Основы физики межзвездной среды - Бочкарев Н.Г.

Author: Бочкарев Н.Г.

Tags: астрофизика физика астрономия

ISBN: 978-5-397-01034-4

Year: 2010

Similar

Теоретические основы технологических процессов охраны окружающей среды

Основы физики частично упорядоченных сред

Основы теории ошибок для астрономов и физиков

Text

Н. Г. Бочкарев
■ж
#
* - *
■>.
U * ’ ,,
%
основы
ФИЗИКИ
* „ *
*■*
%
* ж-
> * *
ф ‘
«ф
%
"Л
* *
*
* *
♦ >
■ 1 - «■ « *’■-
* t
W *
*
2*' .
СРЕДЫ

* / ♦
♦
<
*
♦
■*
♦
URSS :

Ф
Ш -
/
/ '

Н. Г. Бочкарев
ОСНОВЫ ФИЗИКИ
МЕЖЗВЕЗДНОЙ СРЕДЫ
Допущено
Государственным комитетом СССР
по народному образованию
в качестве учебного пособия
для студентов вузов, обучающихся
по специальности «Астрономия»
Издание второе
URSS
МОСКВА

ББК 22.632
Бочкарев Николай Геннадиевич
Основы физики межзвездной среды: Учебное пособие. Изд. 2-е.
М.: Книжный дом «ЛИБРОКОМ», 2010. — 352 с.
Учебное пособие написано в соответствии с программой курса «Теорети¬
ческая астрофизика» и содержит сведения по теории методов наблюдения и фи¬
зическим процессам в областях нейтрального водорода межзвездной среды, по
молекулам в межзвездном пространстве, космическим мазерам, структуре меж¬
звездной среды, межзвездной пыли. Наряду с классическими разделами физики
межзвездной среды рассмотрены результаты, полученные в последние десяти¬
летия и не входившие в ранее существовавшие учебные пособия.
Пособие предназначено для студентов физических факультетов вузов, обу¬
чающихся по специальности «астрономия», для преподавателей, а также науч¬
ных работников физических и астрономических специальностей.
Рецензенты:
кафедра теоретической астрофизики
Ленинградского государственного университета;
член-корр. АН СССР Н. С. Кардашев
Издательство «Книжный дом “ЛИБРОКОМ”».
117312, Москва, пр-т Шестидесятилетия Октября, 9.
Формат 60x90/16. Печ. л. 22. Зак. № 2772.
Отпечатано в ООО «ЛЕНАНД».
117312, Москва, пр-т Шестидесятилетия Октября, ИА, стр. 11.
ISBN 978-5-397-01034-4
© Книжный дом «ЛИБРОКОМ», 2009
НАУЧНАЯ И УЧЕБНАЯ ЛИТЕРАТУРА
E-mail: URSS@URSS.ru
Каталог изданий в Интернете:
http://URSS.ru
Телефакс: 7 (499) 135-42-16
URSS Тел./факс: 7 (499) 135-42-46
Все права защищены. Никакая часть настоящей книги не может быть воспроизведена или
передана в какой бы то ни было форме и какими бы то ни было средствами, будь то элек¬
тронные или механические, включая фотокопирование и запись на магнитный носитель,
а также размещение в Интернете, если на то нет письменного разрешения владельца.

Оглавление
Предисловие 7
Глава I. МЕЖЗВЕЗДНАЯ СРЕДА 9
Введение 9
§1. Состав и структура межзвездной среды 11
1. Компоненты межзвездной среды и их взаимосвязь 11
2. Распределение по типам галактик 12
3. Состав межзвездного газа 13
4. Распределение и движение газа 15
5. Сверхоблака, молекулярный газ, области звездообразования 21
6. Межзвездные мазеры 26
7. Области атомарного водорода 27
8. Горячий разреженный газ 28
9. Газ в центре Галактики 31
10. Суммирование основных снедений о структуре межзвездного газа 33
$2. Методы наблюдений и физические процессы в межзвездном газе 34
1. Методы наблюдений 34
2. Процессы, формирующие состояние межзвездного газа 37
3. Эволюция межзвездного газа 45
|3. Другие компоненты межзвездной среды ,48
1. Пыль 48
2. Магнитное поле 51
3. Космические лучи 52
4» Электромагнитное излучение 54
§4. Туманности 55
1. Темные туманности 56
2. Отражательные туманности 57
3. Туманности, ионизованные излучением 58
4. Туманности, созданные ударными волнами 68
Литература к главе I 70
Глава II. МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ МЕЖЗВЕЗДНОГО
АТОМАРНОГО ГАЗА , 72
95, Межзвездные линии поглощения 72
1. Значение для изучения межзвездного газа 72
2. Формирование межзвездных линий поглощения. Чувствительность к ма¬
лым компонентам в газе 73
3. Профиль коэффициента поглощения 76
4. Метод кривых роста 78
3

5. Метод дублетных отношений 83
$6. Линия 21 см межзвездного атомарного водорода 84
1. Радиолиния 21 см . . 84
2. Постановка задачи определения физических характеристик межзвездного
газа по линии 21 см 85
3. Населенности уровней 87
4. Интенсивность излучения 93
5. Линия поглощения 21 см 98
6. Эффект Зеемана 100
97. Рекомбинационные радиолинии 101
1. Происхождение. Обнаружение. Номенклатура 101
2. Влияние окружающих частиц на высоковозбужденные атомы 103
3. Населенности высоких уровней атомов водорода 107
4. Эффект мазерного усиления в рекомбинационных радиолиниях 111
5. Определение параметров газа по рекомбинационным радиолиниям 113
§8. Дисперсия радиоволн в межзвездной среде 118
1. Мера дисперсии 118
2. Мера вращения 120
3. Мерцания радиоизлучения пульсаров и сопутствующие явления . 121
Литература к главе II 127
Глава III. ТЕПЛОВОЙ И ИОНИЗАЦИОННЫЙ БАЛАНС
МЕЖЗВЕЗДНОГО ГАЗА 128
$9. Основные понятия, физическое состояние областей атомарного водорода ... 128
1. Уравнения теплового и ионизационного баланса 128
2. Основные элементарные атомные процессы, определяющие физические ус¬
ловия в областях HI 135
3. Тепловое и ионизационное состояние областей HI 143
4. Разделение межзвездного газа на облака и межоблачную среду вследствие
тепловой неустойчивости 151
$10. Взаимодействие субкосмических и рентгеновских лучей с разреженной кос¬
мической плазмой 157
1. Прямое воздействие жесткого электромагнитного излучения на газ 158
2. Прямое воздействие космических лучей на газ 163
3. Вторичные процессы 164
4. Особенности взаимодействия рентгеновских и космических лучей с молеку¬
лярным межзвездным газом .167
$11. Особенности теплового и ионизационного состояний космической плазмы
при различных механизмах нагрева . 169
1. Процессы ионизации газа 169
2. Процессы рекомбинации 172
3. Процессы охлаждения 177
4. Процессы нагрева 180
5. Нагрев, не сопровождающийся ионизацией 181
6. Газ, нагреваемый космическими лучами 187
7. Газ в поле жесткого электромагнитного излучения 188
Литература к главе III 194
Глава I У. МЕЖЗВЕЗДНЫЕ МОЛЕКУЛЫ 196
$12. Основы молекулярной спектроскопии 196
4

1. Электронные состояния 198
X Колебательные состояния 206
3. Вращение молекул 210
4. Тонкие эффекты в молекулярных спектрах 219
|13. Космические мазеры . . 226
2. Общие принципы действия космических мазеров 231
3. Механизмы накачки мазеров на молекулах НзО, ОН и др 237
|14. Межзвездная химия 245
1. Газофазные реакции образования молекул 245
X Процессы разрушения молекул 249
3. Реакции обмена и перезарядки 253
4. Реакции на поверхности межзвездных пылинок 258
5. Места образования и расположения молекул 265
|15. Результаты изучения межзвездных молекул . 274
1. Проблемы межзвездной химии .276
X Изотопическое фракционирование 277
3. Определение температуры реликтового излучения по молекулярным
линиям 278
4. Распределение молекулярного таза в галактиках 279
5. Определение температуры и плотности газа по наблюдению молекулярных
линий 280
6. Тепловой баланс молекулярных облаков 284
7. Диффузные линии поглощения 286
Литература к елале IV 289
Глава V. МЕЖЗВЕЗДНАЯ ПЫЛЬ 291
>16. Поглощение, рассеяние света и собственное излучение межзвездных
пылинок 291
1. Межзвездное поглощение 291
X Альбедо и индикатриса рассеяния 294
3. Основы теории рассеяния света пылевыми частицами 296
4. Собственное излучение пыли . . .301
|17. Основные характеристики пылинок 304
1. Размеры 304
2. Состав 305
3. Строение .308
4. Количество пыли 309
5. Тепловой баланс и температура пыли 310
6. Электрический заряд пылинок. Пыль как компонента космической плазмы . .313
|18. Межзвездная поляризация света 317
1. Линейная межзвездная поляризация 317
2. Механизмы ориентации пылинок 319
3. Круговая межзвездная поляризация 326
|19. Образование и эволюция пылинок 328
1. Места образования 328
X Условия образования твердой фазы 329
3. Возникновение зародышей пылинок 330
4. Условия зарождения пылинок разного состава 332
5. Рост пылинок 333
5

6. Разрушение пылинок . 335
7. Характер эволюции пылинок 336
Литература к главе V 337
Указатель объектов 338
Именной указатель 338
Основные сокращения, принятые в указателях 339
Предметный указатель 339
Указатель элементов, изотопов, ионов, термов 349
Указатель молекул, молекулярных ионов, изотопзамещенных молекул и их термов . .350
Основные обозначения, принятые в книге 352

ПРЕДИСЛОВИЕ
Физика межзвездной среды традиционно занимает видное место в
курсах теоретической астрофизики. Однако бурное развитие представле¬
ний о межзвездной среде в последние 15-20 лет, вызванное внедрением
новых методов наблюдений и последовавшим открытием новых классов
объектов, оказалось не отраженным в учебной литературе. Монографии,
например “Физика межзвездной среды” С.А.Каплана и С.Б.Пикельнера
(М., 1979), мало пригодны для учебных целей, поскольку требуют от
читателя сравнительно высокого уровня специальных знаний. Это к по¬
служило стимулом к написанию данного учебного пособия. Книга рассчи¬
тана на лиц, знакомых с основами общей и теоретической физики, а также
общей астрофизики в объемах университетских курсов. В частности,
предполагается, что они знакомы с величинами, используемыми в астро¬
физике для описания поля излучения. Изложение автор старался довести
до уровня, который позволил бы ориентироваться в современной научной
литературе.
Книга написана по материалам лекций, читавшихся автором на про¬
тяжении примерно пятнадцати лет студентам астрономического отделе¬
ния Московского университета, а также в некоторых других учебных и
научных учреждениях нашей страны. Первоначальную основу курса со¬
ставили лекции профессора С.Б.Пикельнера, которые он читал студен¬
там МГУ до своей кончины в 1975 г. Однако развитие этого раздела
астрофизики привело к значительной переработке материала лекционно¬
го курса. Основное внимание уделено физике процессов и явлений, иног¬
да в ущерб математическому аппарату (из-за ограниченности объема). В
этих случаях обычно даются ссылки на доступные монографии или учеб¬
ники (с указанием параграфов), где соответствующий вопрос изложен
подробнее.
Разнообразие процессов, протекающих в межзвездной среде, делает
невозможным достаточно последовательное изложение их в одной книге.
Поэтому в данном издании основное внимание уделено тем проблемам,
которые недостаточно полно отражены в учебнике В.В.Соболева “Курс
теоретической астрофизики”, — это физика областей Н I, молекулы в
межзвездной среде, включая космические мазеры, физика пылевых час¬
тиц.
В первой главе дается краткое описание основных структур, изучае¬
мых в межзвездной среде. Она является вводной для последующего мате¬
риала.
7

Две следующие главы посвящены областям атомарного водорода. В
главе II описана теория методов, используемых главным образом при
изучении областей Н I. В главе III изложены проблемы теплового и иони¬
зационного равновесия в разреженной атомарной космической плазме,
как в областях Н I, так и в более горячих участках среды, например в
корональном газе, вблизи источников рентгеновского излучения и т.д.
В главе IV изложены те разделы молекулярной спектроскопии, кото¬
рые используются при изучении межзвездной среды, а также основы
физики космических мазеров, межзвездной химии и методов изучения
межзвездной среды по молекулярным линиям. Эти вопросы хуже всего
отражены в литературе на русском языке.
В последней, пятой главе кратко описаны разнообразные по физике
явления, связанные с межзвездной пылью. Вопросы физики межзвездной
пыли представлены в прекрасной книге Л .Спитцера “Физические процес¬
сы в межзвездной среде” (М., 1981), в основном доступной для студентов.
Это позволило ограничиться сравнительно кратким изложением и сосре¬
доточиться преимущественно на вопросах, которым не уделил достаточ¬
ного внимания Спитцер.
Автору хотелось достаточно полно изложить вопросы, затронутые в
книге. Это возможно лишь ценой исключения целого ряда разделов. В
результате в данной книге почти не уделено внимания вопросам физики
областей ионизованного водорода. Теория свечения зон Н II является
классическим разделом физики межзвездной среды и подробно изложена
в “Курсе теоретической астрофизики” В.В.Соболева. К сожалению, из-за
недостатка объема не удалось уделить должного внимания проблемам
газодинамики межзвездной среды и звездообразования, хотя имеющаяся
литература по этому вопросу мало пригодна для студентов. Эти разделы
автор читает студентам МГУ в “Дополнительных главах теоретической
астрофизики”. Их последовательное описание требует еще одной книги
примерно такого же объема.
В тексте имеется большое количество отсылок из одних мест в другие.
Как правило, при первом прочтении их можно не принимать во внимание.
Однако автор надеется, что они окажутся полезными для поиска матери¬
ала в книге при выборочном повторении прочитанного. Обозначение
§ 9.16 отсылает к пункту 16 в § 9. Если указан только пункт (к примеру,
п.За), то речь идет о разделе текущего параграфа.
В заключение выражаю глубокую благодарность всем тем, кто прочи¬
тал отдельные части рукописи и своими замечаниями способствовал ее
улучшению: прежде всего Н.В.Вощинникову, кроме того, В.В.Бурдюже,
Д.А.Варшаловичу, И.В.Госачинскому, С.А.Гуляеву, В.В.Иванову,
В.Б.Ильину, А.В.Засову, Г.М.Рудницкому, В.И.Слышу, РЛ.Сороченко,
В.С.Стрельницкому, Ал.А.Сучкову, В.К.Херсонскому, В.И.Шишову, а
также М.С.Тороповой за помощь в подготовке рисунков.
8

Глава!
МЕЖЗВЕЗДНАЯ СРЕДА
Введшие
Межзвездная среда представляет собой очень разреженную материю
(вещество и электромагнитное излучение), заполняющую пространство
между звездами внутри галактик.
Низкая плотность вещества делала межзвездную среду недоступной
для интенсивных исследований вплоть до 30-х годов XX в. Темные обла¬
ка, такие, как “Угольный мешок” в Млечном Пути, видны невооружен¬
ным глазом, а первые телескопические наблюдения и описания светлых
туманностей были выполнены Цизатом в 1620 г. и более подробные
X.Гюйгенсом в 1656 г. Вместе с тем природа этих объектов была понята
много позже. Первые указания на поглощение света в пространстве меж¬
ду звездами были получены только в 1847 г. В.Струве в непрерывном
излучении и в 1904 г. И.Гартманом в спектральных линиях. Окончатель¬
ное доказательство существования межзвездного вещества связано с ра¬
ботой Р.Трюмплера 1930 г. о межзвездном поглощении света.
За прошедшее с тех пор время выявлено огромное разнообразие усло¬
вий и объектов в межзвездном пространстве, различающихся по всем
параметрам на много порядков. Например, температура колеблется от
4-5К до десятков миллионов градусов, концентрации — от тысячных
долей частицы в кубическом сантиметре и менее (плавно смыкаясь с
межгалактической средой) до 1010см“3 и более, непрерывно переходя в
околозвездные оболочки, протозвезды и другие объекты, четкой границы
между которыми и межзвездным веществом провести невозможно. В на¬
стоящее время межзвездную среду изучают во всех диапазонах электро¬
магнитного излучения — от низкочастотных радиоволн с длинами волн в
сотни метров, наблюдаемых только с искусственных спутников, до гам¬
ма-лучей с энергией квантов в несколько ГэВ.
Наибольший вклад в изучение межзвездного вещества внесла радио¬
астрономия. Связано это с тем, что очень разреженное и в основной своей
массе холодное межзвездное вещество излучает главным образом в длин¬
новолновых диапазонах (инфракрасном и радио). К тому же радиокванты
слабее всего поглощаются межзвездной пылью и поэтому позволяют ис¬
следовать как самые далекие области Галактики, так и самые холодные и
плотные молекулярные облака, совершенно непрозрачные в оптических
лучах. Но именно в них сосредоточена, по-видимому, большая часть
9

межзвездного газа и пыли. Особый интерес представляют молекулярные
облака еще и потому, что они являются местами, в которых происходит
одно из великих таинств природы — рождение звезд.
В этих же облаках, состоящих главным образом из молекул Нг, с
начала 1970-х годов обнаружены простейшие органические молекулы. За
20 лет радиоастрономических наблюдений найдено более 80 различных
межзвездных молекул, среди которых органические составляют около
2/3 и содержат до 13 атомов. Возможность возникновения столь сложных
соединений в условиях крайне разреженного (в миллионы миллиардов
раз менее плотного, чем воздух) газа с криогенными температурами (Т £
100К) явилась большой неожиданностью и потребовала от специалистов
по химической физике поиска реакций специальных типов, способных
эффективно протекать в межзвездных облаках.
Не менее удивителен и другой феномен, также обычно связанный с
молекулярными облаками, — сильные природные космические мазеры,
работающие в непрерывном режиме и излучающие до 1031-1035эрг/с в
одной узкой спектральной радиолинии (напомним, что болометрическая,
т.е. интегральная по всем диапазонам спектра, светимость Солнца Лэ—
» 4* Ю^эрг/с). Для их работы необходимы создание и длительное под¬
держание сильно неравновесных условий. Космические мазеры в молеку¬
лярных облаках, по-видимому, связаны с рождающимися в плотных
облаках звездами и, возможно, являются сгустками протопланетного ве¬
щества.
Низкие потоки электромагнитного излучения в межзвездной среде,
требующие больших инструментов для регистрации, и необходимость
проводить наблюдения в технически труднодоступных диапазонах волн
(коротковолновый радио-, далекие инфракрасный и ультрафиолетовый
диапазоны) привели к тому, что многие типы межзвездных объектов
удалось наблюдать лишь в последние 15-20 лет, в течение которых по¬
лучено огромное количество качественно нового наблюдательного мате¬
риала, позволяющего в настоящее время подойти к пониманию строения
и эволюции не только отдельных наиболее ярких туманностей, но и всей
межзвездной среды в галактиках и связи ее с другими объектами. Впро¬
чем, до сих пор еще далеко не все ключевые вопросы физики межзвездной
материи разработаны и поняты.
Накопленный в настоящее время наблюдательный и теоретический
материал столь обширен и разнообразен, что не может быть изложен
достаточно детально даже в рамках обширной монографии. Если в 1963 г.
книга С.А.Каплана и С.Б.Пикельнера “Межзвездная среда” являлась
энциклопедией по межзвездной среде, содержавшей не только изложение
всех существенных данных наблюдений и теоретических работ, но и
много оригинальных идей авторов книги, то изданная в 1979 г. примерно
в том же объеме (почти 600 страниц) монография тех же авторов “Физика
10

межзвездной среды” дает лишь весьма беглый обзор основных результа¬
тов наблюдений и теоретических исследований.
Прежде чем переходить к детальному изложению основных процессов
и методов изучения межзвездной среды, назовем несколько основных
монографий и обзоров по крупным проблемам физики межзвездной сре¬
ды. Кроме указанных книг Каплана и Пикельнера [1, 2] широкий круг
вопросов освещен в книге Спитцера [3]. Последовательное изложение
отдельных разделов дано в учебнике Соболева [4] и книге Костиковой
[5], где детально изложены вопросы свечения туманностей, в книгах
Каплана [6 ], Пикельнера [7 ], Горбацкого [8 ], Паркера [9 ], Баранова и
Краснобаева [10 ] по газодинамике и магнитной гидродинамике, Шклов¬
ского [11 ] и Лозинской [12] по остаткам вспышек сверхновых звезд, в
обзорах Варшаловича [13] и Рудницкого [14] по межзвездным молеку¬
лам. Межзвездной пыли посвящены монография Гринберга [15] и обзор
Вощинникова [16], магнитным полям — монография Рузмайкина и др.
[17], некоторым вопросам звездообразования — книга Ефремова [18],
строению ближайших к Солнцу окрестностей межзвездной среды — мо¬
нография Бочкарева [19].
Астрофизика космических лучей последовательно изложена в книгах
[20-24]. Описание широкого круга вопросов, связанных с частицами
высоких энергий в межзвездной среде, содержится в книге Лонгейра [25 ].
Отметим также сборники статей и обзоров [26-33 ]; обзоры, посвященные
отдельным проблемам, можно найти в издаваемых ежегодно сборниках
Annual Review of Astronomy and Astrophysics.
Прекрасным введением в проблематику может служить полупопуляр-
ная книга Спитцера [34 ], в которой описаны современные представления
о межзвездной среде и методы ее изучения. По отдельным вопросам
полезными окажутся книги [35-38 ] и некоторые другие.
§1. СОСТАВ И СТРУКТУРА МЕЖЗВЕЗДНОЙ СРЕДЫ
1. Компоненты межзвездной среды и их взаимосвязь
Межзвездная среда состоит из различных по своей природе и свойст¬
вам компонент, весьма равномерно перемешанных друг с другом. Основ¬
ной составной частью межзвездной среды является межзвездный газ
(атомы, молекулы, атомарные и молекулярные ионы). Он перемешан с
межзвездной пылью, содержащей около 1 % массы межзвездной среды, и
пронизывается магнитными полями, космическими лучами и электро¬
магнитным излучением, которые также считаются ее компонентами.
Все компоненты тесно связаны друг с другом. Поскольку любые уча¬
стки межзвездного газа в большей или меньшей степени ионизованы
космическими лучами и жестким электромагнитным излучением и име¬
ют поэтому хорошую проводимость, газ сильно взаимодействует с маг-

