH от равновесных.

В 1968 г. последовали открытия радиолиний еще сразу трех молекул: H₂O, NH₃ и H₂CO. Всего с конца 1960-х гг. до настоящего времени обнаружено свыше 90 молекул (см. таблицу 5), наблюдалось более 4500 спектральных линий от них в широком диапазоне частот, от дециметровых до субмиллиметровых волн. Точную цифру назвать трудно, т.к. многие спектральные линии отождествляются неуверенно или пока не имеют отождествлений совсем. Многие из обнаруженных молекул относительно редки, их излучение наблюдается в одном-двух объектах (чаще всего, в межзвездных облаках, связанных с тепловыми радиоисточниками Sgr B2 и Ori A). Однако, некоторые молекулы (включая упомянутые OH, H₂O, H₂CO, NH₃), а также CO, CS, HCN, HCO⁺ и др. очень распространены, легко наблюдаются (как в нашей Галактике, так и в других галактиках) и представляют собой полезный инструмент для исследования физических условий в межзвездном газе. Большое разнообразие молекул, найденных в межзвездных облаках, было неожиданностью. Ранее предполагалось, что многоатомные молекулы не могут образоваться и существовать длительное время в межзвездной среде, т.к. будут быстро разрушены УФ-излучением. Открытие многочисленных сложных молекул показало, что 1) в межзвездной среде существуют области, где молекулы сохраняются довольно долго, 2) есть эффективные механизмы образования сложных молекул. Появилась новая отрасль астрономии – химия межзвездной среды. Межзвездные молекулы – одно из выдающихся открытий радиоастрономии 1960–1970-х гг.

Таблица 5

Молекулы, обнаруженные в межзвездной среде и околозвездных оболочках

Количество атомов
2	3	4	5	6	7	8	9	10	11	13
H2 *	H2O	NH3	CH2NH	CH3OH	HC5N	HCOOCH3	HC7N	(CH3)2CO	HC9N	HC11N
H2^+	C2H	H3O^+	CH2CO	CH3CN	CH3NH2	CH3CCCN	CH3CH2OH
CH^+*	HCN	H2CO	NH2CN	NH2CHO	CH3CCH		CH3CH2CN
CH	HNC	HNCO	HCOOH	CH3SH	CH2CHCN		CH3OCH3
OH	HCO^+	H2CS	C4H	CH3NC	CH3CHO		CH3C4H
C2 *	HOC^+	C3N	HC3N	HCCCHO	C6H
CN	HCO	HNCS	c-C3H2	C5H
CO	HCS^+	c-C3H	CH2CN	H2CCCC
CO^+*	N2H^+	C3O	H2CCC	CH3NC
NO	H2S	C3S	SiC4
CS	HNO	HCNH^+
SiO	OCS	HOCO^+
SiC	SO2	HCCN
SO	H3^+	HOCS^+
SiS	C2S	C3H
NS	CH2
NaCl	c-SiC2
AlCl	MgNC
AlF	HCO
KCl
PN
HCl

Рассмотрение таблицы 5 показывает, что большинство найденных молекул состоит из атомов H, C, N, O, Si, S, а также F, Na, Mg, Al, P, Cl, K. Молекулы, отмеченные звездочкой, наблюдались только в оптической, УФ- и(или) ИК-области спектра. Буквой c обозначены циклические молекулы. Много органических соединений. Молекулы, перечисленные в таблице 5, состоят из основных изотопов элементов: H = ¹H, C = ¹²C, N = ¹⁴N, O = ¹⁶O, F = ¹⁹F, Na = ²³Na, Mg = ²⁴Mg, Al = ²⁷Al, Si = ²⁸Si, P = ³¹P, S = ³²S, Cl = ³⁵Cl, K = ³⁹K. Для ряда молекул обнаружены изотопозамещенные разновидности, включающие изотопы D = ²H, ¹³C, ¹⁵N, ¹⁷O, ¹⁸O, ²⁹Si, ³⁰Si, ³³S, ³⁴S, ³⁷Cl. Подробную информацию о межзвездных молекулах, частотах и отождествлениях линий можно найти в базе данных Ф. Ловаса (F. Lovas):

http://physics.nist.gov/PhysRefData/micro/html/contents.html).

У молекулы воды был найден вращательный переход 6₁₆–5₂₃ на волне l = 1.35 см между двумя уровнями, расположенными высоко над основным состоянием; излучение в этой линии всегда мазерное, оно обсуждается подробно в §6.1.

У молекулы аммиака наблюдаются инверсионные переходы между подуровнями вращательных уровней. Молекулы аммиака наблюдаются в плотных ядрах внутри межзвездных облаков. Аммиак – хороший индикатор температуры газа. Вращательные уровни с одинаковыми значения квантовых чисел J и K (1, 1), (2, 2) и т.д. являются метастабильными, вероятность спонтанного радиативного перехода с них вниз мала. Время жизни молекул на этих уровнях больше, чем время между столкновениями с молекулами окружающего газа. Поэтому температура распределения молекул по уровням T_x определяется кинетической температурой газа T_кин. Длины волн инверсионных переходов внутри разных метастабильных уровней мало отличаются (ll = 1.26–1.35 см). Несколько переходов NH₃ могут наблюдаться одновременно на одном радиотелескопе с тем же угловым разрешением и с одним приемником, По отношению интенсивностей линий можно найти T_x @ T_кин.

Первая линия, наблюдавшаяся у межзвездных молекул формальдегида – вращательный переход 1₁₁–1₁₀ (l = 6.21 см). Молекула H₂CO широко распространена в межзвездном газе. По лучевым скоростям линии H₂CO в разных направлениях (так же, как по линии 21 см) удалось проследить ряд спиральных рукавов Галактики, а во внутренней области Галактике в ряде случаев разрешить двойственность расстояний до источников. Линия 1₁₁–1₁₀ H₂CO наблюдается почти исключительно в поглощении. Интересно, что в некоторых направлениях (например, в направлениях плотных пылевых туманностей) линия 1₁₁–1₁₀ наблюдается в поглощении даже при отсутствии дискретных источников радиоконтинуума. Следовательно, поглощение в линии 1₁₁–1₁₀ происходит на фоне реликтового излучения с T₀ =2.7 K. Согласно формуле (1.12), "добавка" к яркостной температуре фона T₀ составляет

DT = (T_x – T₀)(1 – e^–t). (5.49)

В данном случае DT < 0, и температура возбуждения перехода 1₁₁–1₁₀ оказывается ниже 2.7 K. У молекул формальдегида имеется избыток населенности на нижнем уровне перехода ("антиинверсия"), в отличие от мазера, где избыток населенности – на верхнем уровне перехода. Аномальное поглощение в линии формальдегида 6.2 см иногда называют "антимазерным" эффектом. Как и в мазере, здесь действует неравновесный механизм, приводящий к аномальному охлаждению перехода до T_x < 2.7 K. Во многих случаях оптическая толща в линии 1₁₁–1₁₀ t > 1 (линия поглощения насыщена). Со времени обнаружения линии 1₁₁–1₁₀ найдено еще несколько переходов межзвездного формальдегида в излучении, самый интенсивный – 2₁₂–2₁₁ (l = 2.1 см).

Одна из наиболее распространенных и "полезных" для астрофизики молекул – моноокись углерода CO, обнаруженная в межзвездной среде в 1970 г. Потенциал диссоциации CO c_dis = 11.1 эВ, это одна из наиболее прочных и устойчивых молекул, существующая практически везде, где водород находится в нейтральном состоянии. Во многих областях межзвездной среды и в газопылевых оболочках звезд поздних спектральных классов наблюдались на миллиметровых и субмиллиметровых волнах вращательные переходы CO J = 1–0 (n = 115.271 ГГц), 2–1 (230.538 ГГц), 3–2 (345.796 ГГц) и другие, более высокочастотные переходы. При наличии теоретической модели возбуждения вращательных уровней CO столкновениями и полем излучения для разных значений плотности n и температуры T, и наблюдая одни и те же источники в разных переходах, можно определить n и T газа в источниках.