межзвездной среды” дает лишь весьма беглый обзор основных результа¬
тов наблюдений и теоретических исследований.
Прежде чем переходить к детальному изложению основных процессов
и методов изучения межзвездной среды, назовем несколько основных
монографий и обзоров по крупным проблемам физики межзвездной сре¬
ды. Кроме указанных книг Каплана и Пикельнера [1,2] широкий круг
вопросов освещен в книге Спитцера [3]. Последовательное изложение
отдельных разделов дано в учебнике Соболева [4] и книге Костиковой
[5], где детально изложены вопросы свечения туманностей, в книгах
Каплана [6], Пикельнера [7], Горбацкого [8], Паркера [9], Баранова и
Краснобаева [10 ] по газодинамике и магнитной гидродинамике, Шклов¬
ского [11 ] и Лозинской [12] по остаткам вспышек сверхновых звезд, в
обзорах Варшаловича [13] и Рудницкого [14] по межзвездным молеку¬
лам. Межзвездной пыли посвящены монография Гринберга [15] и обзор
Вощинникова [16], магнитным полям — монография Рузмайкина и др,
[17], некоторым вопросам звездообразования — книга Ефремова [18],
строению ближайших к Солнцу окрестностей межзвездной среды — мо¬
нография Бочкарева [19].
Астрофизика космических лучей последовательно изложена в книгах
[20-24]. Описание широкого круга вопросов, связанных с частицами
высоких энергий в межзвездной среде, содержится в книге Л онгейра [25 ].
Отметим также сборники статей и обзоров [26-33 ]; обзоры, посвященные
отдельным проблемам, можно найти в издаваемых ежегодно сборниках
Annual Review of Astronomy and Astrophysics.
Прекрасным введением в проблематику может служить полупопуляр-
ная книга Спитцера [34 ], в которой описаны современные представления
о межзвездной среде и методы ее изучения. По отдельным вопросам
полезными окажутся книги [35-38 ] и некоторые другие.
$1. СОСТАВ И СТРУКТУРА МЕЖЗВЕЗДНОЙ СРЕДЫ
1. Компоненты межзвездной среды и их взаимосвязь
Межзвездная среда состоит из различных по своей природе и свойст¬
вам компонент, весьма равномерно перемешанных друг с другом. Основ¬
ной составной частью межзвездной среды является межзвездный газ
(атомы, молекулы, атомарные и молекулярные ионы). Он перемешан с
межзвездной пылью, содержащей около 1 % массы межзвездной среды, и
пронизывается магнитными полями, космическими лучами и электро¬
магнитным излучением, которые также считаются ее компонентами.
Все компоненты тесно связаны друг с другом. Поскольку любые уча¬
стки межзвездного газа в большей или меньшей степени ионизованы
космическими лучами и жестким электромагнитным излучением и име¬
ют поэтому хорошую проводимость, газ сильно взаимодействует с маг-
11

нитными полями. Непосредственно поле влияет на движение ионов, но
при частых соударениях они передают воздействие поля на атомы и пы¬
линки. Впрочем, последние, как правило, электрически заряжены либо
отрицательно — налипшими на них при соударениях электронами, либо
положительно—за счет фотоэффекта, вызванного межзвездным ультра¬
фиолетовым излучением. Поэтому пылинки непосредственно восприни¬
мают влияние магнитного поля.
Космические лучи и электромагнитное излучение поглощаются газом
и пылью, нагревая и ионизуя их. В свою очередь межзвездные газ и пыль
излучают электромагнитные волны разных диапазонов от длинноволно¬
вого радио-до жесткого гамма-излучения. Во многих областях межзвезд¬
ной среды может происходить ускорение космических лучей, причем в
отдельных активных участках среды частицы могут ускоряться до очень
высоких энергий. Кроме того, давление космических лучей и магнитного
поля играет большую роль в крупномасштабной динамике среды, элект¬
роны космических лучей в галактических магнитных полях создают фо¬
новое галактическое радиоизлучение, а ядра космических лучей при
взаимодействии с межзвездным газом испытывают ядерные превраще¬
ния, изменяющие состав космических лучей и газа, а также создают
гамма-излучение межзвездного газа.
Частично ионизованный межзвездный газ, участвуя в дифференци¬
альном вращении галактик, увлекает за собой силовые линии магнитного
поля, вызывая тем самым усиление магнитного поля динамо-механизмом
[39 ]. На форму силовых линий магнитного поля оказывает влияние дав¬
ление космических лучей, а конфигурация магнитного поля определяет
диффузию космических лучей в галактиках. Таким образом, каждая
компонента межзвездной среды взаимодействует со всеми другими.
2. Распределение по типам галактик
Основной составной частью межзвездной среды является газ. В эллип¬
тических (Е-) галактиках межзвездного газа обычно очень мало, меньше
0,1 % от массы галактики ЭДо» в спиральных (S-) — 1-10% ЭДс, а в бо¬
льшинстве неправильных (1г-) галактик газ составляет более 10% массы
(табл. 1.1 и 1.2) .В таблицах приведена масса атомарного газа в единицах
массы Солнца 2 • 1033 г. С учетом вещества в молекулярной форме
цифры для S-галактик следует примерно удвоить, в отличие от 1г-галак-
тик, в которых молекул обычно мало по сравнению с атомами. Полная
«
Здесь масса газа отнесена к массе звезд, излучение которых удается зарегистрировать
на фоне неба. Изучение кривых вращений галактик и другие методы показывают, что во
внешних частях галактик обычно сосредоточена ненаблюдаемая непосредственно (так
называемая скрытая) масса в количестве, в несколько раз большем, чем наблюдаемая. Она
здесь во внимание не принята. Як? — это масса галактики, сосредоточенная внутри изофо¬
ты, ограниченной 25-й звездной величиной с квадратной секунды дуги.
12

масса газа в Галактике 4-109 ЗЛ®® 2%®g, из которых на атомар¬
ный приходится ® 2 * 109 ^Я®. Среди эллиптических галактик газ встре¬
чается в заметном количестве лишь в гигантских Е—галактиках и собран
преимущественно в их центрах, хотя в некоторых гигантских Е—галакти¬
ках, являющихся радиоисточниками, имеются также газопылевые диски
(например, в Центавре А). Кроме того, у многих гигантских эллиптиче¬
ских галактик обнаружены горячие газовые короны с массами порядка 109
®®. В галактиках других типов также присутствует межзвездный газ в
центрах и коронах, но основная масса его сосредоточена в галактических
дисках.
Таблица 1.1
Среднее содержание атомарного водорода в галактиках различных типов
(по классификации Вокулера)
Тип галактики
Sa-Sob
Sb-Sbc
&-Scd
Sd-Sm
ir
ЗДн/ЗДо. %
1,6
5,9
7,8
9,7
17,9
Таблица 1.2
Масса нейтрального атомарного водорода в ближайших галактиках
Галактика
Тип
Расстояние.
Мпк
ЗЙн/ро9®©
»h/W.
БМОФ)
1г
0,05
0,54
9
ммо’>
1г
0,06
0,48
32
М31
Sb
0,69
3,9
1,4
МЗЗ
Sc
0,72
1,3
7,2
М51
Sbc
4,6
1.5
3,1
М101
Sc
4,6
8,9
6,8
Но I I
Ir
3,3
0,84
70
NGC3I09
Ir
2,2
1.6
20
«)
Большое и Малое Магеллановы облака.
Наиболее детально межзвездная среда изучена в Галактике. Оказа¬
лось, что ее свойства типичны для спиральных галактик. Поэтому многие
процессы и явления в межзвездной среде спиральных галактик рассмат¬
ривают на примере Галактики. Свойства среды в галактиках других типов
изучены значительно хуже.
3. Состав межзвездного газа
Межзвездный газ, как и вещество звезд, состоит главным образом из
водорода и гелия с небольшой добавкой других химических элементов. В
13

среднем атомы водорода составляют около 90% числа всех атомов, или
X ~ 70% по массе. На атомы гелия приходится около 10% числа атомов,
или У « 28 % массы. Остальные Z ~ 2% массы составляют все последую¬
щие элементы ("тяжелые элементы"). Наиболее обильны из них кисло¬
род, углерод, азот, неон, магний, кремний, сера, железо. Все вместе они
составляют приблизительно 1 /1000 атомов межзвездного вещества. Од¬
нако роль их в межзвездном газе очень велика.
Изучение межзвездных линий поглощения в ультрафиолетовых спек¬
трах звезд (рис. 1.1 ,я) показало, что по сравнению с составом атмосферы
Солнца (табл. 1.3) в межзвездном газе наблюдается дефицит ряда тяже¬
лых элементов, особенно Al, Са, Ti, Fe, Ni, распространенность которых
в десятки и сотни раз меньше, чем на Солнце (рис. 1.1,6). В разных
участках Галактики величина дефицита несколько разная. Возникнове¬
ние дефицита связано с тем, что значительная часть указанных элемен¬
тов израсходована на образование пылинок и они почти отсутствуют в
газовой фазе.
Наблюдаются градиенты распространенности элементов и их изотоп¬
ного состава вдоль радиуса спиральных галактик, так что доля тяжелых
элементов Z возрастает от края к ее центральным частям в несколько раз
(рис. 1.1,в, г) .На регулярный ход Z наложены отдельные неоднородно¬
сти. Неоднородности и градиенты состава связаны в основном с химиче¬
ской эволюцией галактик, однако содержание в межзвездном газе
изотопа водорода — дейтерия — сформировано в значительной степени
на ранних этапах эволюции Вселенной. Поэтому наблюдения дейтерия
являются очень важными для космологии.
Таблица 1.3
Космическая распространенность наиболее обильных эле¬
ментов (“нормальное” содержание элементов в космиче¬
ском веществе по числу атомов относительно водорода,
соответствующее составу атмосферы Солнца)
Атомный
номер
Элемент
Символ
Распростра¬
ненность
1
Водород
н
1
2
Гелий
Не
0,1
6
Углерод
С
3.3-10'4
7
Азот
N
0,9’10"4
8
Кислород
О
6.6-10’4
В Галактике изменение величины Z вдоль радиуса немонотонно. В окрестностях
Солнца (Rg *«10 кпк) Z растет к центру. На расстоянии примерно 3-4 кпк от центра это
значение наиболее велико. Ближе к центру, исключая сам центр, Z, видимо, меньше, чем
в других местах, а в центре Z вновь повышается.
14

АтомньЛ
номер
Элемент
Символ
Распростра¬
ненность
10
Неон
Ne
0,8-1 O'4
12
Магний
Mg
2,6' 10S
14
Кремний
Si
3,3'10’3
16
Сера
s
1.6-10'3
18
Аргон
Аг
0,6-10’3
20
Кальций
Ca
0,2* IO"3
26
Железо
Fe
4,0'10'3
4. Распределение и движение газа
Распределение и движение межзвездного газа изучаются главным
образом по радиолиниям излучения 21см межзвездного атомарного водо¬
рода и 2,6 мм молекул моноокиси углерода СО. Межзвездный газ очень
разрежен. В среднем по диску Галактики имеется около 0,5-0,7 атома
водорода в 1 см3 среды (плотность « 1024 г/см3). Распределение объем¬
ной и поверхностной плотности газа вдоль радиуса дисков спиральных
галактик обычно характеризуется максимумом на расстоянии в 5—8 кпк
от центра (для Галактики — 5 кпк; рис. 1.2, а) с типичной величиной
поверхностной плотности о ~ 1021 атомов водорода в столбе сечением
1 см2, расположенном поперек диска галактики, что примерно соответст¬
вует 10ЭД®/пк2. С приближением к центру и с удалением от него а
убывает (рис. 1.2,6), но межзвездный газ обычно прослеживается по край¬
ней мере до расстояний 20-30 кпк, а следы его иногда и далее 50 кпк от
центра, где галактики в оптическом диапазоне практически не видны
(рис. 1.2,в,г). В некоторых галактиках распределение поверхностной
плотности газа вдоль галактического радиуса плавное: а убывает от са¬
мого центра к периферии.
Доля молекулярного газа в межзвездном веществе также уменьшается
по мере удаления от центра. Наибольшее содержание молекул совпадает
с областью максимальной плотности газа в галактике, например в нашей
Галактике молекулярный газ расположен в основном в кольце на рассто¬
янии 4—8 кпк от центра (рис. 1.2,а). Молекулярный газ наиболее сильно
концентрируется к галактической плоскости, образуя в Галактике слой с
характерной полутолщиной всего 60 пк. Однако в Галактике часть высо¬
коширотных облаков содержит наряду с атомарным значительное коли¬
чество молекулярного вещества. Общая масса молекулярного газа
Галактики около 2 • 109 ЭД®.
В спиральных и неправильных галактиках газ вращается вокруг га¬
лактического центра в ту же сторону, что и звезды диска. На это регуляр-
15

ное дифференциальное вращение накладываются пекулярные (случай¬
ные) движения отдельных элементов газа, скорости которых в Галактике
1,А
1000
1100
1200
1300
HI
NT
01
1302
а
т т
СИ
1230
1243
G 49,4-0,3
Sgr А
„0 км/с”
газ
/ DR21
N662024
о
pgr А 40 км/с
* Sgr В2
L
5
Рис. 1.1. Состав межзвездного газа: а — ультрафиолетовый спектр звезды дзета Персея с
межзвездными линиями поглощения молекул водорода Нг, атомов и ионов, включая высо¬
козарядные ионы N V и О VI; б — содержание элементов в межзвездной среде относительно
Солнца (®). Элементы расположены в порядке возрастания температуры Тк, при которой
они или их соединения выпадают в твердую фазу, т.е. образуют пылинки; в — изотопный
состав углерода на разных расстояниях от центра Галактики Rg\ г — зависимость содержа¬
ния кислорода в галактических зонах Н II в функции галактоцентрического расстояния Rg
16

Рис. 1.2. Распределение межзвездного газа в галактиках: а — распределение по радиусу
Галактики R& концентрации атомарного л(Н I), молекулярного л(Нг) водорода и полной
концентрации водорода п(Н); б — распределение поверхностной плотности а нейтрального
атомарного водорода по диску спиральной галактики М31 (туманности Андромеды), ось
которой наклонена под углом 78" к наблюдателю. Спиральные ветви не заметны из-за
низкого углового разрешения; в, г—изображения галактики М101, выполненные в одинако¬
вом масштабе в радиолинии водорода 21 см (в) и в оптических лучах (г) ’

3
6
Рис. 1.3. Межзвездный водород в диске Галактики: а — величина изгиба газового диска
Галактики z в функции расстояния от центра Галактики; б — полутолщина диска Галактики
(на о и б разными значками указаны различные наблюдательные данные); в — схема
распределения Н I в плоскости Галактики. Шкала расстояний дана в кпк, С — центр
Галактики, пересечение осей указывает на положение Солнца, Н V С — внешние части
далеких спиральных ветвей, которые, как предполагается, наблюдаются в виде высокоско¬
ростных облаков

6-10 км/с. В спиральных галактиках заметное отличие движений облаков
газа от круговых возникает при их прохождении через спиральные ветви.
У отдельных элементов газа имеются также значительные компоненты
скорости, перпендикулярные плоскости Галактики (в основном так назы¬
ваемые высокоскоростные, или высокоширотные, облака, см.ниже).
Характерная толщина газового слоя Галактики в области максимума
а и далее до 10-12 кпк от центра приблизительно равна 200-300 пк. Она
медленно уменьшается с приближением к центру и резко увеличивается
к краям, достигая нескольких килопарсеков на расстоянии 15-20 кпк от
центра (рис. 1.3,а). В неправильных галактиках средняя толщина газово¬
го слоя больше, а концентрация газа такая же или меньше. Как показали
наблюдения, внешние части газового диска Галактики изогнуты (рис,
1.3,6), возможно, из-за приливного влияния соседних галактик — Магел¬
лановых облаков.
В плоскости Галактики среднее значение концентрации электронов
<Ле>®* 0,03 см‘3 (0,03 электрона на I см3 среды), но распределены они
крайне неравномерно, так что <Пе‘>1<Пе,>^ 8*. Степень ионизации газа
растет с увеличением высоты над плоскостью Галактики. Характерная
полутолщина слоя электронов в окрестностях Солнца 800 пк. Эти данные
получены в основном в межоблачном газе. В облаках Н I величина пе,
видимо, близка к средней.
Исследование межзвездных мерцаний радиоизлучения пульсаров,
вызванных рассеянием излучения на неоднородностях межзвездного га¬
за, позволяет изучать мелкомасштабные флуктуации пе* Размеры нео¬
днородностей весьма разнообразны, но при наблюдениях пульсаров
основной вклад в мерцания дают неоднородности размером ~ 10й см. Вы¬
званы эти неоднородности, по-видимому, плазменной турбулентностью.
Высоко над плоскостью Галактики основную часть объема заполняет
горячий (Г « 105К и больше) и очень разреженный газ (на высоте 5 кпк
над плоскостью Галактики концентрация газа п « 3 • 10'4см’3). Несмот¬
ря на низкую плотность, он составляет основную массу газа в гало. Не¬
большая часть массы газового гало сосредоточена в планетарных
туманностях. Немного газа имеется в некоторых наиболее плотных ша¬
ровых звездных скоплениях. Кроме того, на высоких галактических ши¬
ротах преимущественно по радиоизлучению водорода наблюдаются
высокоскоростные облака, движущиеся в основном к плоскости Галакти¬
ки со скоростью 100-400 км/с (в центре Галактики есть облака, удаляю¬
щиеся от него с большой скоростью, см. ниже разд. 9). Они образуют по
обе стороны от галактического экватора сложную вихревую картину (рис.
1.4). Расстояния до них и их природа до конца не выяснены. По-видимо¬
му, разные образования имеют разное происхождение.
Здесь и далее угловые скобки означают усреднение. Указанное отношение означает,
что концентрации электронов меняются от точки к точке в среднем на два порядка.
19

ем
+
Рис. 1.4. Распределение по небу высокоскоростных облаков. Контуры соответствуют уровню 1 /2 максимальной интенсивности излучения
облака. Приведены галактические координаты / и d, NGP — северный, SGP — южный полюс Галактики. Протяженное образование в южном
полушарии — Магелланов поток, тянущийся от Большого (LMC) и Малого (SMC) Магеллановых облаков

Есть основание полагать, что заметная доля облаков, наблюдаемых на
умеренных широтах (см. верхнюю часть рис. 1.4), представляет собой
проекцию на небесную сферу изогнутой (рис. 1.3,6) части далекой пери¬
ферии газового диска Галактики (помечены Н VC на рис. 1.3,в). Вероятно,
часть высокоширотных высокоскоростных облаков связана с явлением
галактических фонтанов (см. §2.3).
Безусловно, другую природу имеет наблюдающийся на высоких га¬
лактических широтах так называемый Магелланов поток — газовый по¬
яс, описывающий на небе дугу длиной примерно 180° и тянущийся от
Магеллановых облаков к Галактика (рис. 1.4, внизу). Его, однако, следу¬
ет отнести не к межзвездному, а к межгалактическому газу. Разреженный
атомарный водород наблюдается также в окрестностях некоторых других
галактик, например М81, IC10. Найдены отдельные межгалактические
облака Н I, не связанные с галактиками.
В дисках спиральных галактик основная часть межзвездного вещества
сосредоточена в спиральных ветвях, часто называемых также спиральны¬
ми рукавами. На рис. 1.3,в изображено распределение нейтрального ато¬
марного водорода в диске Галактики, показывающее спиральную
структуру. Однако легче спиральное распределение газа прослеживается
на радиоизображениях галактик, наблюдаемых плашмя (см. рис. 1.2,в).
В пространстве между ветвями плотность среды в несколько раз меньше
средней.
5. Сверхоблака, молекулярный газ, области
звездообразования
В спиральных ветвях и, вероятно, между ними газ распределен крайне
неравномерно. Основная часть его собрана в так называемые сверхобла¬
ка — области атомарного и молекулярного газа размером около килопар¬
сека с типичной массой 3* 107 SR® [18, §1.6, §11.3 ]. Наиболее отчетливо
они наблюдаются в галактиках в виде газопылевых комплексов — клоч¬
коватых образований размером в многие сотни парсеков, тянущихся
длинными вереницами вдоль внутренних краев спиральных ветвей.
Сверхоблака возникают в галактических дисках, по-вцдимому, в основ¬
ном под действием гравитационной неустойчивости и являются гравита-
ционно-связанными образованиями. Благодаря этому время
существования отдельного сверхоблака составляет по крайней мере сотни
миллионов лет. Из всей иерархии объектов межзвездной среды сверхоб¬
лака — самые крупные, массивные и долгоживущие. Их эволюция опре¬
деляет строение и эволюцию межзвездной среды, историю
звездообразования, а тем самым внешний вид и эволюцию галактик, в
которых они находятся (см. §2.3).
Сверхоблака — образования крайне неоднородные, со сложной струк¬
турой. Основная часть их объема представляет протяженные области Н I
21

с характерной концентрацией газа пн -10 см’3. В них вкраплены образу¬
ющиеся там уплотнения в виде гигантских молекулярных облаков (часто
используется сокращение ГМО).
ГМО — это темные облака с характерным диаметром 40 пк и средней
массой 3* Ю5 ЭД®. В них сосредоточен практически весь молекулярный
газ, т.с. около половины массы всего межзвездного газа в Галактике
(» 2* Ю9ЭД®). Количество ГМО в Галактике 5-6 тыс. Это самые много¬
численные из массивных объектов. Только шаровые звездные скопления
имеют такие же массы, но количество их в Галактике оценивается при¬
мерно в 500 (обнаружено около 150). Большая масса и количество гиган¬
тских молекулярных облаков приводят к тому, что они играют важную
роль в динамике Галактики.
Как отмечено в предыдущем разделе, ГМО относятся к самой плоской
составляющей Галактики (полутолщина слоя всего 60 пк), причем боль¬
шинство из них сосредоточено в кольце на расстояниях между 4 и 8 кпк
от центра Галактики (см. рис. 1.2,я). ГМО встречаются как в спиральных
ветвях Галактики, так и между ними. В спиральных ветвях облака в
среднем теплее (Т ЗОЮ, чем между ними (Т £ 20К), что связывают с
происходящим в молекулярных облаках спиральных рукавов звездообра¬
зованием. ГМО, как и другие объекты в межзвездной среде, имеют силь¬
ный разброс параметров. Самые массивные из них имеют массы в
миллионы масс Солнца (например, Стрелец В2 в галактическом центре).
ГМО, как и сверхоблака, являются неоднородными. При средней кон¬
центрации газа в ГМО Ю2-103см"3 в них отмечается в целом увеличение
плотности к центру. Оно сопровождается уменьшением турбулентных
скоростей газа от 5-6 км/с на периферии ГМО до £ 1 км/с в центральных
частях. Кроме того, по всему объему ГМО встречаются многочисленные
уплотнения. Вис ядер ГМО типичная концентрация молекул в уплотне¬
ниях (3-10) • 103см'3, температура Т ~ 20К, диаметр d ж 0,3-1 пк, масса
от единиц до сотен масс Солнца. В ядрах ГМО сгустки плотнее, обычно
п - Ю5-Ю6см’3, компактнее: d = 0,03-0,5 пк, холоднее: типичное значе¬
ние Т= ЮК, наиболее холодные имеют температуру всего 5-6К.
ГМО называют иногда черными облаками, поскольку в них, как и
всюду в межзвездной среде, присутствует пыль, поглощающая и рассеи¬
вающая оптическое излучение. Величина межзвездного ослабления света
в ГМО составляет обычно Лу • 10-100"1 (оптическая толщина 10—100). В
уплотнениях в ГМО Л у еще больше, вплоть до значений порядка Ю4.
Изредка в межзвездном пространстве встречаются так называемые
большие, или гигантские, глобулы (глобулы Бока) — изолированные,
очень компактные (0,1-1 пк), плотные (« Ю4см'3), холодные (Т ~ ЮК)
молекулярные облака, обычно наблюдаемые как черные пятна на звезд¬
ном фоне Млечного Пути. Их массы колеблются от долей массы Солнца
до — 100 ЭД®. Промежуточными между ними и обычными диффузными
межзвездными облаками являются также изолированные, но более про¬
22