5.6. Гигантские молекулярные облака, области звездообразования и молекулярные мазеры

В 1970-е гг. были выполнены обзоры галактической плоскости в линии CO J = 1–0. Их результаты в целом согласуются со спиральной структурой Галактики, найденной по линии 21 см атомарного водорода. Однако были получены и принципиально новые данные. В ряде области обнаружена антикорреляция плотностей HI и CO: максимумы излучения совпадают с провалами в распределении HI. Как выяснилось, эти особенности связаны с присутствием в межзвездной среде плотных газовых облаков, где водород преимущественно находится в молекулярной форме (H₂). Массы и плотность таких облаков (M = 10⁵–10⁷ M¤, n = 10⁵–10⁶ см^–3) гораздо выше, чем соответствующие величины для облаков HI. Облака содержат также большое количество пыли. Экстинкция света в облаках достигает десятков звездных величин, поэтому облака могут наблюдаться только в виде темных туманностей ("угольных мешков") на фоне Млечного Пути. Из-за огромных значений массы вновь открытые объекты были названы гигантскими молекулярными облаками (ГМО). По оценкам, в Галактике около 6000 молекулярных облаков, в них содержится примерно половина межзвездного газа Галактики. Наиболее сложные молекулы наблюдались именно в ГМО, в особенности в облаках, связанных с тепловыми радиоисточниками Sgr B2 и Ori A (рис. 5.15).

По современным представлениям, ГМО – места образования звезд. Многие ГМО связаны с тепловыми радиоисточниками – зонами HII вокруг молодых массивных звезд классов OB и со звездными ассоциациями. Как популяция молодых объектов, живущих не более 10⁸ лет, ГМО принадлежат к плоской составляющей Галактики и концентрируются к ее плоскости.

Физические условия в областях звездообразования. Во многих случаях молекулярные облака гравитационно неустойчивы. Впервые проблема образования звезд путем конденсации межзвездного газа была рассмотрена Джинсом. Джинс показал, что волны плотности ("тяжелый звук", т.е. звуковые волны с учетом самогравитации газа) при некоторых условиях имеют растущую амплитуду, что приводит к разбиению газа на фрагменты и последующему сжатию в протозвездные конденсации. Критерий Джинса следует из дисперсионного уравнения для волн плотности с частотой w в однородной среде плотности r:

(5.50)

где v_зв– скорость звука, k = 2p/l – волновое число. Неустойчивы и коллапсируют возмущения плотности, характерный размер которых

(5.51)

если принять, что газ молекулярный и имеет нормальные космические обилия элементов (показатель адиабаты g = 1.4, молекулярный вес m = 2.3). Критерий неустойчивости для массы газа:

(5.52)

M_J – джинсовская масса.

Картографирование молекулярных облаков, например, в линии CO (рис. 5.15) показывает наличие множества конденсаций, многие из которых дадут начало протозвездам. Плотность газа в конденсациях до 10⁶ см^–3, температура иногда не превышает 10 K, хотя встречаются и горячие конденсации (до нескольких сот K, в которых уже пошел процесс звездообразования). Как правило, крупное молекулярное облако создает целую группу звезд, или звездную ассоциацию. Многие ассоциации OB-звезд пространственно коррелируют с ГМО. В конечном счете излучение горячих звезд, воздействие звездного ветра и вспышки наиболее массивных звезд как сверхновых приводят к диссоциации молекул, ионизации газа, образованию оболочечной структуры в межзвездном газе и разрушению родительского облака спустя ~10⁸ лет после начала коллапса первых протозвездных конденсаций. Впоследствии разбросанный газ облака собирается в другой области межзвездной среды, вновь конденсируется в ГМО, и процесс повторяется. ГМО и звездные ассоциации локализованы в спиральных рукавах Галактики, там, где плотность газа наибольшая. Согласно теории волн плотности спиральной структуры, при втекании межрукавного газа внутрь рукава образуется ударная волна, которая сжимает газ и создает более благоприятные условия для коллапса и звездообразования. Поэтому звездные ассоциации и другие молодые объекты (мазерные радиоисточники, зоны HII) концентрируются к краям спиральных рукавов: ведущим во внешней области Галактики (где скорость спиральной волны плотности больше скорости газа и волна догоняет газ) или отстающим во внутренней области (где газ догоняет волну). Смещение молодых объектов к краям рукавов относительно потенциального минимума рукава (и максимума плотности HI) подтверждается сравнением лучевых скоростей линий 21 см HI со скоростями зон HII (по рекомбинационным радиолиниям) и мазерных радиоисточников. Разности скоростей соответствуют смещениям к краям рукавов.