тяженные te 1 пк) и менее плотные (» 103см~3) темные облака» подробно
изученные Хайл есом. Являясь в основном молекулярными, они еще силь¬
но проявляют себя в линии 21 см атомарного водорода. Пример такого
облака — темная туманность “Угольный мешок”, наблюдаемая на фоне
звезд на южном небе. Размер ее — несколько парсеков. В ней идет звез¬
дообразование.
Характерными образованиями оказались мелкие молекулярные обла¬
ка, обнаруженные и изученные на расстояниях в сотни парсеков от Сол¬
нца. Их размеры порядка парсека, масса обычно от единиц до сотен
солнечных масс, температура Т ~ 20К, а значения Av всего 1-Зт [19 J. Их
общая масса в Галактике оценивается равной примерно 108 ЭД®. Наибо¬
лее плотные и компактные среди них наблюдаются на фоне неба в виде
гигантских глобул.
Молекулярные облака состоят главным образом из молекул водорода
Нг. Наблюдается молекулярный водород по ультрафиолетовым линиям
поглощения (см. рис. 1.1,а) и в немногих случаях по инфракрасным
линиям излучения и малодоступен для непосредственного изучения. Во
внутренних частях газопылевых комплексов, непрозрачных в ультрафи¬
олетовых лучах, изучать Нг непосредственно вообще невозможно. Кроме
молекул Нг, в молекулярных облаках наблюдаются и другие молекулы,
среди которых наиболее обильна моноокись углерода СО. Ее концентра¬
ция пропорциональна количеству молекул Нг: отношение концентраций
п (Н2)/п (СО) « 104.
Всего к началу 1990-х годов было известно более 80 различных моле¬
кул (табл. 1.4), а с учетом изотопических аналогов — более 100. Некото¬
рые молекулы (CH, НСО и др.) наблюдаются не только в нейтральном
состоянии, но и в форме положительно заряженного иона, N2H+ — только
в виде иона. Все молекулы, которые удалось обнаружить за первые 20 лег
их активного изучения (к середине 1980-х годов), содержали всего 6
химических элементов: Н, С, N, О, Si, S. После вступления в строй круп¬
ных радиотелескопов, работающих в коротковолновой части миллимет¬
рового диапазона (вторая половина 1980-х годов), были, наконец,
найдены простые молекулы, содержащие атомы металлов: Na, Л1, К, а
также фтор и хлор (табл. 1.4). Около 2/3 молекул содержат углерод, и
поэтому их обычно относят к разряду органических. Распространенность
молекул слабо зависит от их сложности: большинство двухатомных моле*
кул разбавлено молекулами Нг в пропорции 10"6-10‘8, в то время как для
7-атомных и более сложных типичными значениями являются 10*К -
10‘10.
Многие молекулы найдены в различных изотопических вариантах,
например, кроме Нг обнаружена изотопзамещенная молекула HD (D —
дейтерий); моноокись углерода изучена в пяти изотопических вариантах
12С16О, 13С16О, 12С17О, 1 С1 О и 13С18О. Таким образом, в молекуляр¬
ном газе удается исследовать два изотопа водорода, два изотопа углерода.
23

три — кислорода. Среди редких изотопов отождествлены также 15N, 29Si,
.Ji, 33S и 34S.
Таблица 1.4
Молекулы, обнаруженные в межзвездной среде или околозвездных оболочках
Количество
атомов
Молекулы
2
Н2, СН, СИ*, ОН. Сг, CN. СО. NO, НС1, CS. PN(?)*, NS, SiO, SO,
SO*. SIS, NaCI, KC1, A1C1, A1F, NH
3
H2D+(?), H2O, CH2, C2H, HCN, HNC, HCO, HCO+, НОСЧ?),
HCS+, N2H+, H2S, HNO(?), OCS, SO2, Оз, NaOH. SiC2, C2S
4
NHj, СгН2, H2CO, HNCO, H2CS. CjN, HNCS, СэН, СзО, HCNH*.
C3S, HCO2+
5
CH4(?>, CH2NH, CH2C0, NH2CN. HCOOH, C4H, HC3N, SiH<(?),
C3H2
6
CH3OH, CH3CN, NH2CHO. CH3SH, СзН, C2H4
7
СНэЫН2, CH3C2H, СНзСНО. CH2CHCN, HCjN, СбН(?)
8
HCOOCH], CH3C3N
9
СН3СН2ОН, CH3OCH3, CH3CH2CN, HCiN, CH3C4N
10
CH3C3N
11
HC9N
13
HCiiN
? — неуверенное отождествление
Обычно значительная часть объема газопылевых комплексов (сверх¬
облаков) занята очагами звездообразования — обширными комплексами
темных и светлых туманностей (см. §4), в которых формируются в насто¬
ящее время звезды, как многочисленные маломассивные, так и более
редкие массивные яркие горячие звезды. Последние подсвечивают пыль,
образуя светлые отражательные туманности. Наиболее горячие и яркие
звезды ионизуют газ вокруг себя, формируя сначала компактные, а затем
диффузные области ионизованного водорода Н II—светлые эмиссионные
туманности. Пространственное распределение зон Н II в галактиках хо¬
рошо выявляется при наблюдении галактик с помощью узкополосных
фильтров, выделяющих эмиссионные линии зон Н II. Зоны Н II служат
надежным индикатором расположения в галактиках массивных горячих
звезд. В спиральных галактиках зоны Н II показывают четкую корреля¬
цию со спиральными рукавами (рис. 1.5).
С областями звездообразования связаны и другие типы туманно¬
стей — те, в которых газ нагрет до миллиона градусов (см. разд.8 этого
параграфа и §4.4). К ним относятся туманности, возникающие вокруг
24

звезд, инжектирующих в пространство значительные потоки вещества
(звездный ветер), а также вокруг звездных ассоциаций. Наиболее энер¬
гичное истечение вещества демонстрируют массивные гелиевые звезды
Вольфа-Райе. Кроме того, сюда относятся остатки сверхновых звезд,
значительная часть которых возникает при взрыве массивных звезд и
связана с областями звездообразования.
В целом комплекс звездообразования в сверхоблаке развивается при-
Рис. 1.5. Рисунок по фотографии M5I через узкий фильтр в линии Ifa. Темные
сгустки — крупные и гигантские зоны НII
мерно 108 лет, охватывая за это время объем сверхоблака [18 ]. В комп¬
лексе звездообразования, заканчивающем свою эволюцию, встречаются
как рождающиеся объекты, так и звезды с возрастом около 108 лет. При¬
чем пространственное расположение объектов в окрестностях отдельных
ГМО коррелирует с возрастами: чем старше звезды, тем дальше они от
края ГМО (см. §2.2, рис.2.2); самые молодые объекты — протозвезды —
находятся внутри молекулярных облаков около их краев и наблюдаются
в виде инфракрасных источников, компактных и сверхкомпактных зон
25

НИ, изучаемых в основном по радиоизлучению (см. §7), космических
мазеров и других образований. Наблюдаемая картина соответствует то¬
му, что по среде бежит волна звездообразования, “сжигающая” молеку¬
лярное облако со скоростью 5-10 км/с.
б. Межзвездные мазеры
Космические мазеры — это источники радиоизлучения, в которых
происходит усиление тепловой эмиссии газа в спектральных линиях мо¬
лекул за счет преобладания процессов индуцированного излучения над
поглощением (см. §13), т.е. в космических мазерах происходят те же
физические процессы индуцированного усиления, что и в лабораторных
мазерах. Межзвездные мазеры излучают в частотах отдельных радиоли¬
ний в непрерывном режиме. От обычных “тепловых” источников радио¬
излучения их отличают отношения интенсивностей различных линий,
нехарактерные для тепловой эмиссии, а также часто очень высокая ин¬
тенсивность и степень поляризации излучения в линиях.
Сильное мазерное радиоизлучение наблюдается в линиях гидроксила
ОН (Л « 18 см), воды Н2О U -1 >35 см), моноокиси кремния SiO (2-7 мм)
и метилового спирта СН3ОН (1,2 см), слабое — в радиолиниях других
молекул. Яркостная температура мазерного излучения достигает 1О10 К
для SiO. 1013К для ОН и 10 -10,6К для Н2О. В то же время линии
являются очень узкими. Излучение космических мазеров характеризует¬
ся сильной переменностью.
Мазерные источники, связанные с областями звездообразования,
обычно представляют собой скопление маленьких (£ 1013~1(г4см) дета¬
лей, расположенных в гнездах размером 1016-1017см. В гнезде может
быть несколько десятков таких образований, движущихся относительно
друг друга со скоростями в десятки и сотни км/с. Светимость всего гнезда
в одной мазерной радиолинии обычно составляет 1028~ 1031 эрг/с, но
иногда может достигать 1033 эрг /с, а в случае мегамазеров — мазерного
радиоизлучения активных галактических ядер — около 1035 эрг/с. Эти
числа соответствуют испусканию 1044-1051 радиофотонов в секунду в
узком спектральном диапазоне радиолинии.
В областях звездообразования мазерные конденсации обычно собраны
в два конуса и разлетаются от расположенной в центре массивной прото¬
звезды с тем большей скоростью, чем дальше они удалены от нес. Конден¬
сации являются плотными сгустками с концентрацией газа п = 107-
1011 см'3 и имеют массы 1027- 1О30 г. Они, возможно, подобны протопла-
нетным сгущениям.
Мазерные источники, связанные с областями звездообразования,
обычно наиболее мощные. Их часто используют как очень удобные инди¬
каторы очагов образования звезд. Другой, более редкий тип мазерных
источников невысокой светимости связан с областями взаимодействия
26

остатков сверхновых с молекулярными облаками. Наконец, большую
популяцию составляют мазеры в околозвездных оболочках вокругстарых
звезд поздних спектральных классов с сильным истечением вещества (см.
§13.1).
7. Области атомарного водорода
Вне газопылевых комплексов вещество также собрано в отдельные
межзвездные облака, состоящие в основном из атомарного водорода. Раз¬
брос параметров облаков очень велик. Для большинства из них концент¬
рация газа составляет 2-50 см’3 (в среднем около 10 см"3), размеры —1-20
пк (в среднем около 10 пк) и температура — 30-120К (в среднем 70-80К).
Типичная масса облака ЭДс — сотни ЭД®, спектр масс пропорционален
ЭДс"3^2. Межзвездные облака, как и другие образования межзвездной
среды, неоднородны. Они имеют обычно волокнистую структуру.
Газ между облаками (межоблачная среда, или “теплый” межзвездный
газ) имеет концентрацию около 0,1 см"3 10"25 г/см3) и температуру
7000-10000К. Межоблачная среда слабее концентрируется к плоскости
Галактики, чем в среднем межзвездный газ. В окрестностях Солнца полу¬
толщина слоя межоблачной среды около 350 пк.
В сфере радиусом 500 пк вокруг Солнца средняя концентрация атомов
водорода <лн>~ 0,86 см"3. Из них только четвертая часть связана в моле¬
кулы Н2, так что <п(Н2)>~ 0,14 см’3. Если исключить облака, то на меж¬
облачную среду остается < л н> ~0,16 см”3 (в плоскости Галактики). Сте¬
пень неоднородности межзвездной среды проявляется в том, что есть
направление с галактическими координатами I ~ 240° и b ~ -10°, где на
пути 200 пк <лн> < 0,008 см'3, но в направлении I ~ 350° и b ~+20° на
том же пути <нн> * 2,5 см’3. Здесь луч зрения упирается в ближайшее к
Солнцу гигантское молекулярное облако Змееносца-Стрельца, удален¬
ное от нас примерно на 150 пк, в то время как в направлении I - 240°
тянется коридор почти свободный от межзвездного газа, и значительное
количество межзвездного вещества встречается лишь на расстоянии око¬
ло 2 кпк. В области радиусом 140 пк от Солнца <пн> ж 0,25 см 3, а в сфере
г £ 3 пк водород распределен сравнительно однородно и пн находится в
пределах от 0,05 до 0,2 см’3 [19].
В непосредственной окрестности солнечной системы пн ~ 0,1 см'3,
Т ~ 8000К и наблюдается межзвездный ветер — движение солнечной
системы относительно газа со скоростью около 20 км/с в направлении с
экваториальными координатами а ~ 252° и <5 ~-15° (Z“184°,5«-18°),
сильно отличающемся от апекса—движения Солнца относительно сосед¬
них звезд [19 ]. Возникает межзвездный ветер из-за пекулярных компо¬
нент скоростей Солнца и газа, накладывающихся на круговое движение
звезд и газа вокруг Галактики.
27

8. Горячий разреженный газ
Наряду с описанными выше структурами около половины объема ру¬
кавов составляют широкие коридоры, или каверны, очень разреженного
(0,001-0,01 см"3), горячего (3-105—106К) и поэтому сильно ионизованно¬
го газа. Из-за близости к температуре солнечной короны такой газ часто
называют корональным. Обнаружен горячий газ по ультрафиолетовым
межзвездным линиям поглощения высокозарядных ионов NV (1238 и
1242A)hOVI (1032 и 1038А) (см.рис. 1.1,а). Каверны возникают, видимо,
вследствие вспышек сверхновых звезд и звездного ветра от совокупности
звезд звездных ассоциаций.
Корональный газ существенно влияет на условия в окрестностях ка¬
верн, вызывая своим жестким ультрафиолетовым и мягким рентгенов¬
ским излучением дополнительный нагрев и ионизацию газа. При этом
образуются теплые области Н I с температурами 300-5000К, наблюдае¬
мые по радиоизлучению в линии 21 см. Горячие звезды высокой светимо¬
сти, расположенные в коридорах, ионизуют газовые сгустки низкой
плотности (и « 0,1-0,5 см"3) в кавернах, создавая зоны Н II низкой
поверхностной яркости. Они проявляют себя по диффузному излучению
главным образом в линиях H<z, Hfi водорода.
Наиболее подробно изучена структура межзвездной среды вокруг
Солнца. Рядом с ним расположена одна из самых крупных каверн в
спиральных ветвях Галактики, заполненная корональным газом. Источ¬
ником этой структуры является звездная ассоциация Скорпиона-Цен¬
тавра. Возраст ее 10-20 млн лет, а центр расположен в 170 пк от Солнца
в направлении, определяемом галактическими координатами I- 330*, b=
+15°. Совокупное действие звездного ветра и, вероятно, вспышек сверх¬
новых в этой ассоциации образовало в межзвездной среде область, почти
свободную от вещества, радиусом 150-200 пк. Границы ее наблюдаются
в виде протянувшихся через все небо волокон Н I и межзвездной пыли,
прослеживаемых по линии 21 см и межзвездной поляризации света звезд.
Вблизи внутреннего края ее сосредоточен корональный газ с температу¬
рой 1 млн К. Этот газ создает избыток мягкого (100-300 эВ) рентгеновско¬
го излучения вблизи галактических полюсов.
Когда корональный газ соприкасается с сохранившимися в каверне
межзвездными облаками, на границах облаков возникают переходные
слои (см. §9.4 в) с перепадом температур от 104К в начавшей испаряться
короне облака (в самом облаке Т ~ 100К), или в теплом межзвездном га¬
зе, до 106К. В этих переходных слоях образуются линии поглощения
высокозарядных ионов, включая С IV, N V, О VI, по которым подобные
области были выявлены. Одно из таких облаков (так называемое волокно
НI Санцини—Ван-Вордена) находится недалеко от Солнца (10-20 пк от
него в направлении на центр ассоциации Скорпиона-Центавра) и отго¬
раживает Солнце от каверны. Под действием звездного ветра облако
28

Волокна
HI
X
*
1-330'
Плоскость Галактана
j
■с.
МаломассиВные моле¬
кулярные облака
Направление
набегающего
потока
Ударная Волна,
затормозившаяся
болотном газе^
Ассоциация
Скорпиона-
ЦентаВра
Области НИ низкой плотности
и низкой поверхностной яркости
Облака HI
!
Свечение
Минимум HI
1509
Корональный
газ(Т* ®вК)
„Пятно поля¬
ризации °
гинбергена
Максимум
HI-Волокно
1 = 150')
, Волокне
Санцини-
Ван-
Петля I ( Шпур)
Максимум
рентгена
Рис. I 6. Схема, показывающая разрез местной каверны галактическим меридианом 330-
150°. Изображены плоскость галактики, положения Солнца и центра ассоциации Скорпи¬
она—Центавра. Штриховкой указано положение газа Н I и пыли, вызывающей
межзвездную поляризацию. Схематически показаны сечения волокон НI на краю каверны.
Точками обозначена область наиболее сильного излучения в мягком рентгене. Выступ около
Солнца — местное облако. Длинные стрелки — направление звездного ветра от ассоциации,
короткие стрелки в местном облаке — направление его обжатия набегающим потоком.
Указано также положение Северного полярного шпура (Петли I) — остатка сверхновой в
местной каверне

изогнулось в форме подковы вокруг Солнца (рис. 1.6). Оно проявляет себя
не только по излучению в линии Н I 21 см , но и по слабой межзвездной
поляризации света близких звезд, выявленной Дж.Тинбергеном. Солнце
находится в короне этого облака, имеющей параметры, характерные для
межоблачной среды.
Звезды спектральных классов ВО-В2 ассоциации Скорпиона-Центав¬
ра вместе с рядом других В-звезд, оказавшихся внутри каверны, ионизи¬
руют своим ультрафиолетовым излучением разреженные (0,1—0,3 см'3)
протяженные (5-30 пк) короны некоторых облаков, создавая многочис¬
ленные зоны Н II низкой поверхностной яркости.
Центральная часть каверны занята остатком сверхновой, вспыхнув¬
шей 100-200 тыс. лет назад в ассоциации Скорпиона-Центавра. Расши¬
ряясь в почти пустом пространстве каверны, остаток сверхновой успел
достичь радиуса около 140 пк. Оптического излучения от него не видно.
Он был открыт как Северный полярный шпур — дугообразный источник
нетеплового радиоизлучения с угловым радиусом 55е. Он также интен¬
сивно светится в мягком рентгеновском диапазоне, так как газ вблизи его
внешней границы нагрет ударной волной, образованной сверхновой, до
температуры около 4 млн К.
В корональном газе сохранились сравнительно компактные (диамет¬
ром 1-5 пк) и плотные (n в 10-1000 см’3) атомарные и молекулярные
облака. Некоторые более диффузные из них, расположенные, вероятно,
рядом с каверной, наблюдаются по далекому инфракрасному излучению
(10 -100 мкм) в виде так называемых “инфракрасных циррусов”.
Область межзвездной среды, связанная с местной каверной, интенсив¬
но исследуется в последнее десятилетие и получила название местной
межзвездной среды [191.
Исключая местное облако, отгораживающее Солнце от каверны, и ряд
других облаков, межзвездная среда в окрестностях Солнца бедна газом.
Связано это, видимо, с тем, что в указанной области находится протяжен¬
ный (около 2 кпк), почти свободный от межзвездного газа “коридор”,
проходящий от созвездия Геркулеса (/~ 60°) в сторону четвертого галак¬
тического квадранта (/« 240’). Вероятно, это остаток ранее существовав-
шей гигантской каверны, связанной с более ранним этапом
звездообразования в местном сверхоблаке. Дифференциальное вращение
галактики растянуло эту каверну в длинный коридор. В окрестности ме¬
стной межзвездной среды наблюдаются также рудименты оболочки, име¬
ющей отношение к этапу звездообразования, создавшему пояс Гулда —
козьцозвезд спектральных классов В и А на расстоянии нескольких сотен
парсеков вокруг Солнца.
Аналогичные каверны, заполненные горячим газом, найдены вокруг
других ОВ-ассоциаций в Галактике. В целом корональный газ заполняет
многие десятки процентов объема в спиральных рукавах Галактики. По¬
добные каверны очень распространены и в, других галактиках.
30

9, Газ в центре Галактики
Распределение атомарного водорода в центральных частях Галактики
показано на рис. 1.7,а,в. В направлении на Солнце на расстоянии 3-4 кпк
ст центра наблюдается рукав, расширяющийся со скоростью v » 50 км/с.
Оценка массы газа в нем ~ 8 • 107 ЭД©. С противоположной стороны от
центра на расстоянии » 2 кпк (справа на рис. 1.7,а,в) имеется рукав,
удаляющийся от центра с v ~ 135 км/с. Масса его ® 7 • 106 ЭД®.
Как видно из рис. 1.7,в, в области центра есть ряд газовых образований
на весьма больших расстояниях от плоскости Галактики: объект Мирабе¬
ли и Тернера (М & Т на рис. 1.7, в) расположен на высоте ® 2 кпк. Объ¬
екты, обозначенные на рис. 1.7, eJi, J2, Е удаляются от центра с лучевой
скоростью 100-170 км/с. Если это выбросы из центра, то их начальная
скорость должна была превышать параболическую (« 700 км/с} для вы¬
броса объекта из Галактики. Масса каждого из этих объектов (3 + 6) X
х Ю43й@.
Вокруг центра находится газовое кольцо (или диск) радиусом 700-800
пк, вращающееся со скоростью около 200 км/с (рис. 1.7,а,г). Оно содер¬
жит атомарный водород. Внутри кольца имеется газовый диск диаметром
около 300 пк, являющийся обширной областью Н II (рис. 1.7,2).
Во всей области центра усилено синхротронное излучение, свидетель¬
ствующее об увеличении здесь концентрации электронной компоненты
космических лучей и, возможно, напряженности магнитных полей, а
также гамма-излучение, связанное с тяжелыми компонентами космиче¬
ских лучей (протонами и ядрами других элементов). В самом центре
находятся сильные радиоисточники Стрелец-А и Стрелец-В2 (Sgr В2).
Стрелец-А состоит из восточной Е и западной W частей, одна из которых
(W) находится в динамическом центре Галактики и является нетепловой.
Источник Стрелец-А (W) излучает гамма-линию позитрония с энергией
фотонов 511 кэВ. Эта линия является очень узкой и меняет свою интен¬
сивность за время в несколько лет.
Распределение молекул в центральной области показано на рис.
1.7,б,г. Видно кольцо радиусом 200 пк, расширяющееся со скоростью
около 140 км/с. Очень большое количество и разнообразие молекул в
Галактике зарегистрировано в гигантском молекулярном облаке Sgr-B2.
Масса его » 3* 106 ЭД®, размеры » 30 пк. Оно имеет сложную структуру
и содержит внутри себя компактные зоны Н II и сильные источники
инфракрасного излучения, а также мазерного радиоизлучения ОН и Н2О.
Все это свидетельствует о происходящем звездообразовании. Стрелсц-В2
является крупнейшим из гигантских молекулярных облаков в Галактике.
Стрелец-А (Е) — также молекулярное облако.
31

Рис. 1.7. Газ в центральных областях Галактики: а — схема распределения н 1 в плоскости
Галактики. Длины векторов и их направления указывают величины и направления скоро¬
стей. Слева так называемый трехкилопарсекный расширяющийся рукав. Буквой С помечен
центр Галактики; б — схема расширяющегося молекулярного кольца диаметром около 270
пк, расположенного в плоскости Галактики (С — центр Галактики). Отмечены наиболее
сильные радиоисточники; в — поперечный разрез центральных частей галактического
диска; г — поперечный разрез области центрального газового кольца Галактики. Внизу по¬
казана локализация радиоизлучения некоторых молекул

10. Суммирование основных сведений о структуре
межзвездного газа
Подводя итог вышеизложенному, можно сказать, что межзвездная
среда (прежде всего межзвездный газ) наиболее обильна в спиральных и
неправильных галактиках и образует самые плоские составляющие этих
галактик. В дисках галактик газа обычно больше всего в кольце радиусом
порядка 5 кпк от центра, и количество его медленно убывает наружу.
Основная часть газа в спиральных галактиках сосредоточена в спираль¬
ных рукавах, особенно вблизи их внутренних краев, хотя заметная доля
газа (молекулярных облаков) расположена и между рукавами.
Таблица 1.5
Типичные параметры основных структурных компонент (фаз) межзвездного газа в спи¬
ральных ветвях Галактики
Фаза
г, к
я, см’3
Масса обла¬
ка.
Диаметр,
ПК
Дела
объема
Корональный газ
«5 103
*0,003*
-
-
*0,5
Зоны НII низкой плотности
«104
*0,3
-
-
*0.1
Межоблачная среда
*104
~о,1
-
-
*0,4
Теплые области НI
-103
*1
-
-
*0.01
Средние облака НI
«80
*10
*100
*10
*0,01
Темные облака
«10
*103
*300
*1
~10’3
Большие глобулы
«10
*104
-20
*0.3
-ЗЮ'*
Области НII
«104
*30
*300
*10
-10-4
Гигантские молекулярные об¬
лака
—20
*300
*31 о3
*40
-ЗИГ4
Уплотнения в молекулярных
облаках
-6
*103
*100
*0,5
Мазерные конденсации
>100
*10*°
*10-5
*10-5
Знак * указывает, что величина имеет низкую точность, поскольку параметр может
отличаться от указанного значения примерно в три раза в сторону как больших, так и
меньших значений. В последнем столбце примерно такова неопределенность величин.
Внутри спиральных рукавов межзвездный газ имеет сложную струк¬
туру и состоит: 1) из областей, где газ находится преимущественно в
молекулярном состоянии (молекулярные облака), — это наиболее плот¬
ные и холодные образования, содержащие около половины массы газа;
2) из областей, где газ состоит главным образом из нейтральных атомов
(области НI, или области нейтрального водорода), — это менее плотные
и в среднем более теплые области (Т » 80К); 3) из зон ионизованного во¬
зз

дорода (НII), которыми являются светлые эмиссионные туманности вок¬
руг горячих звезд; 4) из коридоров и каверн разреженного горячего газа.
Области НII наиболее заметны, но содержат < 1 % массы газа. Основная
масса вещества сосредоточена в облаках, занимающих малую часть объ¬
ема. Корональный газ занимает значительную часть объема (30-50%),
но имеет небольшую массу.
Наблюдения последних лет показали большое разнообразие описан¬
ных выше структурных компонент межзвездного газа, называемых часто
фазами. Сводка типичных характеристик для основных компонент при¬
ведена в табл. 1.5. Большинство параметров в каждом виде структур
меняется на 1-2 порядка, а иногда и более, поэтому приведенные значе¬
ния весьма грубы. Само деление на компоненты также условно, посколь¬
ку резких разграничений между ними не существует. В последнем
столбце табл. 1.5 указана доля объема спиральных рукавов Галактики,
занимаемая каждой структурной компонентой.
$ 2. МЕТОДЫ НАБЛЮДЕНИЙ И ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В
МЕЖЗВЕЗДНОМ ГАЗЕ
1. Методы наблюдений
Наиболее доступны для наблюдений газовые и газопылевые светлые
туманности (см. §4). По оптическим и в меньшей степени инфракрасным
спектрам излучения эмиссионных туманностей удалось уст ановить плот¬
ность, температуру, состав и состояние ионизации вещества областей Н
II. Богатую информацию о межзвездном газе в эмиссионных туманностях
и отчасти рядом с ними получают по рекомбинационным радиолиниям
водорода, гелия и других элементов, а также по непрерывному радиоиз¬
лучению.
Межзвездный газ вне туманностей можно наблюдать по межзвездным
линиям поглощения (см. §5) в спектрах звезд (впервые сделал это Гарт¬
ман в 1904 г.). По ним удалось установить, что межзвездный газ состоит
из отдельных облаков, а вещество в них находится преимущественно в
нейтральном атомарном состоянии. В 1937 г. по линиям поглощения в
оптическом диапазоне были открыты первые межзвездные молекулы.
Линии поглощения большинства атомов, ионов и молекул лежат в ульт¬
рафиолетовой области спектра. Наблюдения их, проводимые на искусст¬
венных спутниках, позволили детально изучать распространенность
элементов и ионизационное состояние межзвездного газа и установить
существование дефицита ряда тяжелых элементов. По линиям поглоще¬
ния ионов N V (1238 и 1242А) и О VI (1032 и 1038А) был обнаружен
корональный горячий газ (см. рис.1.1,а).
Основную составную часть межзвездного газа— водород — вне туман¬
ностей впервые удалось наблюдать в 1951 г. по радиоизлучению атомар¬
34

ного водорода с длиной волны 21 см, вскоре после того, как параметры ее
были рассчитаны И.С.Шкловским (идея использования линии 21 см во¬
дорода для астрономических наблюдений принадлежит Ван де Хюлсту).
Обычно линия 21 см наблюдается в излучении, но на фоне сильных
радиоисточников — в поглощении (см. §6). Наблюдения линии 21 см
позволяют изучать крупномасштабную и тонкую структуры областей HI:
распределение атомов водорода в Галактике и других галактиках, плот¬
ность и температуру межзвездных облаков, их строение, движения, вра¬
щение галактик.
Линия 21 см образуется только в атомарном водороде и не дает инфор¬
мации о молекуле водорода Нг — самой распространенной молекуле.
Наблюдается молекулярный водород по ультрафиолетовым линиям по¬
глощения (см. рис. 1.1,а) и в немногих случаях по инфракрасным линиям
излучения и труднодоступен для непосредственного изучения. Из отно¬
шения интенсивностей линий поглощения Нг, возникающих с разных
вращательных уровней энергии, определяют температуру и плотность
межзвездного газа (см. §15.4). Наблюдения показали, что около полови¬
ны межзвездного газа находится в форме Нг, собранного преимуществен¬
но в гигантских молекулярных облаках. Но они непрозрачны для
ультрафиолетовых лучей из-за ослабления света межзвездной пылью.
Поэтому изучают распределение Н2 чаще всего косвенным методом, ис¬
пользуя то обстоятельство, что отношение концентраций молекул Нг и
СО в молекулярных облаках около 104. Молекула СО излучает радиоли¬
нию 2,6 мм, которая практически не поглощается пылью и позволяет
изучать распределение молекул в Галактике и других галактиках. Имен¬
но наблюдения, выполненные в линии СО 2,6 мм, позволили обнаружить
и изучить гигантские молекулярные облака в Галактике.
Большинство других молекул также изучается по радиолиниям. Еще
больше спектральных линий расположено в далеком инфракрасном и
субмиллиметровом диапазонах, но наблюдения там технически очень
трудны и пока их выполнено мало. Огромное количество информации
дает детальный анализ кинематики молекулярного газа по наблюдению
профилей радиолиний. Это позволяет изучать различные фазы процесса
зарождения звезд и их влияния на окружающий газ.
Структуру мазерных источников изучают радиоинтерферомстрами со
сверхдлинными (1000-10000 км) базами.
Исключительно высокое спектральное разрешение радиоастрономи¬
ческих методов, где легко достигается значение ДЛ/Л=» 3-10'7, или в лу¬
чевых скоростях 0,1 км/с, позволяет изучать молекулы, содержащие
различные изотопы атомов, например Н и D (дейтерий),12С и l3C, 14N и
15N, 16О, 17О, 18О и т.д., т.е. изотопный состав межзвездного газа и его
вариации. Сравнение изотопного состава современного межзвездного га¬
за с изотопным составом солнечной системы, образовавшейся из межзвез¬
дной среды 5 • 109 лет назад, дает возможность судить об изменениях изо¬
35

топного состава, связанных с эволюцией межзвездного газа. Дейтерий
также наблюдается по межзвездным ультрафиолетовым линиям погло¬
щения.
По поглощению рентгеновских лучей в межзвездном пространстве
можно измерить полное количество вещества, находящегося в атомар¬
ном, молекулярном и пылевом виде в межзвездной среде. По флюорес¬
ценции атомов в рентгеновских К^-линиях различных элементов можно
будет получить информацию о распространенности элементов всего меж¬
звездного вещества независимо от того, в каком состоянии оно находится.
Наиболее горячие участки межзвездного газа, такие, как туманно¬
сти — остатки сверхновых звезд и области коронального газа, испускают
мягкое рентгеновское излучение. Недавно обнаружено и жесткое рентге¬
новское излучение из межзвездной среды.
Межзвездный газ испускает также гамма-лучи. Энергичные гамма-
кванты (hv > 50 МэВ) в межзвездном газе возникают главным образом за
счет того, что при столкновениях протонов космических лучей с протона¬
ми в атомах водорода в межзвездном газе образуются л°-мезоны, кото¬
рые распадаются на два гамма-кванта. Кроме того, важно тормозное
гамма-излучение электронов космических лучей в электрическом поле
ядер атомов и молекул межзвездной среды. При этом релятивистские
электроны проникают внутрь электронных оболочек и тормозное излуче¬
ние испускается практически в равной степени при взаимодействии как с
ионами, так и с нейтралами (незаряженными частицами).
При взаимодействии космических лучей низких энергий с ядрами
атомов и молекул, содержащихся в межзвездных газе и пыли, формиру¬
ются гамма-линии в диапазоне 1-6 МэВ. Сильная линия 0,511 МэВ обра¬
зуется при аннигиляции позитронов, возникающих при взаимодействии
космических лучей с межзвездным газом. Гамма-излучение межзвездно¬
го газа изучено в диапазоне энергий примерно до 6 ГэВ. Жесткое гамма-
излучение (Лу £ 50 МэВ) в основном приходит из узкой полосы на небе
вблизи галактической плоскости и коррелирует с распределением меж¬
звездного газа. Отдельные яркие пятна в гамма-излучении связаны с
близкими молекулярными облаками. Наблюдается значительное увели¬
чение яркости галактической плоскости в гамма-лучах в направлениях,
близких к галактическому центру. Это свидетельствует о повышенном
содержании там частиц космических лучей.
Степень ионизации межзвездного газа удается изучать по мере дис¬
персии радиоизлучения пульсаров (см. § 8.1) и в меньшей степени по
вращению плоскости поляризации радиоисточников (эффекту Фарадея;
см. §8.2) и по искажению (’’завалу”) спектров радиоисточников со стороны
низких частот (вне туманностей завал возникает обычно на частотах в
несколько МГц, наблюдаемых только с искусственных спутников).
Состояние газа в непосредственной окрестности солнечной системы
установлено по параметрам межзвездного ветра. При движении солнеч¬
36

ной системы сквозь межзвездную среду ионы межзвездного газа задержи¬
ваются магнитным полем солнечной системы, а атомы водорода и гелия
свободно проникают в планетную систему и рассеивают в спектральных
линиях излучение Солнца. Анализ рассеянного в линиях лайман-альфа,
лайман-бета водорода и 584А Не I излучения позволило установить тем¬
пературу и концентрации водорода и гелия в окрестностях солнечной
системы, а также направление и скорость движения Солнца относительно
межзвездного газа.
Еще одним тонким методом исследования межзвездного газа оказа¬
лись Наблюдения мерцаний радиоизлучения пульсаров на мелких неод¬
нородностях межзвездной плазмы (см. §8.3). С его помощью удалось
установить, что концентрация электронов в межзвездном газе флуктуи¬
рует в малых линейных масштабах 10и-1014см. Распределение неодно¬
родностей по размерам и величинам флуктуаций электронной
концентрации изучают по мерцаниям радиоизлучения на разных харак¬
терных временах от минут до нескольких лет.
2. Процессы, формирующие состояние межзвездного газа
Большое количество различных структур, наблюдаемых в межзвезд¬
ном газе, связано с разнообразием физических процессов, протекающих
в нем.
а) Тепловое и ионизационное состояния. Свечение. Межзвездный газ
находится в основном в сильно разреженном состоянии и прозрачен для
большинства видов излучения. Поэтому условия в нем очень далеки от
полного термодинамического равновесия, т.е. неприменимы формула Са¬
ха, описывающая степень ионизации вещества, и распределение Больц¬
мана, характеризующее населенности возбужденных уровней энергии
атомов, ионов и молекул, а спектр излучения далек от закона излучения
Планка и тл. Однако распределение энергии между частицами межзвезд¬
ного газа в большинстве случаев (главным образом за исключением удар¬
ных волн в межзвездном газе, гае нет равнораспределения энергии между
электронами и ионами) подчиняется распределению Максвелла, благода¬
ря чему можно говорить о температуре межзвездного газа.
Для расчета интенсивности излучения межзвездного газа необходимо
вычислить населенности уровней ионов, атомов и молекул на основе
уравнений баланса, приравнивая количества актов возбуждения на каж¬
дый уровень, происходящих всеми возможными способами в единице
объема среды за единицу времени, к полному количеству актов снятия
возбуждения (деактивации) в том же объеме за то же время (см. § 6,7).
Аналогично рассчитываются ионизационное и тепловое равновесия в сре¬
де (см. гл. III). Впервые такой метод расчета условий в межзвездном газе
применил Эддингтон в 1926 г.
Области Н II межзвездного газа нагреваются ультрафиолетовым из¬
37

лучением звезд, расположенных внутри них, с длиной волны Л < 912А,
которое активно поглощаехя атомами водорода. Области Н I и молеку¬
лярные облака нагреваются, поглощая энергию проникающей радиации
("мягкой" части ее спектра) — нерелятивистских космических лучей, т.е.
субкосмических лучей главным образом с энергией частиц 1-10 МэВ
/нуклон (см. §9.2, 10.2, 11.6), а также ультрафиолетового и мягкого
рентгеновского излучений (см. §10.1, 10.4, 11.7). Более энергичных фо¬
тонов и частиц меньше, и взаимодействуют они с межзвездным газом
слабее. В некоторых местах существенны и другие механизмы нагрева,
например ударные волны, возникающие при столкновениях облаков или
в остатках вспышек сверхновых звезд (см. §11.4г, 11.5).
Охлаждается газ в результате столкновительного возбуждения уров¬
ней ионов, атомов и молекул, главным образом ударами тепловых элек¬
тронов. Если энергия, затраченная на возбуждение, уносится после этого
излучаемыми фотонами, покидающими рассматриваемый объект, тепло¬
вая энергия среды убывает, т.е. происходит охлаждение (см. §9.36). При
этом обычно испускаются фотоны в спектральных линиях в инфракрас¬
ной и видимой областях спектра и реже в ультрафиолетовом и рентгено-
вском диапазонах (наиболее горячие участки среды) или в
радиодиапазоне (см. §11.3). Излучение в непрерывном спектре играет,
как правило, второстепенную роль. В целом механизм охлаждения почти
всех областей межзвездного газа подобен охлаждению НII, но в областях
Н I увеличена роль линий в инфракрасном диапазоне, а в холодных
молекулярных областях — радиолиний.
Ионизуется газ теми же видами излучений, что и нагревается. Иони¬
зационное равновесие достигается при равенстве скорости ионизации
скорости главным образом радиационных рекомбинаций. В отдельных
случаях необходимо учитывать реакции обмена зарядом (реакции пере¬
зарядки) с атомами водорода и реже гелия, а также диэлектронные реком¬
бинации (см. §11.2).
б) Динамика межзвездного газа. Анализ, проведенный С.Б.Пикель-
нером в 1967 г., показал, что уравнение состояния областей Н I межзвез¬
дного газа подобно уравнению состояния Ван-дер-Ваальса для
неидеального газа, т.е. имеются минимум и максимум (см. рис. 9.6, кри¬
вая р). В некоторой области давлений р, соответствующей давлению меж¬
звездного газа в областях Н I спиральных ветвей Галактики, равные
давления могут возникать при трех значениях концентрации частиц в
среде и. Среднее состояние является неустойчивым, и межзвездный газ,
находящийся в нем, за время порядка миллиона лет перейдет в состояние
с большей (л1) или меньшей (пг) концентрацией. Межзвездный газ раз¬
бивается на области с п\ « 10 и пг ~ 0,1 см‘3. Частицы проникающей ра¬
диации одинаково легко отрывают электроны от всех атомов и молекул,
в том числе и от трудноионизуемых, но наиболее обильных — водорода и
38

гелия. Таким образом, области Н I, как и молекулярные облака, на самом
деле являются областями частично ионизованного водорода.
В межзвездном газе устанавливается равенство давлений в разных
точках среды. Так как р - пкТ, где к — постоянная Больцмана, а Т —
температура, то, если имеются сгущения с Л1=» 10 см’3 и Ti= 100К (об¬
лака), между ними при Л2 » 0,1 см’3 должно установиться Тг 10000К.
Описанный процесс разбиения межзвездного газа на 2 термически устой¬
чивые фазы называется тепловой неустойчивостью (см. §9.4). Он приво¬
дит к тому, что в областях НI существуют облака и межоблачная среда.
Другим, еще более сильным фактором, влияющим на структуру меж¬
звездного газа, являются спиральные ударные волны в S-галактиках.
Возникают они при соударении межзвездного газа, уже накопленного в
спиральных ветвях, с газом, который при круговом движении вокруг
центра галактики догоняет эти ветви и входит в них со сверхзвуковой
скоростью (спиральные ветви вращаются вокруг центров галактик в ту же
сторону, что газ и звезды, но с меньшей скоростью). Давление межзвезд¬
ного газа за фронтом ударной волны оказывается высоким. Он интенсивно
охлаждается излучением и уплотняется, так как давление р - пкТ стре¬
мится сохраниться. За счет тепловой неустойчивости весь он оказывается
в плотной фазе. Плотный холодный газ под действием тепловой неустой¬
чивости распадается на сверхоблака с размером порядка килопарсека.
Так, вероятно, образуются газопылевые комплексы, наблюдаемые на
внутренних сторонах спиральных ветвей.
в) Процессы в газопылевых комплексах. Звездообразование. Коли¬
чество вещества в газопылевых комплексах является достаточным, чтобы
оказаться непрозрачным для основной части проникающей радиации,
нагревающей межзвездный газ. Межзвездный газ внутри комплексов ста¬
новится более холодным, чем в межзвездных облаках. Значительное ос¬
лабление ультрафиолетового излучения, активно разрушающего
молекулы в областях НI, приводит к тому, что около половины межзвезд¬
ного газа в газопылевых комплексах переходит в молекулярную форму,
образуя гигантские молекулярные облака.
Водород переходит преимущественно в молекулярную форму в обла¬
ках с величиной межзвездного ослабления света Av 1ш, другие химиче¬
ски активные элементы — при Av £3® (см. § 14.5). Наибольшее
содержание и разнообразие молекул имеется в самых крупных непро¬
зрачных облаках, в которых идет звездообразование. Образуются моле¬
кулы главным образом в газовой фазе при ионно-молекулярных
реакциях, а также на поверхности пылинок (молекулы Нг и некоторые
другие) (см. § 14). Ионизация, необходимая для протекания ионно-моле¬
кулярных реакций, поддерживается ультрафиолетовым излучением
звезд (в области Ау £ 5-6®) и космическими лучами низких энергий
(» 100 МэВ /нуклон) в более темных частях облака, создавая степень
ионизации ле/лн в 1О“8-1О'10. Те же виды излучения, возбуждая внут-
39

ренине степени свободы в теле пылинки, способствуют отрыву молекул,
налипающих на поверхность пылинок.
Внутри молекулярных облаков газ является неоднородным. Одна из
причин этого состоит в развитии термохимической неустойчивости (см.
§15.6). Она возникает вследствие сильной зависимости от температуры и
плотности газа скорости образования молекул, а значит и охлаждения
межзвездного газа излучением в молекулярных радиолиниях (главным
образом молекулы НгО и СО). В результате внутри молекулярных обла¬
ков образуются плотные и холодные (Г - 4-12К) сгустки.
Внутри молекулярных облаков имеются условия, подходящие для раз¬
вития гравитационной неустойчивости — уплотнения газа силами само-
гравитации. Обычно возникновению самогравитирующих сгустков
звездной массы препятствуют тепловые движения, но внутри холодных
плотных и массивных облаков неустойчивость легко развивается, причем
быстрее всего в самых плотных участках. В результате возникают прото¬
звезды. Если бы не было факторов, препятствующих звездообразованию,
молекулярные облака быстро (менее чем за миллион лет) превратились
бы в звезды. Так как они существуют гораздо дольше, должны быть
факторы (например, сохранение углового момента, магнитное давление,
турбулентность, нагрев газа возникающими звездами), замедляющие об¬
разование звезд.
Формирование звезд из межзвездной среды, приводящее к увеличе¬
нию плотности вещества более чем на 20 порядков, представляет собой
сложный и не до конца изученный комплекс магнитогидродинамических
процессов. Во время гравитационного сжатия протозвездная конденсация
несколько раз фрагментирует (разбивается) на все более мелкие сгустки,
движение которых уносит избыток углового момента вращения облака.
Частично уносит его и магнитное поле. Но на определенной стадии маг¬
нитное давление начинает мешать сжатию. Со временем магнитное поле
“уходит” из сгустка (силовые линии магнитного поля диффундируют
сквозь газ), так как поле перестает быть вмороженным в почти уже
нейтральный к этому времени газ (степень ионизации < 1О'10). Сначала
рождается маленькое (0,01 Stt®) ядро, на которое продолжается аккре¬
ция вещества. При загорании звезды давление ее излучения на пыль
тормозит падение вещества на звезду и создает непрозрачный в видимом
диапазоне газа пылевой кокон вокруг рождающейся звезды. Излучение
постепенно разрушает его, делая звезду наблюдаемой в видимом диапа¬
зоне.
Вращение протозвездного облака приводит к тому, что картина звез¬
дообразования на поздних этапах развития приобретает черты аксиаль¬
ной симметрии. Как следует из наблюдений, вокруг рождающейся звезды
образуется массивный холодный диск, состоящий из пыли и молекуляр¬
ного газа. Некоторое время аккреция продолжается как на протозвезду,
так и на диск. Затем излучение звезды, возможно с участием магнитогид-
40