Процесс образования звезд доступен наблюдению в оптическом диапазоне только на заключительной стадии, когда звездная ассоциация уже возникла и разрушила родительское ГМО. Из-за высокой экстинкции света в ГМО ранние стадии звездообразования могут исследоваться только в ИК- и радиодиапазоне. Вначале на месте протозвездной конденсации, в плотном ядре молекулярного облака, возникает метанольный мазер I класса (см. следующий пункт), отмечающий положение будущей звезды. Затем образуется точечный источник ИК- и радиоизлучения. В звезде начинаются ядерные реакции, идет нагрев и частичная ионизация газопылевого кокона, содержащего звезду. Образуется компактная зона HII. На этой стадии вблизи конденсации зажигаются мазеры CH₃OH II класса, мазеры OH и H₂O. В дальнейшем (если звезда не вспыхнула как сверхновая) зона HII расширяется, достигая размера иногда в десятки парсек. ГМО рассеивается, зона HII становится видимой в виде диффузной туманности.

На некотором этапе коллапса вокруг формирующейся звезды может образоваться из молекулярного ядра массивный молекулярный диск с массой до нескольких сотен масс Солнца. Лишь ~1% вещества диска превратится в звезду, остальная часть будет разбросана. Но пока диск существует, из него продолжается аккреция на звезду и он наблюдаем в молекулярных линиях, в особенности линиях молекул, которые легко возбуждаются при больших плотностях газа (CS, NH₃). В дисках бывают локализованы мазерные источники H₂O. Если возникшая звезда обладает сильным звездным ветром, диск может создавать анизотропию в истечении газа из звезды в виде двух противоположно направленных джетов ("биполярное истечение", рис. 5.16). Джеты обнаруживаются по наличию протяженных крыльев в молекулярных линиях вблизи звезды. Протяженность джетов достигает нескольких парсек при очень высокой степени коллимации: угол расходимости джетов часто не больше 10°. Явление биполярного истечения очень распространено среди астрофизических объектов разных масштабов с аккреционными дисками. Примеры: тесные двойные системы (SS 433), ядра радиогалактик и квазаров.

Мазеры OH и H₂O в областях звездообразования. Линии гидроксила 18 см впервые были зарегистрированы в эмиссии в 1965 г. Их свойства оказались столь необычны, что они заслужили название "мистериум". Излучение исходило из окрестностей зон HII вокруг молодых горячих звезд. Профиль линий имел сложную многокомпонентную форму. Интерферометрические наблюдения показали, что каждый пик в профиле излучается отдельным источником ("горячим пятном", мазерной конденсацией) размером от 1 до 10 а.е. (рис. 5.17). Потоки мазерных эмиссионных деталей достигали тысяч Ян при очень малой ширине профиля (0.6–3 кГц). Яркостная температура мазерных конденсаций доходила до 10¹² K. Отмечалась круговая поляризация излучения, степень поляризации до 100%. Области звездообразования излучали в основном главные линии 1665 и 1667 МГц, сателлитные линии были гораздо слабее. Затем последовало открытие мазеров OH в околозвездных оболочках красных гигантов – переменных звезд типа Миры Кита и полуправильных переменных, а также ИК-объектов, получивших название "OH/ИК-звезды". В звездных мазерах OH преобладает излучение в сателлитной линии 1612 МГц, главные линии, как правило, слабее (§6.1). В 1968 г. в межзвездных облаках было также найдено гораздо более слабое тепловое излучение OH.

Первые мазеры во вращательной линии H₂O 6₁₆–5₂₃ на волне 1.35 см (n = 22235.08 МГц, рис. 5.18) были открыты в 1968 г. в направлении известных источников мазерного радиоизлучения OH в областях звездообразования. В отличие от молекулы OH, где мазерный эффект имеет место в основном вращательном состоянии, в молекуле H₂O мазерные уровни расположены высоко над основным состоянием, энергия возбуждения соответствует температуре 644 K. Поэтому мазер H₂O – гораздо более энергоемкое явление, чем мазер OH. В дальнейшем мазерное излучение воды было найдено в оболочках звезд поздних классов. Излучение H₂O испытывает сильную переменность, яркостная температура у наиболее мощных источников в областях звездообразования достигает 10¹⁵ K. Рекорд принадлежит мазеру H₂O Ori A, поток которого в течение длительного времени сохранялся на уровне 2 млн. Ян (T_b ~ 10¹⁷ K). Дисперсия скоростей отдельных мазерных деталей H₂O достигает десятков и сотен км/с (в источнике W49 – до 500 км/с). По-видимому, имеет место ускорение мазерных конденсаций звездным ветром массивной молодой звезды. Наиболее вероятный механизм накачки мазеров H₂O – столкновительный в среде с T ~ 1000 K и n ~ 10⁹ см^–3.