Рис. 2.1. Бнконический (биполярный) выброс. Пока¬
заны молекулярный диск вокруг протозвезды и внеш¬
ние края выбросов, светящиеся при ударном взаимо¬
действии с окружающим газом
родинамических процессов, приводит к оттоку газа преимущественно
перпендикулярно диску, создавая явление биконических выбросов (рис.
2.1). Обычно они видны по радиоизлучению молекул, но в некоторых
случаях найдены оптические биполярные выбросы.
При рождении массив¬
ной звезды газ, разлетаю¬
щийся в двух противопо¬
ложно направленных
конусах, разбивается за
счет неустойчивостей на
мелкие (порядка 1013-1014
см), но плотные (1О7-1О10
см"3) сгустки молекулярно¬
го газа. Мощное инфракрас¬
ное излучение (104-105
светимостей Солнца) мас¬
сивной протозвезды воз¬
буждает в них мазерное
излучение молекул Н2О и
ОН (см. §13.3). Сгустки за
102-103 лет улетают в меж¬
звездную среду (так назы¬
ваемые “межзвездные пули”) и, двигаясь по инерции со скоростью около
100 км/с, образуют объекты Хербига—Аро. Вокруг такой “межзвездной
пули” образуется коническая ударная волна, свечение которой и наблю¬
дается как излучение объекта Хербига—Аро.
В связи с сильным поглощением межзвездной пылью (обычно меж¬
звездное ослабление света внутри газопылевых комплексов достигает 10-
100®, а в протозвездной конденсации — до 10000®) родившуюся звезду в
оптических лучах не видно, но, так как пыль переизлучает свет звезды в
инфракрасных лучах (см. §16.4), возникает инфракрасный источник.
Такую природу, вероятно, имеет объект Беклина—Нейгейбауэра в ту¬
манности Ориона.
Если звезда достаточно горячая (Г £ 20000К), она постепенно ионизу¬
ет газ вокруг себя (по газу пробегает волна ионизации — ионизационный
фронт). Излучение разрушает ледяные оболочки пылинок и молекулы.
Температура газа поднимается примерно до 104 К. Давление возрастает
в сотни раз. Поэтому родившаяся в молекулярном облаке компактная
(0,1-1 пк), но плотная (п~104 см’3) зона Н II стремится расшириться.
Звезды рождаются преимущественно около края молекулярного облака
(см. ниже рис. 2.2). Вскоре зона НII прорывает край облака, и газ высо¬
кого давления начинает фонтанировать из нее. Это явление называется
фазой “шампанского” развития зоны Н II. Продолжительность ее поряд¬
41

ка 105 лет. Ряд туманностей наблюдается в этой фазе. Примером может
служить туманность Ориона.
Таким образом, после рождения горячей звезды сначала возникает так
называемая “звезда-кокон” — наблюдаемая только в радиолучах ком¬
пактная область Н II, а затем по мере просветления межзвездной среды
наблюдаемые оптически светлые туманности. Крупные сгустки внутри
них, не успевшие превратиться в звезды, видны как гигантские глобулы,
наблюдаемые иногда на фоне звезд и вне зон Н II. Кроме того, имеются
многочисленные неоднородности с массами « ЭД® (мелкие глобулы). В
тени от глобулы газ оказывается более холодным и плотным, образуя
вытянутые образования, называемые “слоновыми хоботами” (см. §4.3).
Обжатие глобулы горячим газом Н II увеличивает ее плотность и может
привести к загоранию там новой звезды. Она подсвечивает газ вокруг
себя, создавая кометарную туманность (см. §4.2).
Продолжительность жизни массивных горячих звезд невелика. Через
5-20 млн лет они вспыхивают как сверхновые звезды. Разлетающиеся с
большой скоростью (в начале около 10000 км/с) оболочки сверхновых
звезд уплотняют оставшийся в газопылевом комплексе газ, что, вероятно,
может стимулировать в соседних участках комплекса образование звезд
нового поколения, которые в свою очередь через несколько миллионов лет
инициируют возникновение следующих звезд, и т.д. Возможно, именно
по этой причине по газопылевым комплексам бегут волны звездообразо¬
вания со скоростью 5-10 км/с, охватывая участки размером в сотни пар¬
секов. Движение таких волн хорошо прослеживается по различию
возраста звезд в разных местах очага звездообразования, а их местополо¬
жение в настоящее время — по компактным зонам Н II, источникам
мазерного радиоизлучения и другим признакам (рис. 2.2).
г) Формирование крупномасштабной структуры межзвездной сре¬
ды. Газопылевые комплексы, в которых идет активное звездообразова-
Старая
субассоциация
X х
Плоскость х х х х
Галактики х х
. х хх
х хх
X х X X
X X *
х* х
х
XX X X
wx х
* х х
ХХХ
Ионизационный
фронт
Молекулярное облако
Молодая
субассоциация
Ударная волна
Плоскость
Галактика
I
f \| Компактные
области hi,
инфракрасные
источники,
мазеры
Рис. 2.2. Схема крупного очага формирования звезд с бе!ущей по нему волной звездообра¬
зования
42

ние, могут возникать не только под действием спиральных ударных волн,
но и вследствие неустойчивости Рэлея—Тейлора (более полное назва¬
ние — неустойчивость Рэлея—Тейлора—Паркера газового диска галак¬
тик). Силовые линии галактического магнитного поля, пронизывающие
межзвездный газ, расположены в основном параллельно плоскости Га¬
лактики. То же, вероятно, имеет место и в других галактиках. Межзвез¬
дный газ притягивается звездами к галактической плоскости, а давление
магнитного поля и космических лучей действует в противоположном
направлении. При этом система ведет себя аналогично тяжелой жидко¬
сти, налитой сверху на легкую. Всякое малое опускание элементов при¬
водит в силу вмороженности силовых линий магнитного поля в
межзвездный газ к искривлению силовых линий. Вдоль них, как по рель¬
сам, под действием гравитационного притяжения звездного диска в обра¬
зовавшееся углубление устремляются новые порции газа. Нагрузка на
силовые линии в углублении увеличивается, они прогибаются дальше,
приводя в конечном счете к накоплению газа в отдельных магнитных
ямах (рис. 2.3,6).
В результате описанной выше неустойчивости возникают компактные
(< 10 пк) сгустки, приводящие к рождению гравитационно-связанных
звездных скоплений с протяженными звездными ассоциациями вокруг
них, состоящими главным образом из массивных горячих звезд. На этот
процесс некоторое влияние оказывает давление межгалактического газа,
окружающего галактику. В спиральных галактиках неустойчивость Рэ¬
лея—Тейлора играет, вероятно, меньшую роль, чем спиральные ударные
волны, но в неправильных галактиках она, видимо, является основным
источником образования комплексов межзвездного газа. После звездооб¬
разования в них формируются звездные комплексы размером в сотни
парсеков.
В спиральных галактиках при движении вокруг галактического ядра
газ оттекает от газопылевого комплекса внутрь спирального рукава (см.
рис. 2.3,а). Давление и средняя плотность межзвездного газа становятся
Рис. 2.3. Траектория движения элементов газа и газовых облаков в спиральном рукаве
галактики (штриховкой показана спиральная ударная волна) (а) и неустойчивость Рэлея—
Тейлора межзвездного газа в гравитационном поле звезд диска галактики (б). Показаны
сгустки газа в магнитных ямах. Линии — силовые линии магнитного поля: горизонтальная
черта — плоскость галактики
43

меньше, и под действием тепловой неустойчивости в основной части
спирального рукава разбивается на облака и межоблачную среду. Затем
(через ~ (3-5) • 107 лет) газ покидает рукав и становится еще более раз¬
реженным. Большинство облаков разрушается, но оставшиеся облака,
попадая в следующую спиральную волну плотности, по инерции “проты¬
кают” ее (см. рис. 2.3,а) и образуют так называемые “перья”— темные
полоски, пересекающие спиральную ветвь.
Наблюдения показывают, что межзвездные облака помимо упорядо¬
ченного вращения вокруг центра Галактики совершают хаотические дви¬
жения со средней скоростью около 6-8 км/с по каждой из координат
(полная скорость 10-14 км/с). В среднем каждые 30-100 млн лет облака
сталкиваются друг с другом, что приводит к диссипации (уменьшению)
этих случайных движений и частичному слипанию, формируя степенной
спектр их масс. Возможно, что слияние облаков приводит к
образованию гигантских молекулярных облаков, дальнейший рост кото¬
рых останавливается звездообразованием в них.
Хаотические движения поддерживаются преимущественно взрывами
сверхновых звезд, в результате чего возникают расширяющиеся в меж¬
звездном газе оболочки, которые тормозятся в этом газе, передавая обла¬
кам приобретенный при взрыве импульс. По-видимому, несколько
меньшую роль играет быстрый (>1000 км/с) звездный ветер от некото¬
рых типов О-звезд и звезд Вольфа—Райе.
Постепенно ударная волна на границе остатка вспышки сверхновой
звезды затухает. Из области, по которой прошла волна, почти весь газ
оказывается выметенным. В результате (через ~ 105 лет) остается об¬
ласть, которая называется иногда каверной, с диаметром в десятки пар¬
секов, нагретая до « 106К при средней концентрации частиц
10’2-10‘3см" . Газ в таких условиях остывает и рекомбинирует в течение
многих миллионов лет. За это время рядом может вспыхнуть еще одна
сверхновая, что приводит к возникновению еще одной каверны. Новая
каверна может сомкнуться с предыдущей, причем ударная волна остатка
сверхновой звезды, распространяясь по остывающему газу первой кавер¬
ны, вновь подогревает и ионизует его. Аналогичную роль играет звездный
ветер совокупности звезд молодых (до 10-20 млн лет) звездных ассоциа¬
ций (см. §1.8). Так образуются обширные коридоры и каверны горячего
разреженного сильно ионизованного газа, заполняющие около половины
объема внутри спиральных ветвей галактик.
Ультрафиолетовое излучение О и В звезд внутри каверн и мягкое
рентгеновское излучение коронального газа в них изменяют физические
условия газа вокруг каверны и в сохранившихся в них облаках (см. §1.8,
1.10). Так образуется большая часть “фаз” межзвездного газа, указанных
в табл. 1.5.
Вспышки сверхновых звезд, происходящие внутри коридоров, “про¬
буривших” газовый диск галактики насквозь, вызывают отток газа от
44

плоскости галактики в гало галактик (так называемые галактические
фонтаны) и в межгалактическую среду (галактический ветер) (см. ниже
рис. 2.4). В результате в межгалактическую среду попадает обогащенный
тяжелыми элементами газ. По-видимому, этот процесс протекал наибо¬
лее эффективно на ранних этапах эволюции галактик. Возможно, он
объясняет, почему межгалактическая среда в скоплениях галактик имеет
почти такое же содержание железа, как и атмосфера Солнца.
Жесткое ультрафиолетовое (» 100*912А) излучение из межгалакти¬
ческого пространства ионизует внешние части газового диска галактик,
создавая вокруг них весьма разреженные (с мерой эмиссии <0,1 пк-см'6)
внешние области НII. Наблюдая распределение НI на периферии галак¬
тик, можно судить о наличии такого внешнего излучения, прямые наблю¬
дения которого невозможны из-за поглощения его межзвездным
водородом Галактики.
Межзвездный газ в ядрах галактик и, вероятно, в некоторых шаровых
скоплениях ответствен за проявление активности этих объектов и появ¬
ление в ядерных областях многих галактик обширных очагов звездообра¬
зования.
Толщина газового слоя спиральных и неправильных галактик опреде¬
ляется, с одной стороны, притяжением газа звездами, концентрирующи¬
мися в галактической плоскости (на далекой периферии галактик важнее
оказывается гравитационное поле центральных частей галактики), а с
другой стороны, пекулярными скоростями облаков и других составных
частей межзвездного газа, давлением магнитного поля и космических
лучей, препятствующими дальнейшему сжатию слоя межзвездного газа.
3. Эволюция межзвездного газа
Межзвездный газ постоянно обменивается веществом со звездами и,
вероятно, с межгалактическим газом. В газопылевых комплексах имеют¬
ся очаги звездообразования, в которых в данный момент межзвездный газ
превращается в звезды. В настоящее время в Галактике в звезды перехо¬
дит порядка 5 ЗДф газа в год. Одновременно с этим звезды, главным
образом на поздних стадиях эволюции, теряют вещество и пополняют
межзвездный газ (в настоящее время в Галактике со скоростью около 1
ЭЯ® /год Ь. Возможно, соизмеримый вклад в пополнение межзвездного
газа диска Галактики дают падающие на нее высокоскоростные облака.
Часть выбрасываемого вещества переработана в недрах звезд при тер¬
моядерных реакциях и обогащена тяжелыми элементами. Поэтому со
временем состав (распространенность элементов) в межзвездном газе
изменяется. В разных галактиках, в различных частях каждой галактики
эти процессы идут с различными скоростями. В результате в химическом
Эта оценка имеет неопределенность около двух раз в каждую сторону.
45

и изотопном составе межзвездного газа появляются неоднородности и
прежде всего градиент химического состава вдоль радиусов галактик.
Ближе к центру процессы переработки в межзвездном газе шли быстрее.
Наблюденные в Галактике неоднородности изотопного состава межзвез¬
дного газа столь значительны, что не могли возникнуть быстрее, чем за
Ю9 лет, т.е. следует предполагать, что отдельные комплексы межзвезд¬
ного газа (сверхоблака) сохраняют свою индивидуальность в течение по
крайней мере 109 лет — на многих оборотах Галактики.
По современным представлениям, все тяжелые элементы появились в
межзвездном газе при переработке вещества звездами. Первичный газ,
сформировавшийся на ранних этапах эволюции Вселенной, состоял из
водорода и гелия с ничтожными добавками других элементов. Пока не
известно, когда и как произошло первичное обогащение газа тяжелыми
элементами: было ли это еще до образования галактик или в самом начале
их эволюции, но ясно, что на первых этапах истории галактик этот про¬
цесс шел много активнее, чем в настоящее время.
В протогалактиках холодный газ присутствовал не только в плоской,
но и в сферической составляющей. В галактиках с малым удельным мо¬
ментом количества движения (эллиптических галактиках) межзвездный
газ, не израсходованный на образование звезд сферической составляю¬
щей, частично испаряется, а частично скапливается в их центрах. Из
маломассивных галактик он испарился, а в центрах массивных образова¬
лись новые поколения звезд. Они были обогащены тяжелыми элемента¬
ми, выброшенными в конце эволюции из существовавших тогда
массивных звезд гало. Постоянно скапливаясь в малом объеме около
центра галактик, межзвездный газ быстро превращался в звезды и вскоре
был почти весь исчерпан. В настоящее время газ, выбрасываемый глав¬
ным образом в виде планетарных туманностей кончающими эволюцию
звездами эллиптических галактик, движется вместе со звездами по очень
вытянутым траекториям. Проходя вблизи галактического центра, газ
задерживается там, вызывая в некоторых эллиптических галактиках
звездообразование, а также являясь источником активности их ядер. Со¬
биранию газа в центр противодействует галактический ветер, вызванный
взрывами сверхновых звезд, который частично “выдувает” поступающий
газ из галактики.
В про гогалактиках с большим удельным моментом вращения за время
не более чем 109 лет после их образования межзвездный газ осел в диск,
также обогатившись тяжелыми элементами. Дальнейшее звездообразо¬
вание шло в диске. Всплеск звездообразования на раннем этапе эволюции
галактики очень сильно разогревает межзвездный газ. Это приводит,
видимо, к задержке звездообразования на несколько миллиардов лет, что
разделяет звезды по возрастам на первое и последующие поколения. В
Эти данные нуждаются и подтверждении.
46

галактиках, в которых развились спиральные волны плотности (спираль¬
ные галактики), звездообразование стимулируется спиральной ударной
волной. Звезды наиболее активно образуются недалеко от внутренних
краев спиральных ветвей, яркие горячие звезды подчеркивают при этом
спиральный узор. При каждом прохождении сквозь спиральную ударную
волну элементы газа теряют энергию и с каждым оборотом приближаются
к центру галактики.
Другим, возможно, даже более важным механизмом перераспределе¬
ния межзвездного газа вдоль галактического радиуса является процесс,
обусловленный динамическим трением гигантских молекулярных обла¬
ков при гравитационном взаимодействии их со звездами. В зависимости
от характера кривой вращения галактик оба механизма приводят либо к
накоплению газа в кольце с диаметром несколько килопарсеков центра
галактики, либо к попаданию его в центр. Как следствие, последнее может
вызывать явления активности галактических ядер и интенсивное звездо¬
образование в околоядерной области.
В неправильных галактиках спиральные волны не сформировались,
газ исчерпывался медленно. Поэтому в настоящее время они наиболее
богаты газом (см. табл. 1.2). В линзовидных (SO) галактиках либо основ¬
ная часть газа была выметена в межгалактическое пространство при вза¬
имодействиях галактик друг с другом или с окружающей средой, а
оставшегося газа недостаточно для активного звездообразования, либо в
них по каким-то причинам не развились спиральные ударные волны.
Первое более вероятно, так как большинство SO-талактик находится в
богатых скоплениях галактик.
Обмен газа с межгалактической средой состоит в том, что небольшие
порции газа, обогащенного тяжелыми элементами, выбрасываются из
галактики в виде галактического ветра: взрывы сверхновых в тех местах,
где они происходят чаще всего, способны выбрасывать часть газа в галак -
тическое гало. Если подкачка
энергии к поднятому в гало газу
идет в виде ударных волн от
сверхновых интенсивно, некото¬
рые порции газа приобретают до-
статочную энергию, чтобы
покинуть галактику. В результате
устанавливается квазистацио-
нарное течение газа из галактики
в межгалактическую среду, по¬
лучившее название галактиче¬
ского ветра (рис. 2.4,а), и образу¬
ется газовая корона вокруг
галактики. При недостатке энер¬
гии выброшенный в гало газ осе-
i t i"
s
Рис. 2.4. Траектории частиц при оттоке газа
от плоскости спиральной галактики в межга¬
лактическую среду ("галактический ветер")
(а) и траектории движения газа в “галактиче¬
ских фонтанах” (б), когда газ не имеет доста¬
точной энергии, чтобы покинуть галактику.
Горизонтальная черта — галактическая пло¬
скость. ЦГ — галактический центр
47

дает назад, в плоскость, в виде высокоширотных облаков (рис. 2.4,6).
Явление выброса газа в гало с последующим падением в галактический
диск получило название галактических фонтанов.
Процесс оседания газа в случае нашей Галактики, возможно, наблю¬
дается в виде падения на галактический диск высокоширотных облаков
(темп падения — несколько ЗЛ® в год), часть из которых, по-видимому,
имеет внегалактическое происхождение (см. §1.4). В других галактиках
этот процесс наблюдается в виде течения охлаждения — потока охлажда¬
ющегося газа, движущегося к центру галактики. Рентгеновские наблюде¬
ния межгалактического газа показывают, что вблизи центров скоплений
галактик, где газ наиболее плотный, он достаточно быстро охлаждается и
уплотняется. При этом он начинает падать на центр скопления, где обыч¬
но расположена гигантская эллиптическая галактика, — устанавливает¬
ся стационарное течение межгалактического газа внутрь центральной
галактики.
Итак, в процессе эволюции галактик происходит круговорот вещества
межзвездный газ звезды -» межзвездный газ, (2.1)
приводящий к постепенному увеличению содержания тяжелых элемен¬
тов в межзвездном газе и звездах и уменьшению количества межзвездно¬
го газа в каждой из галактик. В разных типах галактик исчерпание
межзвездного газа идет существенно разными темпами. Процессы фор¬
мирования звезд и обогащения газа тяжелыми элементами, по-видимо¬
му, шли в Галактике не монотонно, т.е. несколько раз в истории
Галактики (по крайней мере, один раз) происходили задержки звездооб¬
разования на миллиарды лет. Это должно было отразиться на распростра¬
ненности элементов и кинематике различных типов звездного населения.
9 3. ДРУГИЕ КОМПОНЕНТЫ МЕЖЗВЕЗДНОЙ СРЕДЫ
1. Пыль
Пылинки в межзвездных облаках представляют собой мелкие кри¬
сталлические или аморфные образования, состоящие из силикатов, гра¬
фита и, возможно, окислов металлов, покрытые сверху оболочкой из
намерзших газов (см. §17).
Возникают они в основном в медленно истекающих атмосферах
звезд — красных гигантов, а также при взрывных процессах на звездах и
бурном выбросе газа из ядер галактик. Температура газа во всех этих
случаях падает при продвижении его наружу и в какой-то момент пере¬
ходит через точку росы для конденсации паров тугоплавких соединений,
образующих ядра пылинок (см. §19).
Газовые потоки и давление излучения выносят пылинки в межзвезд¬
ную среду, где при трении о газ они тормозятся и далее участвуют в
гидродинамических течениях вместе с межзвездным газом. Пылинки ос-
48

тывакгг в межзвездном пространстве до 10-20К. Поэтому на них посте¬
пенно намерзают малолетучие молекулы из межзвездного газа и за время
порядка 10® лет пылинка обрастает оболочкой из “грязного льда” —
молекул Н2О с примесью многих других.
Налипание на пылинки электронов из межзвездного газа и фотоиони¬
зация пылинок ультрафиолетовым излучением звезд приводят к тому,
что пылинки оказываются электрически заряженными и несут положи¬
тельные заряды обычно до500элементарных зарядов (изредка более) или
отрицательные до 10 зарядов электронов (см. §17.6). Электромагнитные
взаимодействия связывают пылинки с магнитными полями.
Атомы, адсорбирующиеся на пылинки при столкновениях с ними,
обладают на поверхности пылинки подвижностью и легко вступают в
химические реакции с другими атомами и молекулами (см. §14.4). Обра¬
зующаяся молекула имеет большие шансы оторваться от пылинки в про¬
цессе химической реакции. Именно так образуются в межзвездной среде
молекулы водорода Н2, а также, видимо, многие сложные соединения,
особенно такие, как длинные углеродные цепочки цианполиинов НС nN,
п-3,5,7,9,11 (см. табл. 1.4).
В наблюдениях пыль проявляет себя прежде всего по межзвездному
ослаблению (экстинкции: поглощению и рассеянию) света звезд (см.
§ 16), а также по рассеянию света звезд, создавая явление отражательных
туманностей, по собственному излучению главным образом в далеком
инфракрасном диапазоне и по поляризации. Ослабление света межзвез¬
дной пылью, как правило, не позволяет исследовать строение Галактики
вблизи ее плоскости до расстояний больше 3-7 кпк от Солнца. В связи с
сильной неоднородностью межзвездной среды межзвездная экстинкция
также крайне неоднородна в пространстве. Величина межзвездной экс¬
тинкции тесно коррелирует с количеством межзвездного газа на луче
зрения.
В оптическом диапазоне величина экстинкции обратно пропорцио¬
нальна длине волны. Из-за этого возникают избытки цвета звезд (покрас¬
нение их излучения). Наиболее велика экстинкция в ультрафиолетовом
диапазоне. Вблизи длины волны 2200А (2175±25А) имеется пик погло¬
щения межзвездной пылью. В области более коротких длин волн величи¬
на экстинкции возрастает с уменьшением длины волны по крайней мере
до 1000А, а по косвенным данным о соотношении размеров зон ионизо¬
ванного водорода и гелия в областях Н II можно заключить, что рост
экстинкции продолжается и дальше в крайний ультрафиолетовый диапа¬
зон. Зависимость экстинкции от длины волны не является универсальной.
В ряде областей звездообразования в Галактике и в некоторых других
галактиках пик поглощения вблизи 2200А отсутствует, что, видимо, го¬
ворит о другом составе пылинок.
Альбедо пылинок (доля рассеянного света в коэффициенте экстинк¬
ции) устанавливается в основном по изучению поверхностной яркости
49

отражательных туманностей. Оно в основном близко к 0,5 в оптическом
и ультрафиолетовом диапазонах, но имеет минимум в области 2200А, где
преобладает поглощение, а также падает в инфракрасном диапазоне,
стремясь к нулю при увеличении длины волны света (см. §16.3,16.4).
В инфракрасном диапазоне межзвездная экстинкция определяется в
основном истинным поглощением, и величина ее убывает с длиной волны
по закону Л~а, а - 1-2, становясь в радиодиапазоне всегда пренебрежимо
малой. В ближайшем инфракрасном диапазоне имеется ряд пиков погло¬
щения на длинах волн от 2,3 до 45 мкм. Эти пики связаны с возбуждением
колебаний составляющих пылинки молекул и используются для анализа
состава пылинок (см. §17.2). Часть из них отождествлена с молекулами
Н2О, SiC и колебаниями связи Six=O в силикатах. Многие пока не отожде¬
ствлены. По-видимому, с межзвездной пылью связаны также неотожде-
ствленные диффузные межзвездные линии поглощения в оптическом и
ближнем инфракрасном диапазонах (см. §15.7), наиболее сильная из
которых — Л « 4430А — имеет ширину 30-40А.
Размеры пылинок (см. §17.1) определяются по зависимости межзвез¬
дной экстинкции от длины волны. В оптическом диапазоне преобладает
ослабление света пылинками с диаметрами около (1-5) • 10’5 см (0,1-
0,5 мкм), в ультрафиолетовом — около 10"2 мкм. Последние, вероятно,
являются тугоплавкими ядрышками более крупных частиц.
Количество пыли (см. §17.4) определяется из межзвездной экстинк¬
ции или собственного излучения пыли. Пыль по массе составляет 0,5-1 %
от газа в межзвездном пространстве.
Состав пыли изучают не только по пикам в кривой межзвездной экс¬
тинкции, но также по косвенным признакам. Основной из них — величи¬
ны дефицита тяжелых элементов в межзвездном газе, связанного, как
полагают, с тем, что часть вещества расходуется на образование пылинок.
Используется также ряд соображений о возможных соединениях, способ¬
ных возникать в местах пылеобразования.
Важной характеристикой пылинок является индикатриса рассеяния:
функция, показывающая, как рассеянное пылинкой излучение распреде¬
лено по углам. Она тесно связана с размерами пылинок (см. §16.3). Пы¬
линки с размерами, близкими к длине волны и больше нее, рассеивают
свет преимущественно на малые углы. т.е. фотоны почти не меняют
направления движения. Наблюдения (в основном отражательных туман¬
ностей) свидетельствуют, что как в оптическом, так и в ультрафиолето¬
вом диапазоне индикатриса далека от сферической и преобладает
рассеяние вперед.
Способность пылинок поглощать и рассеивать свет рассчитывают, ис¬
пользуя теорию Ми рассеяния света малыми частицами (см. §16.3). Вели¬
чина поглощения света определяется мнимой, а рассеяния —
действительной частью комплексного коэффициента преломления света
пылинкой и зависит также от формы пылинок.
50

Явление межзвездной поляризации света (см. §18) звезд показало, что
форма пылинок отлична от сферической и пылинки ориентированы в
пространстве. Ориентируются они относительно силовых линий магнит¬
ного поля так, что наиболее велико поглощение света с колебаниями
электрического вектора поперек проекции силовых линий магнитного
поля на небо. Поэтому свет звезд оказывается поляризован вдоль направ¬
ления силовых линий. Величина линейной межзвездной поляризации
достигает в отдельных случаях 10%. Наиболее велика она в оптическом
диапазоне. Кроме линейной предсказана и открыта очень слабая (0,01-
0,04%) круговая межзвездная поляризация.
2. Магнитное поле
Межзвездные магнитные поля в Галактике и галактиках изучаются по
нетепловому радиоизлучению релятивистских электронов в магнитном
поле, по эффекту Фарадея вращения плоскости поляризации радиоизлу¬
чения в частично ионизованной межзвездной среде (см. §8.2), по меж¬
звездной поляризации света (см. §18), вызванной ориентацией
межзвездных пылинок в магнитном поле, и по эффекту Зеемана расщеп¬
ления межзвездных радиолиний (21 см водорода, §6.6,18 см гидроксила,
§12.4ж) в магнитном поле.
Межзвездное магнитное поле присутствует всюду в галактиках. В
спиральных галактиках оно наиболее велико в спиральных ветвях, где
силовые линии в среднем вытянуты вдоль ветвей. Магнитное поле весьма
неоднородно. Регулярная составляющая его в диске Галактики около
2 мкГс, хаотическая — около 3 мкГс. Основной масштаб неоднородностей
магнитного поля 100-150 пк, минимальный, видимо, доли парсека.
В плотных межзвездных облаках, туманностях и конденсациях пале
усилено. В межзвездных облаках зарегистрированы поля в десятки мик¬
рогауссов в остатках вспышек сверхновых — до 10~3 Гс, а в конденсациях
газа в космических мазерах, вероятно, до 10-2 Гс.
Высокая электропроводность космической плазмы и большие масшта¬
бы объектов в межзвездной среде приводят к тому, что межзвездное
магнитное поле вморожено в межзвездный газ. Это означает, что всякое
перемещение газа поперек силовых линий поля увлекает с собой магнит¬
ное поле и силовые линии искривляются. И напротив, всякое поперечное
перемещение силовых линий поля в пространстве увлекает с собой газ.
Вмороженность сохраняется даже в молекулярных облаках, где степень
ионизации среды составляет всего 10’8.
Примерное равенство плотностей энергий межзвездного магнитного
поля и хаотических движений межзвездного газа приводит к тому, что
магнитное поле играет исключительно важную роль в динамике межзвез¬
дной среды и, в частности, в процессе звездообразования. Межзвездное
магнитное поле ответственно за удержание в Галактике космических
51

лучей, за вытянутую форму и волокнистую структуру многих типов ту¬
манностей (см. §4). Оно играет решающую роль в процессах выноса угло¬
вого момента из межзвездных облаков при образовании звезд (см. §2.2в)
и в перераспределении углового момента между протозвездой и прото-
планетным диском в процессе формирования планетных систем и во мно¬
гих других процессах.
Происхождение межзвездного магнитного поля связано с явлением
гидромагнитного динамо [39 ] в дифференциально вращающихся газовых
дисках галактик. Энергия магнитного поля при этом черпается из энергии
дифференциального вращения галактик. Динамо-механизм только уси¬
ливает магнитное поле. Поэтому для его работы нужно хотя бы очень
слабое затравочное поле. Его происхождение пока не ясно. Оно либо
возникло в газе еще до образования галактик, либо было генерировано в
звездах и затем выброшено вместе с газом в межзвездную среду.
3. Космические лучи
Космические лучи — это быстрые заряженные частицы в межзвездной
среде. Частицы с энергией больше примерно 10 ГэВ - 1О10 эВ достигают
поверхности Земли и изучаются на станциях космических лучей. Кроме
того, космические лучи регистрируются космическими аппаратами в око¬
лоземном и межпланетном пространстве. Дистанционно они изучаются
по радиоизлучению электронов космических лучей в магнитных полях
галактик и по гамма-излучению ядер космических лучей. Гамма-излу¬
чение возникает в результате ядерных реакций космических лучей с
ядрами атомов и молекул межзвездного газа и пыли и при тормозном
излучении релятивистских электронов в электрическом поле этих ядер.
Распределение космических лучей по энергиям Е имеет степенной
спектр
К(Е)~Е~\ (3.1)
растущий в сторону малых энергий. Спектр энергий имеет протяженность
по крайней мере до 1О20 эВ. Наклон спектра у несколько различен в раз¬
ных диапазонах энергии, но в основном близок к у - 3.
Возникают космические лучи при активных процессах в атмосферах
звезд (энергии примерно до 1О1оэВ), в магнитосферах быстро вращаю¬
щихся нейтронных звезд—пульсаров (по крайней мере до 1015-1016 эВ)
и, по-видимому, при взрывах сверхновых звезд. Ускорение космических
лучей возможно также в межзвездной среде за счет отражения от замаг-
ниченных облаков при движении облака навстречу частице (механизм
Ферми), в межзвездных ударных волнах и при некоторых других процес¬
сах.
В этих случаях обычно формируются степенные спектры космических
лучей. Значение у, близкое к 3, формируется в так называемых плазмен¬
ных турбулентных котлах (или реакторах) (см. [2, §13]) — местах, где
52

плазменная турбулентность развита в такой степени, что частицы даже
высоких энергий испытывают многократные рассеяния. Внутри турбу¬
лентного реактора формируется степенной спектр частиц с у * 3. При
диффузии частиц из него спектр несколько искажается (изменяется у ).
Возможно, подходящие условия реализуются в межзвездной среде, в ча¬
стности, в ядрах галактик.
Удерживаются космические лучи в Галактике межзвездным магнит¬
ным полем. Однако частицы с энергией больше Ю18 эВ не способны
удержаться в Галактике и имеют, вероятно, межгалактическое проис¬
хождение.
Состав космических лучей резко отличается от состава межзвездного
газа (см. табл. 1.3). В них сильно повышена концентрация тяжелых эле¬
ментов. Это связано с преимущественным ускорением тяжелых ядер.
Имеются сильные аномалии изотопного состава и резкий избыток редких
элементов Li, Be, В. Эти особенности возникают в результате ядерных
реакций частиц космических лучей с межзвездным газом. Этот же про¬
цесс способен влиять на содержание 11, Be, В в межзвездной среде. Элек¬
троны космических лучей, наиболее заметные по их синхротронному
излучению в межзвездных магнитных полях, в окрестностях Солнца
несут всего 1 % энергии космических лучей. В других случаях отношение
энергий электронов и ядер в космических лучах, по существу, не извест¬
но.
Хорошо изученная часть спектра космических лучей с энергией более
1 ГэВ слабо влияет на условия в других компонентах межзвездной среды.
Основным является вклад давления космических лучей в общее давление
межзвездной среды. Оно соизмеримо с газовым давлением и давлением
магнитного поля и играет важную роль в динамике межзвездной среды,
например, способствуя развитию неустойчивости Рэлея—Тейлора замаг-
ниченного газового диска галактик (см. §2.2г).
Большое влияние на межзвездный газ, по-видимому, оказывают кос¬
мические лучи самых низких энергий (субкосмические лучи) с энергией
частиц менее 100 МэВ /нуклон. Предполагается, что они должны быть
наиболее распространены по сравнению с частицами других энергий.
Спектр таких частиц не известен, так как они почти не проникают в
солнечную систему, отклоняемые магнитным полем межпланетной сре¬
ды. Сечение взаимодействия их со средой наиболее велико. Они, видимо,
играют важную роль в нагреве межзвездной среды (в основном частицы
энергий 1-10 МэВ), а также в слабой ионизации газа молекулярных
облаков, важной для “запуска” цепочек ионно-молекулярных реакций в
них (см. §14.5), и в процессе сбрасывания намерзающих на пылинки
молекул в межзвездный газ (см. §14.4).
53

4. Электромагнитное излучение
В межзвездной среде присутствует электромагнитное излучение с ча¬
стотами от километрового радиоизлучения до жестких гамма-квантов. С
точки зрения физики межзвездной среды следует выделять излучение,
возникающее в межзвездной среде и позволяющее изучать процессы,
происходящие в межзвездном пространстве, и излучение, образующееся
в общем случае вне межзвездной среды, но оказывающее на нее сильное
воздействие.
Межзвездное вещество способно излучать фотоны во всех диапазонах
частот. В радиодиапазоне преобладают синхротронное излучение реляти¬
вистских электронов в магнитных полях и тепловое (свободно-свободное)
излучение туманностей (областей НII). Кроме того, имеются радиолинии
атомов (линия 21 см водорода (см. §6) и рекомбинационные радиолинии
(см. §7) при переходе между высокими уровнями в атомах) и многочис¬
ленные радиолинии молекул.
В инфракрасном диапазоне преобладает излучение пыли (см. §16.4).
Там же расположена большая часть молекулярных линий межзвездной
среды (см. §12), а также переходы между уровнями тонкой структуры
основных термов атомов и ионов, играющие важную роль в охлаждении
областей Н I и НII (см. §9.2).
В оптическом и ультрафиолетовом диапазонах в непрерывном излу¬
чении преобладают рекомбинационное излучение газовых туманностей
и рассеяние пылью света звезд, формирующее фоновое излучение Галак¬
тики в этих диапазонах. В этих же диапазонах расположены основные
линии излучения газовых туманностей: запрещенные линии ударного
возбуждения в зонах НII (см. §4.3) и других участках среды с температу¬
рой порядка 104К, ультрафиолетовые разрешенные линии различных
ионов разных элементов в горячих участках среды (см. §11.3). В этих же
диапазонах сосредоточены межзвездные линии поглощения атомов и мо¬
лекул (см. §5), формирующиеся в основном в холодных участках меж¬
звездной среды.
В рентгеновском диапазоне светят наиболее нагретые участки меж¬
звездного газа: остатки вспышек сверхновых звезд, горячий корональный
газ, газ гало галактик и межгалактической среды.
В гамма-диапазоне излучение межзвездной среды вызывается косми¬
ческими лучами. Они порождают позитроны, излучающие при аннигиля¬
ции линию 511 кэВ, возбуждают ядра, испускающие фотоны в
спектральных линиях в диапазоне 1-6 кэВ, вызывают жесткое гамма-из¬
лучение при распадах л°-мезонов, возникающих при ядерных реакциях,
и при тормозном излучении релятивистских электронов. Излучение меж¬
звездной среды зарегистрировано примерно до энергии фотонов 6 ГэВ «
6-10* эВ.
На межзвездные газ и пыль основное влияние оказывает ультрафио-
54

летовое излучение. Фотоны с длиной волны А < 912а ионизуют водород,
создавая зоны Н II вокруг горячих звезд. Излучаемые звездами кванты
света с энергией меньше потенциала ионизации водорода (А > 912А,)
ионизуют донорные элементы в межзвездной среде—С, Si, S, Fe и другие,
обладающие энергией ионизации
меньшей, чем у водорода. Это созда¬
ет частичную ионизацию газа даже в
молекулярных облаках, что очень
важно для запуска механизма ион¬
но-молекулярных реакций в них
(см. §14.5). Вокруг зон НII возника¬
ют области СII, наблюдаемые по ре¬
комбинационному радиоизлучению
(см. §7) . Фотоионизация межзвезд¬
ной пыли играет, видимо, важную
роль в нагреве среды и определяет
свойства пылинок, создавая на них
электрический заряд (см. §17.6).
Ультрафиолетовое излучение раз¬
Рис. 3.1. Ультрафиолетовый спектр сум¬
марного излучения звезд Галактики. Две
линии указывают пределы неопределен¬
ности данных; А — длина волны
рушает межзвездные молекулы в не¬
защищенных от него участках среды
(см. §14.2). Спектр ультрафиолетового фона Галактики в неэкранирован¬
ных областях среды приведен на рис. 3.1.
Важную роль в нагреве и ионизации космической плазмы в межзвез¬
дной среде Галактики и особенно ядер активных галактик играет мягкое
рентгеновское излучение. Оно сильно ионизует и нагревает межзвездную
среду (см. § 10.1) в тех ее участках, где интенсивность мягкого рентгена
(0,1-2 кэВ) велика.
И ТУМАННОСТИ
Туманности представляют собой участки межзвездной среды, выделя¬
ющиеся своим оптическим излучением или поглощением излучения на
общем фоне неба. Обычно это наиболее плотные и легкие для изучения
участки межзвездной среды. Поэтому они в целом изучены более деталь¬
но, чем другие области. Большинство туманностей так или иначе связано
со звездами, особенно с молодыми и массивными звездами высокой све¬
тимости, а потому и с очагами звездообразования.
Туманности делятся на светлые и темные. Последние видны из-за
поглощения ими излучения расположенных сзади них источников света.
Светлые делятся на отражательные, т.е. рассеивающие свет звезд, и са-
мосветящиеся. В самосветящихся туманностях могут быть два основных
источника возбуждения. В первом случае это излучение горячих звезд,
нагревающих и ионизующих вещество туманности. Таковы зоны, или
55

области, Н II (зоны Стремгрена) и планетарные туманности, а также
инфракрасные туманности типа туманностей Беклина—Нейгебауэра и
Клейнмана—Лоу, в которых светится нагретая пыль. Во втором случае
это ударные волны различного происхождения. Они создают туманно¬
сти — остатки сверхновых и новых звезд, кольцевые туманности вокруг
звезд с мощным звездным ветром (звезд типа Of, звезд Вольфа—Райе,
ассоциаций ОВ-звезд).
Нередко туманности делят на газовые и пылевые. Однако такое деле¬
ние условно, так как во всех туманностях имеются газ и пыль примерно
в одинаковой пропорции. Пылевыми обычно называют такие туманности,
оптические проявления которых обусловлены пылью (темные туманно¬
сти, отражательные туманности), а газовыми — в которых в оптическом
диапазоне светится преимущественно газ (зоны НII, остатки сверхновых
звезд ит.д.).
1. Темные туманности
Темные туманности представляют собой плотные (обычно молекуляр¬
ные) облака межзвездного газа и межзвездной пыли, непрозрачные из-за
ослабления света пылью. Обычно они видны на фоне светлых туманно¬
стей. Реже темные туманности видны прямо на фоне звездного неба в
области Млечного Пути.
Таковы туманность “Угольный мешок” на южном небе и множество
более мелких, называемых гигантскими глобулами (см. табл. 1.5).
Ослабление света в темных туманностях колеблется в широких преде¬
лах от величины Ау - 1—10ш до 10-100ш в наиболее плотных темных
туманностях. Строение туманностей с большим Ау поддается изучению
только методами радиоастрономии, прежде всего на основе наблюдения
молекулярных радиолиний, а также методами субмиллиметровой астро¬
номии, позволяющими наблюдать инфракрасное свечение пыли в темных
туманностях. Часто внутри темных туманностей обнаруживают отдель¬
ные уплотнения с величиной Ау до 10000111, в которых со временем фор¬
мируются звезды.
В тех частях туманностей, которые полупрозрачны в оптическом ди¬
апазоне, хорошо заметна волокнистая структура туманности. Волокна и
общая вытянутость туманности связаны с наличием в них магнитных
полей, затрудняющих движение вещества поперек силовых линий маг¬
нитного поля и приводящих к развитию ряда магнито-гидродинамиче¬
ских неустойчивостей. Пылевая компонента вещества туманностей
связана с магнитными полями из-за того, что пылинки электрически
заряжены (см. §17.6).
56

2. Отражательные туманности
Отражательные туманности представляют собой части или целые га¬
зопылевые облака, подсвеченные звездами. Если звезда (звезды) нахо¬
дится в межзвездном облаке или рядом с ним, но недостаточно горяча,
чтобы ионизовать вокруг себя значительное количество межзвездного
водорода, то основным источником оптического излучения туманности
оказывается рассеиваемый межзвездной пылью свет звезд. Примером
таких туманностей являются туманности вокруг ярких звезд в скоплении
Плеяды.
Большинство отражательных туманностей расположено вблизи пло¬
скости Галактики. В ряде случаев наблюдаются отражательные туманно¬
сти на высоких галактических широтах. Это газопылевые (часто
молекулярные) облака различных размеров, формы, плотности, массы,
расположенные высоко над плоскостью Галактики и подсвечиваемые со¬
вокупным излучением звезд диска Галактики. Они трудны для изучения
из-за очень низкой поверхностной яркости (обычно много слабее фона
неба). Проектируясь на изображения галактик, они могут создавать на
фотографиях видимость не существующих в галактиках слабых дета¬
лей — хвостов, перемычек и т.д.
Некоторые отражательные туманности имеют кометообразный вид и
называются кометарными туманностями. В “голове” такой туманности
находится обычно переменная звезда типа Т Тельца, освещающая туман¬
ность. Такие туманности нередко имеют переменную яркость, повторяя
с запаздыванием на распространение света переменность излучения ос¬
вещающих их звезд. Размеры кометарных туманностей обычно малы —
сотые доли парсека, но инотда достигают нескольких парсеков. Возник¬
новение вытянутой формы туманности связано с процессами, происходя¬
щими в зонах НII (см. разд. Зе).
Редкой разновидностью отражательной туманности является световое
эхо, наблюдавшееся, например, после вспышки Новой звезды в 1901 г. в
созвездии Персея и Сверхновой 1987 А в Большом Магеллановом облаке.
Яркая вспышка Новой подсветила пыль, и несколько лет наблюдалась
слабая туманность, распространявшаяся во все стороны со скоростью
света. Кроме светового эха после вспышек новых звезд образуются газо¬
вые туманности, подобные остаткам сверхновых звезд.
Многие отражательные туманности имеют тонковолокнистую струк¬
туру — системы почти параллельных волокон толщиной в несколько
сотых или тысячных долей парсека. Происхождение волокон связано с так
называемой желобковой или перестановочной неустойчивостью в туман¬
ности, пронизанной магнитными полями: волокна газа и пыли как бы
и раздвигают” силовые линии магнитного поля и внедряются между ними,
образуя тонкие газопылевые нити.
Изучение распределения по поверхности отражательных туманностей
57