Отдельные конденсации в мазерах H₂O могут представлять собой легкие тела типа протопланет, это объясняет высокую дисперсию их скоростей, создаваемую при воздействии звездного ветра. Для ярких мазеров OH и H₂O (Ori A, W51, Sgr B2) методом РСДБ получены карты высокого разрешения с интервалом в несколько лет. Измерены собственные движения (угловые перемещения) отдельных мазерных конденсаций (порядка нескольких миллисекунд дуги в год), подтверждающие общую картину разлета от общего центра. В то же время из профиля линии известна дисперсия скоростей конденсаций вдоль луча зрения. В предположении сферически-симметричного расширения системы конденсаций это дает независимую оценку расстояния до источника. Для мазера H₂O Ori A таким способом получено D = 480 ± 80 пк, в согласии с оценками расстояний оптическими методами (500 пк). Особый интерес представляет величина D, найденная для источника Sgr B2 вблизи галактического центра: согласно этим данным, расстояние до центра Галактики R₀ = 7.1 ± 1.5 кпк, т.е. близко к найденному по первым обзорам 1950-х гг. в линии 21 см (8.2 кпк).

В некоторых мазерах H₂O (например, в Ori A) наблюдались структуры, похожие на протопланетные кольца. Таким образом, исследования мазеров в областях звездообразования с высоким угловым разрешением дают материал не только для звездной, но и для планетной космогонии.

Окись кремния (SiO). Мазеры SiO наблюдаются во внутренних областях околозвездных оболочек звезд-гигантов поздних классов (§6.1) во вращательных переходах J=1–0, (l = 7 мм), 2–1 (3.5 мм) и т.д. Отличительная особенность мазера SiO – то, что наблюдаются переходы в возбужденных колебательных состояниях v = 1, 2, 3 (рис. 6.4). Соответствующие переходы в состоянии v = 0 – немазерные. Единственный известный мазер SiO в области звездообразования находится в Туманности Ориона.

Метанол (CH₃OH). CH₃OH – очень распространенная в межзвездной среде молекула, вторая по обилию составляющая межзвездных пылинок (после H₂O). Молекула представляет собой почти симметричный волчок (с малым значением параметра асимметрии k). Имеет около 200 разрешенных переходов, доступных для радионаблюдений. К настоящему времени наблюдалось около 20 переходов. Существуют две разновидности CH₃OH – A и E. Они отличаются взаимной ориентацией спинов ядер водорода относительно оси вращения молекулы (фактически это две разные молекулы).

Метанольные мазеры известны с 1987 г. Они встречаются только в ядрах облаков или в областях звездообразования и никогда – в оболочках звезд поздних классов. Обнаруженные к настоящему времени мазеры CH₃OH делятся на два класса (см. таблицу 6). Различие классов отражает разные условия накачки в конденсациях, где формируются мазеры. Наиболее интенсивные вращательные переходы: A⁺-метанол – 6.6 ГГц (5₁–6₀), E-метанол – 12.2 ГГц (2₀–3_–1).

Светимости мазеров .Угловые размеры менее 20 мс дуги. Яркостная температура T_b достигает 10¹⁰ K. Иногда наблюдается переменность излучения, но довольно слабая, т.е. мазеры, скорее всего, насыщены. Часто мазерные конденсации расположены вдоль линий или дуг, сосредоточены вдоль джетов, ударных фронтов или протопланетных дисков, видимых с ребра.

Таблица 6

Классификация метанольных мазеров

Класс	Объекты	Переходы	Источник возбуждения
I	Холодные пылевые ядра молекулярных облаков	A-метанол: K = 0 ® K = 1 E-метанол: K = –1, K = 2 ®K = 0, K = 1	Столкновения с последующим радиативным распадом
II	Ультракомпактные зоны HII	A-метанол: K = 1 ® K = 0 E-метанол: K = 0 ® K = –1	Дальнее инфракрасное излучение

Мазеры CH₃OH I класса локализованы в холодных молекулярных облаках: T_кин ~ 30 K, n(H₂) ~ 10⁵ см^–3, X(CH₃OH) ~ 10^–6. Метанольные мазеры II класса обычно находятся на границах компактных зон HII (вокруг массивных звезд с ), в химически неравновесной зоне с n(H₂) ~ 3×10⁶ см^–3; они тесно связаны с мазерами OH и H₂O.