яркости и поляризации света, а также измерение зависимости этих пара¬
метров от длины волны позволяют судить о таких свойствах межзвездной
пыли, как альбедо, индикатриса рассеяния, форма и ориентация пыли¬
нок, их размер 11,4].
3. Туманности, ионизованные излучением
Туманности, ионизованные излучением (зоны или области ионизо¬
ванного водорода Н II, зоны ионизованного углерода С II и др.), — это
туманности, ионизованные излучением звезд или других источников
ионизующего излучения.
Зоны Н II являются наиболее яркими участками межзвездной среды.
Телескопические наблюдения их начались еще в XVII в. Типичные так
называемые диффузные зоны НII образуются вокруг звезд спектрального
класса В1 и более горячих. Звезды спектральных классов В1-В5 почти не
ионизуют водород вокруг себя, но способны ионизовать углерод, создавая
зоны С II. У более горячих звезд зоны СII также присутствуют и имеют
большие размеры, чем зоны Н И. Более холодные звезды создают исчеза¬
юще малые нестационарные зоны ионизованного газа, изучение которых
возможно пока только в случае Солнца.
Часто зоны Н II ионизуются группой звезд или даже целой ассоциа¬
цией звезд, образуя гигантские зоны Н II. Яркая туманность возникает,
только если горячая звезда высокой светимости находится в плотном
газовом облаке. Когда звезда расположена вне облака, она ионизует газ в
расположенных далеко от нее облаках, обычно весьма разреженных, со¬
здавая слабосветящиеся протяженные зоны НII низкой плотности. Рож¬
дающиеся горячие звезды ионизуют плотный газ протозвезды, или
“ кокона ”, создавая компактные зоны Н II, являющиеся индикаторами
мест звездообразования.
Разновидностью зон Н II являются планетарные туманности. Они
возникают после сброса звездной газовой оболочки на поздней стадии
эволюции. Этот процесс сопровождает переход звезды с горизонтальной
ветви диаграммы Гершпрунга—Рессела в белые карлики. Оголяющиеся
горячие недра звезд ыявляются источником большого количества ультра¬
фиолетового (Л < 912А) излучения, ионизующего всю или часть сброшен¬
ной звездой газовой оболочки.
Туманности, ионизованные излучением, возникают также вокруг
мощных рентгеновских источников в Галактике и других галактиках, в
том числе в ядрах активных галактик и квазарах.
а) Основные характеристики. Зоны НII очень сильно различаются по
размерам, плотности, яркости, массам. Однако все они характеризуются
практически полной ионизацией основного элемента — водорода. В ос¬
новной части объема зоны Н II водород ионизован более чем на 99,9%.
Другие элементы ионизованы обычно до II-V стадий ионизации. Гелий в
58

ряде случаев может оставаться нейтральным. Температура Т всех зон Н
II близка к 104 К. Для диффузных зон НII типичны значения Т » 7- 9
тыс. К, для планетарных туманностей — температуры немного выше.
Типичные диффузные зоны НII вокруг звезд спектрального класса О,
такие как туманности Америка (NGC 7000), Пеликан и др., имеют раз¬
меры 1—10 пк при концентрации частил п в них от десятков до тысяч
частиц в см3 (плотность 10" -10’23 г/см3). Гигантские зоны Н II имеют
размеры до нескольких сотен парсеков.
Поверхностная яркость зон НII определяется мерой эмиссии ЕМ (см.
ниже формулу (4.2)). Величина ее колеблется от десятков пк/см6 в еле
заметных на фоне неба диффузных зонах НII до ЕМ* 3*108 пк/см6 в
самых ярких, таких, как туманность Тарантул в Большом Магеллановом
облаке, ионизованная молодым скоплением сотен горячих звезд. Туман¬
ность Ориона имеет ЕМ » 3-106 пк/см6. Для зон НII низкой плотности,
находящихся на пределе обнаружения современными методами, харак¬
терны л * 0,1-1 см"3 и ЕМ* 0,5-5 пк/см6.
Зоны НII, как и большинство других туманностей, имеют обычно ярко
выраженную и довольно сложную структуру. В диффузных зонах Н II
часто видны темные области — глобулы, вокруг них светлые ободки —
римы. За глобулами нередко тянутся области пониженной яркости, так
называемые слоновые хоботы, также окаймленные римами. Кроме того,
наблюдаются многочисленные мелкомасштабные неоднородности, раз¬
личимые лишь на пределе разрешения у близких туманностей. Имеются
столь мелкие неоднородности, что они выявляются лишь косвенными
методами. В диффузных зонах НII, связанных с очагами звездообразова¬
ния, обычно видна волокнистая структура с волокнами, вытянутыми
вдоль силовых линий магнитного поля в туманности.
Распределение в пространстве зон НII определяется расположением
звезд и газа, создающих их. Диффузные зоны Н II находятся в плоских
подсистемах неправильных и спиральных галактик (в том числе Галак¬
тики), причем в последних находятся в основном в спиральных рукавах,
являясь наиболее яркими деталями в них и подчеркивая спиральный узор
галактик (см. рис. 1.5). Гигантские зоны НII часто встречаются в ядерных
областях галактик, в том числе гигантских эллиптических. Такая зона
есть и в ядре Галактики (§1.9).
Излучают газовые туманности главным образом в спектральных ли¬
ниях водорода и в запрещенных линиях более тяжелых элементов. Боль¬
шинство сильных спектральных линий диффузных зон НII сосредоточено
в оптической и инфракрасной областях спектра (рис. 4.1 ,а). Присутствует
также слабый непрерывный спектр, который тянется от ультрафиолето¬
вого до радиодиапазона. На границах спектральных серий водорода на¬
блюдаются перепады яркости ^скачки) непрерывного спектра в несколько
раз, например около! ~ 3648А имеется бальмеровский скачок с перепа¬
дом яркости в 5 раз (для туманностей низкой плотности пс « 104 см"3).
59

В инфракрасном диапазоне преобладает излучение пыли (рис. 4.1,6),
а в радиодиапазоне — тепловое непрерывное излучение газа, на фоне
которого видны радиолинии водорода, гелия и углерода (рис. 4.1,в, §7).
Рис. 4.1. Спектр излучения зон НII: а — схема линейчатого спектра в видимом и олижнем
инфракрасном диапазонах. Длины вертикальных отрезков пропорциональны интенсивно¬
стям линий в логарифмической шкале. Снизу указаны отождествления линий (для запре¬
щенных линий спектроскопический символ иона заключен в квадратные скобки). На—<5 и
Р<5—£ — линии соответственно бальмеровской и пашеновской серий водорода; б — радиол
и инфракрасный спектры двух компонент далекой зоны НИ- радиоисточника W3. Радио¬
излучение со спадом на низких частотах ("завалом”) обусловлено тормозным излучением
нагретого газа зоны НII, инфракрасный пик — излучением пыли; в — рекомбинационные
радиолинии водорода Н 137Д (слева) и Н 109а (в центре), гелия Не 109а и углерода С 109а
в спектре туманности NGC 1795
60

По спектрам определяются физические условия и химический состав
газовых туманностей. В зонах НII и СII химический состав (содержание
элементов) близок к “нормальному” космическому (см. табл. 1.3). В
планетарных туманностях возможно некоторое отличие содержания ряда
элементов от обычного. Пыль присутствует во всех типах туманностей. В
диффузных зонах Н II и планетарных туманностях она, по-видимому,
несколько более мелкая, чем в областях Н I, молекулярных облаках и
пылевых туманностях. В планетарных туманностях она возникает при
сбросе оболочки звезды, ее больше в молодых объектах этого типа, чем в
старых.
Компактные зоны Н II характеризуются высокой плотностью (п -
104—106см~3 и более) при размерах 10'3пк. Они являются сильными источ¬
никами далекого инфракрасного излучения, а также хорошо наблюдают¬
ся в радиодиапазоне. Редко видны оптически, так как обычно скрыты
мощными слоями пыли.
Зоны СII обнаружены по рекомбинационным радиолиниям углерода
(см. §7), аналогичным рекомбинационным радиолиниям водорода, гелия.
Они также наблюдаются по инфракрасной линии С II 156 мкм. Для зон
С II характерны низкая температура Т « 30-100К и малая степень иони¬
зации вещества (водород и гелий практически полностью нейтральны,
углерод полностью ионизован до состояния СII).
б) Ионизационное равновесие. Основными процессами, определяю¬
щими свойства туманностей, ионизованных излучением, являются фото¬
ионизация атомов и ионов ультрафиолетовым излучением центральной
звезды (звезд) или рентгеновским излучением центрального объекта и
обратный к ионизации процесс рекомбинации — соединения электронов
с ионами (см. гл. III).
Условия в газовых туманностях обычно далеки от термодинамическо¬
го равновесия. Поэтому ионизация элементов не подчиняется формуле
Саха и должна рассчитываться на основе уравнений ионизационного рав¬
новесия (см. §9.1), т.е. путем учета всех элементарных атомных (ионных)
процессов, увеличивающих и уменьшающих концентрацию каждого ти¬
па атомов (ионов). Применительно к наиболее обильному элементу —
водороду — в туманностях, ионизованных излучением, обычно достаточ¬
но принимать во внимание лишь фотоионизацию (для достаточно разре¬
женных туманностей, например для зон Н II, можно учитывать
ионизацию только с основного уровня) и радиационные рекомбинации
протонов (ионов Н II) с электронами. В туманностях, находящихся в
состоянии ионизационного равновесия, скорости протекания процессов,
уменьшающих и увеличивающих ионизацию среды, уравновешены и
степень ионизации не зависит от времени.
Различают зоны НII, ограниченные веществом, когда ионизовано все
облако газа и часть фотонов, способных ионизовать водород и другие
элементы, выходит за его пределы, и ограниченные излучением, когда
61

размеры зоны НII определяются мощностью ультрафиолетового излуче¬
ния центральной звезды (звезд). Зоны Н II, ограниченные веществом,
часто имеют размытые границы из-за медленного уменьшения плотности
газа с удалением от центральных звезд. К такому типу туманности отно¬
сятся значительная часть гигантских зон Н II и многие планетарные
туманности.
Диффузные зоны Н II умеренных размеров обычно ограничены излу¬
чением. В этом случае граница между нейтральным и ионизованным
водородом очень тонкая: ее толщина близка к 0,1 !пе пк (пе — концентра¬
ция электронов), что в сотни раз меньше размеров туманности. Радиус R
стационарных зон Н II, ограниченных излучением, определяется равен¬
ством числа Ац фотонов в лаймановском континууме (Д < 912А), испу¬
скаемых центральной звездой (звездами) за единицу времени, количест¬
ву рекомбинаций водорода за единицу времени на все уровни выше
первого во всем объеме туманности:
4 з (4.1)
л R\a —ai) пе пр = .
Здесь а —ai — коэффициент спонтанной радиационной рекомбинации
на уровне выше первого (при Т = 104 К a—ai«« 3 • 10’13 см3/с), пе, пр —
концентрации электронов и протонов (пе ~ Пр~ п). Рекомбинация на
первый уровень приводит к испу¬
сканию новою фотона Я < 912А,
который поглощается внутри ту¬
манности, ограниченной излуче¬
нием, вызывая ионизацию
другого атома водорода, т.е. в це¬
лом по туманности не изменяет
числа ионизованных атомов. По¬
этому рекомбинации на первый
уровень исключаются при напи¬
сании формулы (4.1). Значения
Niдля горячих звезд главной по¬
следовательности приведены в
табл. 4.1.
Второй по распространенно¬
сти элемент — гелий — ионизует¬
ся фотонами с Л < 504А. Таких
фотонов меньше, поэтому обычно
зоны ионизованного гелия (зоны
Не II) составляют лишь часть зо¬
ны Н II. Размер зоны Не II можно
также найти по формуле (4.1) с
заменой пр на концентрацию
Таблица 4.1
Количество ультрафиолетовых
фотонов, способных ионизо¬
вать водород и гелий Afar»
испускаемое горячими звезда¬
ми главной последовательно¬
сти за 1 с
Спектральный
класс звезды
tfLc • 10 45
NHc/NLc
05
54000
0.38
07
13000
0,12
09
2200
0,0J0
ВО
230
0,0022
ВО,5
14
0,00026
В1
1.9
-
В2
0,28
-
ВЗ
0,035
-
В5
0,0065
-
62

ионов Не II и Л/ц. на Nne—число фотонов с Л < 504А, испускаемых звездой
за единицу времени (табл. 4.1). Граница зоны Не II также очень резкая.
В случае самых горячих звезд внутри зоны Не II может существовать зона
дважды ионизованного гелия Не III, для образования которого требуются
фотоны сЛ < 226А.
Другие, менее обильные элементы не образуют внутри туманности
столь же резко разграниченных зон ионизации. Для ионизации углерода
и других элементов с энергией ионизации меньшей, чем у водорода,
достаточно иметь сравнительно малоэнергичные фотоны. Таких фотонов
больше, чем фотонов, ионизующих водород, поэтому зона СII простира¬
ется за пределы зоны НII.
в) Излучение. При рекомбинации атомы водорода в большинстве слу¬
чаев образуются в возбужденном состоянии (электрон “садится’' на уро¬
вень выше первого, основного). Далее происходят спонтанные (самопро¬
извольные) переходы вниз (в состояния с меньшей энергией, т.е. с мень¬
шими номерами уровней). Плотности и температуры газа в зонах Н II и
большинстве других туманностей, ионизованных излучением, столь ма¬
лы, что соударения атомов водорода с электронами и другими частицами
происходят много реже, чем за время спонтанных переходов, и не влияют
на свечение водорода. Исключение составляют лишь самые высокие уров¬
ни с номерами j £ 30-70, переходы между которыми приводят к образова¬
нию рекомбинационных радиолиний (см. §7).
При переходах с верхних уровней на первый (/- 1), второй, третий и
последующие уровни излучаются фотоны в спектральных сериях Лайма¬
на, Бальмера, Пашена и др. Для линий всех серий, кроме лаймановской
и самых длинноволновых радиолиний, зоны И II прозрачны, поэтому
излученные фотоны свободно покидают туманность. Для линий серии
Лаймана, особенно для La (лайман-альфа), необходимо учитывать мно¬
гократное, так называемое резонансное рассеяние атомами водорода,
приводящее в конце концов к гибели фотонов в туманности, главным
образом из-за поглощения пылинками, что нагревает пыль и заставляет
ее светиться в инфракрасном диапазоне.
Для вычисления интенсивности линий надо знать населенности уров¬
ней атомов. Распределение атомов водорода и других элементов по энер¬
гетическим уровням в туманности оказывается далеким от распределения
Больцмана и рассчитывается на основании детального баланса с учетом
атомных процессов, увеличивающих и уменьшающих населенности
уровней (см. §7.3). Так как заселение уровней атомов водорода зон НII и
большинства других газовых туманностей пропорционально скорости ре¬
комбинации протонов и электронов, требующей соударения двух частиц,
населенности уровней пропорциональны второй степени плотности ту¬
манности. При этом выполняются все условия, необходимые для того,
чтобы интенсивности линий излучения водорода, для которых туман¬
63

ность прозрачна, оказывались пропорциональны мере эмиссии ЕМ
(emission measure):
ЕМ
(4.2)
где интеграл берется вдоль участка луча зрения, проходящего через ту¬
манность. По интенсивностям линий можно найти из наблюдений ЕМ и
вычислить среднюю плотность газа в туманности (среднее <и^>).
При рекомбинационном механизме заселения уровней отношения ин¬
тенсивностей спектральных линий водорода зависят в основном лишь от
температуры, и то слабо, так что эти отношения оказываются практиче¬
ски одинаковыми для всех зон Н II. Отношения интенсивностей линий
серии Бальмера называются бальмеровским декрементом. Селективное
поглощение света межзвездной пылью искажает наблюдаемый бальме¬
ровский декремент. Сравнение наблюдаемого и рассчитанного бальме¬
ровского декремента позволяет находить величину межзвездного
поглощения света на пути до зоны НII.
Свечение кислорода, азота, серы и других так называемых тяжелых
элементов происходит в основном в запрещенных линиях различных
ионов этих элементов. В отличие от водорода атомы и ионы наиболее
обильных в космосе тяжелых элементов имеют метастабильные уровни
(уровни, с которых возможно излучение только запрещенных линий),
расположенные в шкале энергий выше основного уровня всего от сотых
долей эВ до нескольких эВ. При температуре туманности около 104 К
значительная доля электронов способна возбуждать такие уровни (для
водорода первый возбужденный уровень удален от основного на 10,2 эВ,
и в зонах Н II практически нет электронов, способных возбуждать водо¬
род). Поэтому в отличие от водорода у тяжелых элементов излучение
возникает за счет возбуждения близких к основному метастабильных
уровней ударами электронов. Этот процесс протекает много быстрее ре¬
комбинаций, заселяющих уровни атомов водорода, поэтому, несмотря на
малое содержание в туманности тяжелых элементов (см. табл. 1.3), ин¬
тенсивности линий этих элементов оказываются сравнимыми с водород¬
ными линиями, а иногда и больше них.
Атом (ион) из возбужденного состояния переходит вниз либо при
излучении фотона, либо при деактивации электронным ударом — столк¬
новении с электроном, отнимающим энергию у возбужденного атома
(иона). Частота столкновений с электронами пропорциональна концент¬
рации электронов пе. Имеется критическая концентрация пег, такая, при
которой скорости деактивации электронами и спонтанных радиационных
переходов становятся равны (см. §6.3,9.36). Для запрещенных переходов
спонтанное излучение происходит медленно и/1сг« 102-108 см’ , а для
разрешенных обычно много больше.
При пе » пСг после почти каждого возбуждения происходит деактива¬
ция, поэтому в плотных средах, например в лабораторной плазме, запре¬
64

щенные линии очень слабы. В газовых туманностях обычно пе « пег- Этот
случай соответствует так называемому корональному пределу, при кото¬
ром запрещенные линии видны наравне с разрешенными. Из-за малой пе
в туманности соударения возбужденных атомов (ионов) с электронами
происходят настолько редко, что до деактивации ударом успевает испу¬
ститься фотон в запрещенной линии, хотя для этого необходимо время от
Частота, #'*Гц
Рис. 4.2. Непрерывный спектр зон Н II
низкой плотности. Показаны бальмеров¬
ский и пашеновский скачки и вклады раз¬
личных механизмов излучения в
непрерывный спектр
нескольких секунд до нескольких часов в зависимости от степени запре¬
щенное™ линии. При Пе « Пег ин¬
тенсивности излучения линий про¬
порциональны ЕМ. В газовых ту¬
манностях для ряда линий Пс&ге.
Поэтому отношение интенсивностей
таких линий к другим сильно зави¬
сит от и позволяет определять пе
из наблюдений. Кроме того, по отно¬
шениям интенсивностей линий уда¬
ется находить температуру газа в
туманности и определять химиче¬
ский состав его.
Непрерывный спектр в оптиче¬
ском и прилегающих к нему диапа¬
зонах формируется за счет трех
процессов: рекомбинационного из¬
лучения, тормозного излучения и
двуквантового излучения (рис. 4.2).
Последнее возникает из-за того, что
у атома водорода имеется метаста-
бильный уровень 2s. Этот уровень
опустошается путем испускания не
одного, а сразу двух фотонов с пере¬
ходом на основной уровень Is. Суммарная энергия этих двух фотонов
равна разности энергий ДТя2 между уровнями 2s и Is: hv\+hv2 = Д£12-
Каждый фотон может иметь любую энергию от Одо ДЕ] 2, поэтому из¬
лучение происходит в непрерывном спектре с А >1216А. При малых пе
двуквантовые переходы обеспечивают в отдельных участках спектра до
70% интенсивности излучения туманности в непрерывном спектре. При
Пе 104 см~3 роль двуквантовых переходов убывает, так как становится
существенным конкурирующий с ними процесс снятия возбуждения с
уровня 2s — переходы под действием электронных ударов на уровень 2р
с последующим испусканием фотона в линии лайман-альфа.
Рекомбинационное излучение в непрерывном спектре имеет скачки
на границах серий атомов водорода: со стороны меньших длин волн ин¬
тенсивность излучения больше (см. рис. 4.2). Скачки имеются на грани¬
цах всех спектральных серий атомов водорода. Около А в 3648а
65

присутствует бальмеровский скачок, вблизи 82ЮЛ — пашеновский ска¬
чок и т.д.
Непрерывное радиоизлучение зон НII и других туманностей, ионизо¬
ванных излучением, возникает за счет тормозного механизма излучения
(так называемое тепловое радиоизлучение).
г) Нагрев и охлаждение. В зонах НII газ нагревается ультрафиолето¬
выми фотонами, ионизующими водород и другие элементы. Если % —
энергия, необходимая для отрыва электрона от атома, то на нагревание
среды расходуется часть энергии фотона Аг, равная
£= hv-%. (4.3)
Такую кинетическую энергию приобретает оторванный при фотоиониза¬
ции электрон. При соударении этого быстрого электрона с другими час¬
тицами энергия Е распределяется поровну между всеми частицами среды,
т.е. происходит нагревание газа.
Частота столкновений частиц в туманностях, ионизованных излуче¬
нием, достаточна, чтобы успевало установиться распределение Максвел¬
ла частиц по скоростям с температурой, примерно одинаковой для всех
сортов частиц, кроме пылинок, т.е. для электронов, ионов, атомов. Поэ¬
тому в отличие от туманностей, созданных ударными волнами (см. разд.
4), для туманностей, ионизованных излучением, можно говорить о тем¬
пературе всего газа. Пыль имеет более низкую температуру, чем газ. В
зонах Н II пыль нагревается, поглощая главным образом ультрафиолето¬
вое излучение звезды и излучение туманности в линиях серии Лаймана,
и остывает за счет испускания инфракрасного излучения с непрерывным
спектром, близким к планковскому. Излучение пыли обычно играет ма¬
лую роль в охлаждении всей зоны НII, хотя и уносит значительную долю
энергии ультрафиолетового излучения ионизующих туманность звезд
(особенно в молодых запыленных зонах НII).
Охлаждение зон НII происходит главным образом за счет излучения
энергаи в запрещенных линиях тяжелых элементов. Электроны затрачи¬
вают имеющуюся у них тепловую энергию на возбуждение метастабиль-
ных уровней. Если в результате возбуждения испускается фотон,
уходящий из туманности, происходит потеря энергии, вещество туман¬
ности охлаждается. Большую роль в охлаждении играет возбуждение
ударами электронов инфракрасных линий тяжелых элементов, прежде
всего линий иона кислорода О III (см. рис. 11.6). Кроме того, некоторый
вклад в охлаждение вносит излучение фотонов непрерывного спектра при
рекомбинациях и при тормозном излучении. Температура стационарных
туманностей определяется балансом прихода и расхода энергии в каждой
точке туманности.
Для туманностей, ионизованных рентгеновским излучением, а в осо¬
бенности ударными волнами, часто характерны более высокие темпера¬
туры, чем в зонах НII. В этом случае в охлаждение среды основной вклад
дают ультрафиолетовые линии различных ионов тяжелых элементов, а
66

при температурах, превышающих несколько млн К—линии водорода- и
гелиеподобных ионов тяжелых элементов, попадающие в рентгеновский
диапазон спектра, а также тормозное излучение.
д) Формирование структуры туманности. Мелкомасштабные неодно¬
родности в зонах Н II связаны с турбулентностью газа в туманности, а
также с различными гидродинамическими и магнитогидродинамически¬
ми процессами в туманности. В частности, в диффузных зонах Н II и
планетарных туманностях центральные звезды обладают значительным
звездным ветром, который, взаимодействуя с газом туманности, приво¬
дит к формированию мелких неоднородностей, хорошо заметных на фо¬
тографиях близких планетарных туманностей.
О формировании крупномасштабной структуры зон НII см. в следую¬
щем пункте.
е) Эволюция зон Н П. Зоны Н II возникают вокруг рождающихся
горячих массивных звезд. Звезды образуются в плотных газопылевых
комплексах и вначале окружены падающим на рождающуюся звезду
(протозвеэду) сравнительно плотным газопылевым слоем (коконом) (см.
§2.2в). Когда протозвезда разогревается до температуры, при которой она
своим излучением может ионизовать водород, образуется компактная
зона НII, невидимая в оптических лучах из-за поглощения света пылью.
Основную энергию запыленные зоны Н II излучают в инфракрасном
диапазоне (длины волн — десятки микрон). Компактные запыленные
зоны НИ видны как квазиточечные источники инфракрасного излучения
или инфракрасные звезды. Таковы, например, объекты Беклина—Нейге-
бауэра и Клейнмана—Лоу в туманности Ориона.
Постепенно оболочки пылинок разрушаются светом звезды, а газ раз¬
брасывается давлением излучения в стороны. Размеры зоны Н II увели¬
чиваются. Часто звезды рождаются вблизи краев плотных молекулярных
облаков. Когда граница компактной зоны НII достигает края молекуляр¬
ного облака, нагретое плотное вещество зоны НII начинает “фонтаниро¬
вать” в более разреженную среду за границей облака, переходя в
упомянутую в §2.2 “фазу шампанского”.
Со временем молодая горячая звезда либо разбрасывает плотный ко¬
кон вокруг себя, либо при движении относительно газа выходит в менее
плотную среду. После этого за несколько тысяч лет вокруг звезды разви¬
вается диффузная зона Н II размером 1-10 пк. В начале зона НИ неста¬
ционарна — по веществу очень быстро бежит волна ионизации. Она
называется ионизационным фронтом или разрывом R-типа (rarefied —
разреженный).
Постепенно количество рекомбинаций внутри туманности за единицу
времени приближается к (см. формулу (4.1)), и зона Н II становится
стационарной. Давление нагретого газа внутри туманности превосходит
давление более холодного газа вне ее, поэтому туманность продолжает
расширяться. Возникает ударная волна, движущаяся по нейтральному
67

газу со скоростью в несколько десятков км/с и уплотняющая нейтральный
газ перед границей зоны НII. Зона НII, расширяясь, медленно “поедает”
этот плотный газ. Такая картина называется ионизационным фронтом
1>-типа (dense — плотный).
Когда на пути ионизационного фронта встречается уплотнение, он
распространяется по плотному газу медленнее, огибая уплотнение. Так,
внутри зон Н II остаются неионизованными наиболее плотные участки
вещества — глобулы. На границе уплотнения ионизован газ высокой
плотности. Он ярко светится (в нем больше мера эмиссии), создавая яркие
ободки (римы) как вокруг глобул, так и на внешних границах развитых
зон Н II, ограниченных излучением.
Вещество, экранированное глобулой от прямого воздействия ультра¬
фиолетового излучения звезды, ионизуется и нагревается только фотона¬
ми, возникающими при рекомбинациях атомов водорода в основной части
зоны Н II на первый уровень. Газ в таких местах оказывается холоднее,
плотнее и темнее, чем в остальной части туманности, — образуются так
называемые слоновые хоботы.
Плотный холодный газ глобулы обжимается веществом зоны НИ.
Дополнительное давление облегчает образование звезды в глобуле. В
результате через несколько миллионов лет, когда зона НII уже исчезает
(см. ниже), в глобуле появляется звезда, обычно маломассивная и способ¬
ная создать вокруг себя только отражательную туманность. Она освещает
остатки газа глобулы и “слонового хобота”, создавая кометарную туман¬
ность (см. разд. 2).
Горячие массивные звезды являются короткоживущими. После того
как они перестают светить, на некоторое время остается так называемая
реликтовая зона НII, не имеющая источника ионизации. За время поряд¬
ка 105/пе лет вещество зоны Н II рекомбинирует и реликтовая зона Н II
исчезает.
Продолжительность жизни наиболее крупных диффузных зон НII не
превосходит 106 лет. Зоны НII меньших размеров существуют несколько
дольше.
4. Туманности, созданные ударными волнами
Ударные волны возникают всякий раз при взаимодействии двух пото¬
ков вещества, движущихся с относительной скоростью, превышающей
скорость звука хотя бы в одной из сред. В этом случае кинетическая
энергия относительного движения (в расчете на одну частицу среды
mv у 2, где т — масса частицы, v — скорость волны) переходит в основном
в тепловую (ЗкТ/2 на каждую частицу), газ уплотняется, сильно нагре¬
вается и обычно сильно светится. В результате возникает светящаяся
туманность.
Источники сверхзвукового движения вещества в межзвездной среде
68

весьма разнообразны и многочисленны, что приводит к большому коли¬
честву и разнообразию туманностей, созданных ударными волнами.
Обычно такие туманности недолговечны, так как исчезают после исчер¬
пания кинетической энергии движущимся газом. Туманность оказывает¬
ся яркой, только если ударная волна сильная, т.е. если относительная
скорость сближения потоков хотя бы в несколько раз превосходит
скорость звука.
Основными источниками сильных ударных волн в межзвездной среде
являются взрывы звезд — сбросы оболочек при вспышках сверхновых и
новых звезд, а также звездный ветер. Во всех этих случаях имеется
точечный источник выброса вещества (звезда), и созданные таким обра¬
зом туманности имеют вид расширяющейся оболочки, по форме близкой
к сферической.
Выбрасываемое вещество имеет скорости во многие сотни и тысячи
км/с, поэтому температура газа за фронтом ударной волны может дости¬
гать многих млн и даже млрд К (кТ ~ mv2, см. выше). Такую температу¬
ру приобретают ионы. Электроны остаются значительно холоднее. Посте¬
пенно температуры ионов и электронов сближаются за счет обмена
энергией при соударениях.
Газ, нагретый до температуры несколько млн К, излучает преимуще¬
ственно в рентгеновском диапазоне, как в непрерывном спектре, так и в
спектральных линиях (см. § 11 .Зг). В оптических спектральных линиях он
светится очень слабо.
Когда ударная волна встречает неоднородности межзвездной среды,
она огибает уплотнения, и внутри уплотнений бежит более медленная
ударная волна, вызывая излучение в спектральных линиях оптического
диапазона. В результате возникают яркие газовые волокна, хорошо за¬
метные на фотографиях. Основной ударный фронт, обжимая сгусток меж¬
звездного газа, приводит его как целое в движение в сторону своего
распространения, но с меньшей, чем у ударной волны, скоростью. Поэто¬
му по движению волокон трудно установить истинную скорость ударного
фронта. Надежнее она устанавливается по рентгеновскому излучению,
однозначно связанному с температурой и скоростью волны.
Наиболее яркие туманности, созданные ударными волнами, вызваны
взрывами сверхновых звезд и называются остатками сверхновых звезд.
Они играют очень важную роль в формировании структуры межзвездного
газа (см. §1.8, 2.2). Наряду с описанными особенностями для них харак¬
терно нетепловое радиоизлучение со степенным спектром, вызванное
релятивистскими электронами, ускоряемыми как в процессе взрыва
сверхновой, так и позже пульсаром, часто остающимся после взрыва.
Туманности, связанные с взрывами новых звезд, малы, слабы и недол¬
говечны.
Другой тип туманностей, созданных ударными волнами, связан со
69

звездным ветром от звезд Вольфа—Райе. Эти звезды характеризуются
очень мощным звездным ветром с большим потоком массы 10’5
год) и большой скоростью истечения ((1-3) • 103 км/с) и создают туман¬
ности размером в несколько парсеков с яркими волокнами. В отличие от
остатков сверхновых звезд радиоизлучение их имеет тепловую природу.
Время жизни таких туманностей ограничено продолжительностью пре¬
бывания звезд в стадии звезды Вольфа—Райе и близко к 105 лет.
Аналогичны по свойствам, однако имеют большие размеры и, видимо,
большую продолжительность жизни, но меньшую яркость туманности
вокруг наиболее ярких горячих звезд спектрального класса О — звезд Of,
также обладающих сильным звездным ветром. Совокупное действие звез¬
дных ветров звезд ОВ-ассоциаций способно порождать огромные (100 пк
и более) каверны в межзвездном газе (см. §1.8), светящиеся в основном в
рентгеновском диапазоне.
Ударные волны меньших скоростей возникают в областях звездообра¬
зования. Они приводят к нагреванию газа до сотен и тысяч К, возбужде¬
нию молекулярных уровней, частичному разрушению молекул, нагрева¬
нию пыли. Такие ударные волны наблюдаются в виде вытянутых туман¬
ностей, светящихся преимущественно в инфракрасном диапазоне. Ряд
таких туманностей обнаружен, например, в очаге звездообразования,
связанном с туманностью Ориона.
Литература к главе I
1. Каплан С.А., Пикельнер С.Б. Межзвездная среда. М., 1963.
2. Каплан С А., Пикельнер С.Б. Физика межзвездной среды. М., 1979.
3. С п и т ц е р Л. Физические процессы в межзвездной среде. М., 1981.
4 Соболев В.В. Курс теоретической астрофизики. 3-е изд. М., 1985.
5. К о с т.н к о в а Е.Б. Физика планетарных туманностей. М., 1982.
6. Каплан С.А. Межзвездная газодинамика. М., 1958.
7. Пикельнер С.Б. Основы космической электродинамики. М., 1966.
8. Горбацкий В.Г. Космическая газодинамика. М., 1977.
9. П а р к е р Е. Космические магнитные поля. Т. II. M., 1982.
10. Баранов В.Б.,К раснобаев К.В. Гидродинамическая теория космической
плазмы. М., 1977.
11. Шкловский И.С. Сверхновые звезды. М., 1976.
12. Лозинская Т.А. Сверхновые звезды и звездный ветер: взаимодействие с меж*
звездной средой. М., 1986.
13. Варшалович Д.А. // Астрофизика и космическая физика / Под ред. Р.А.Сю-
няева. М., 1982. С. 134.
14. Рудницкий Г.М. Молекулы в астрофизике / Итоги науки и техники. Серия
“Исследование космического пространства". Т. 20. М.» 1983.
15. Г р и н б е р г М. Межзвездная пыль. М., 1970.
16. В о щ и н н и к о в Н.В. // Межпланетная и межзвездная среда. Итоги науки и тех ¬
ники. Серия “Исследование космического пространства”. Т. 25. М.» 1986. С. 98.
17. Рузмайкин А.А., Соколов Д.Д., Ш у к у р о в А.М. Магнитные поля га¬
лактик. М., 1989.
18. Ефремов Ю.Н. Очаги звездообразования в галактиках. М., 1989.
19. Бочкарев Н.Г. Местная межзвездная среда. М., 1990.
70

20. Гинзбург ВЛ., Сыроватский С.И. Происхождение космических лу¬
чей. М., 1963.
21. X а я к а в а С. Физика космических лучей. Ч. 2. Астрофизический аспект. М., 1974.
22. Дорман Л.И. Экспериментальные и теоретические основы астрофизики космиче¬
ских лучей. М., 1975.
23. Дорман Л.И. Космические лучи: состав, спектр, анизотропия и происхождение //
Итоги науки и техники. Сер. Астрономия. М., 1988. Т. 33. С. 3.
24. Астрофизика космических лучей / Под ред. В. Л .Гинзбурга. 2-е изд. М., 1990.
25. ЛонгейрМ. Астрофизика высоких энергии. М., 1984.
26. Космические мазеры / Под ред. В.И.Слыша. М., 1970.
27. Космическая газодинамика / Под ред. Х.Дж.Хабинга. М., 1972.
28. Галактическая и внегалактическая радиоастрономия / Под ред. ГЛ.Верскера и
К.И.Келлерманна. М., 1976.
29. Происхождение и эволюция галактик и звезд / Под ред. С.Б.Пикельнера. М.. 1976.
30. На переднем крае астрофизики / Под ред. Ю.Эвретта. М., 1979.
31. Протозвезды и планеты / Под ред. Т.Герелса. М., 1982.
32. Инфракрасная астрономия / Под ред. Ч.Уинн-Уильямса и Д.Крукшенка. М., 1983.
33. Звезды и звездные системы / Под ред. Д.Я.Мартынова. М., 1981.
34. СпитцерЛ. Пространство между звездами. М., 1986.
35. А л л е р Л., Л и л л е р У. Планетарные туманности. М., 1971.
36. П о т т а ш С. Планетарные туманности. М., 1987.
37. Долгинок А.З., Гнедин Ю.Н., Силантьев Н.А. Распространение и
поляризация излучения в космической среде. М., 1979.
38. Звездный ветер. Области НИ/ Под ред. В.Г.Горбацкого // Итоги науки и техники. Сер.
Астрономия. М., 1990. Т. 40.
39. Вайнштейн С.И., Зельдович Я.Б., Рузмайкин А. А. Турбулент¬
ное динамо в астрофизике. М., 1980.

Глава II
МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ МЕЖЗВЕЗДНОГО
АТОМАРНОГО ГАЗА
§ 5. МЕЖЗВЕЗДНЫЕ ЛИНИИ ПОГЛОЩЕНИЯ
1. Значение для изучения межзвездного газа
Межзвездные линии поглощения были открыты Гартманом в 1904 г.
[1 ]. Наблюдались двойные звезды с целью проверки эффекта Доплера
при периодических смещениях спектральных линий. В результате на¬
блюдений выяснилось, что часть линий, обычно более узких, чем другие,
не испытывает доплеровских смещений. Они были интерпретированы как
линии, возникающие по пути между звездами и наблюдателем, т.е. в
межзвездной среде. Интерпретация оказалась верной. Тем самым был
открыт несветящийся (в оптическом диапазоне) межзвездный газ. Этим
методом доказательства незвездной природы линий пользуются иногда и
в настоящее время. Так, например, в 1970-е годы такие наблюдения были
использованы для доказательства незвездного происхождения ультрафи¬
олетовых линий поглощения высокозарядных ионов [2 ].
Систематические наблюдения межзвездных линий поглощения были
начаты Адамсом в тридцатые годы с помощью эшеле-спектрографа высо¬
кого разрешения [3 ]. Были получены детальные спектры многих сотен
ярчайших звезд. Оказалось, что межзвездные линии поглощения в опти¬
ческом диапазоне принадлежат весьма ограниченному набору элементов:
это прежде всего линии нейтральных натрия (известный дублет D1 5896
и D2 5890А и линия 3302А) и калия, нейтралов и первых ионов кальция,
титана, железа. В 1938 и 1941 гг. были обнаружены также межзвездные
линии поглощения молекул СН, СН+ и CN, позже — С2, NH.
Набор межзвездных линий поглощения ни в какой мере не отражает
распространенности элементов в межзвездной среде, являясь следствием
селекции наблюдений. Действительно, основные массы межзвездного га¬
за имеют очень низкую температуру Т £ 100К. Средняя тепловая энер¬
гия частиц такого газа 3/2 кТ (к — постоянная Больцмана) не превосхо¬
дит примерно 0,01 эВ. Все атомы, ионы, молекулы находятся в основных
электронных состояниях (термах). Доля возбужденных частиц ничтожно
мала. Лишь за счет тонкого расщепления (по квантовому числу полного
алектронного момента J) основные термы иногда состоят из нескольких
близко расположенных уровней с разностью энергий в сотые доли эВ, а
для молекул — часто еще меньше (см. §12.3). Только в этом случае
возбужденные уровни могут иметь заметную населенность.
72

Для большинства атомов, ионов, молекул резонансные переходы
(между основным и возбужденными термами) лежат в ультрафиолетовом
диапазоне с длинами волн короче 3000А, для которых земная атмосфера
непрозрачна. Поэтому при наземных наблюдениях удается обнаружить
по межзвездным линиям поглощения лишь узкий круг металлов с низки¬
ми потенциалами возбуждения. Исключение составляют линии поглоще¬
ния в спектрах квазаров, где за счет красного смещения в оптический
диапазон попадают ультрафиолетовые линии поглощения, принадлежа¬
щие распространенным элементам межзвездной среды на периферии уда¬
ленных галактик.
Развитие ультрафиолетовой астрономии, начиная со спутника “Ко¬
перник’*, запущенного в 1973 г. и названного в честь 500-летия Коперни¬
ка, резко изменило ситуацию. В настоящее время изучаются сотни
межзвездных линий поглощения, принадлежащих различным ионам всех
обильных элементов, а также нескольких молекул. Среди молекул особое
место занимает молекула водорода Нг (см. гл. IV). Являясь самой распро¬
страненной, она не создает в межзвездной среде радио- и оптических
линий; наблюдаемые инфракрасные линии ее запрещены. Поэтому Нг
была обнаружена и изучается в основном по ультрафиолетовым линиям
поглощения в диапазоне длин волн короче 1108А. По ультрафиолетовым
линиям поглощения молекул HD впервые в межзвездной среде был най¬
ден дейтерий.
Наблюдения ультрафиолетовых межзвездных линий поглощения по¬
зволили изучить состояние ионизации и содержание элементов в больших
объемах межзвездной среды вне зон НII. В результате был обнаружен так
называемый корональный газ. Вторым важным открытием, сделанным по
ультрафиолетовым линиям поглощения, явилось обнаружение дефицита
или истощения тяжелых элементов в межзвездных облаках Н I (см. рис.
1.1,6), часть из которых (как раз те металлы, линии поглощения которых
наблюдаются в оптическом диапазоне) оказались представлены в меж¬
звездном газе в количестве, в десятки и сотни раз меньшем (по отноше¬
нию к водороду), чем в солнечной атмосфере. В газовой фазе недостает
атомов и ионов тех элементов, из которых составлены межзвездные пы¬
линки.
2. Формирование межзвездных линий поглощения.
Чувствительность к малым компонентам в газе.
Часть фотонов, испущенных звездой в пределах контура межзвездной
линии поглощения, по пути до наблюдателя поглощается атомами (моле¬
кулами) межзвездной среды, переводя их в возбужденное состояние. Если
с возбужденного уровня имеются разрешенные переходы вниз, то время
пребывания атома в состоянии возбуждения обычно составляет Д Z» 1О’7—
10’8 с. В межзвездной среде среднее время между столкновениями атомов
73

много больше At Поэтому у возбужденного атома пренебрежимо мала
вероятность за время А/ передать свою энергию другой частице при стол¬
кновении. Другими словами, вероятность истинного поглощения фотона,
котда его энергия уходит в кинетическую энергию частиц и в конечном
счете в тепло, ничтожно мала (обычно она мала даже в гораздо более
плотных звездных атмосферах). Поэтому практически после каждого
поглощения кванта атом испускает фотон, переходя с возбужденного
уровня вниз. Если переход совершается на исходный уровень, излучается
фотон в той же линии, в которой поглотился. Результатом является лишь
рассеяние фотона (изменение направления его движения). Если атом
сначала перейдет на промежуточный уровень, возникнет фотон другой
частоты. Такое явление называется флюоресценцией.
В обоих случаях рассеянные фотоны излучаются атомом примерно
равномерно во все стороны. Точнее, для разрешенных переходов инди¬
катриса рассеяния. т.е. вероятность испускания фотона в единицу телес¬
ного угла под углом/ к направлению движения поглощенного кванта све¬
та, равна р(0) в 3 (1 + cos20) /4. Такая индикатриса называется диполь¬
ной или рэлеевской. Вероятность испускания вперед или назад (О = 0 и
180°) в два раза больше, чем под углом 0 - 90е.
Поскольку видимый диск звезды занимает ничтожную часть небесной
сферы, любое рассеяние фотона уводит его с луча зрения и вносит вклад
в формирование линии поглощения. Даже после повторных рассеяний
фотон имеет ничтожные шансы вернуться в тот очень маленький телес¬
ный угол, под которым видна звезда (или хотя бы попасть в щель спект¬
рографа, “вырезающую” на небе значительно больший телесный угол).
Поэтому многократные рассеяния не важны. Из-за низкой температуры
среды пренебрежимо и ее собственное излучение (т.е. излучение за счет
тепловой энергии среды) в частотах оптических и ультрафиолетовых
линий. Тем самым диффузию (перенос) излучения в данном случае рас¬
сматривать не надо. Имеется лишь ослабление излучения, т.е. выполня¬
ется закон Бугера.
Пусть Яо — поток излучения [4, §1.1; 5, §2.2; 6, §2.2] от звезды в
непрерывном спектре вблизи рассматриваемой спектральной линии, а
Ну — поток, зарегистрированный на частоте v в пределах контура меж¬
звездной линии поглощения. Тогда согласно закону Бугера (более полное
название: закон Бугера—Ламберта—Бера),
Ну = Яо ехр(-Ту), (5.1)
здесь оптическая толщина rv — безразмерная величина, зависящая от
частоты и показывающая степень ослабления излучения при прохожде¬
нии его через поглощающую среду- Формулу (5.1) можно считать опре¬
делением Ту, При отсутствии индуцированного излучения (см. §6.3 и 6.4),
что с хорошей точностью выполняется в данном случае, оптическая тол¬
щина Ту в пределах профиля линии выражается через лучевую концент-
74

рацию N — количество атомов в столбе единичного сечения, вытянутом
вдоль луча зрения от объекта до наблюдателя, и коэффициент (сечение)
поглощения в спектральной линии k(y)t
здесь
п — кон ия, т.е. количество частиц в единице объема среды (раз¬
мерность см-0). В данном случае имеются в виду частицы (атомы), спо¬
собные поглощать свет в рассматриваемой линии.
Для фотона с частотой^ спектральной линии атом выступает как
полностью поглощающее препятствие площадью
(5.4)
где е и те — заряд и масса электрона, с — скорость света.
— = 0,02654 см2 с-1,
(5.5)
f— сила осциллятора линии поглощения (5, §11.2; 6, §11.2 ], Ф — функ¬
ция, описывающая профиль (зависимость от частоты) коэффициента по¬
глощения, уо — частота центра линии, Ду — характерная ширина диапа¬
зона частот, в котором велико поглощение в линии. ОбычноДу выбира¬
ют равной или близкой к полуширине k(y) / к(уо) по уровню 1/2 или
ехр(-1). Например, для профилей Доплера (см. (5.11а)) или Фойгта в
качестве Ду берут доплеровскую полуширину Дур. Функция Ф нормиро¬
вана на единицу в центре линии: Ф(0) - 1. Нормировочная константа А
имеет вид
А = /Ф(х) dx.
(5.6)
Аргументом функции Ф(х) является безразмерная частота х, выражаю¬
щая отклонение рассматриваемой точки контура линии (частота у) от
центра линии уо в единицах характерной ширины контура Av:
_ у—ур (5.7)
х Ду *
В выражениях (5.4) и (5.7) нетрудно перейти от частоты к длине волны
Л, используя равенство Av « с, откуда
Av _ ДА (5.8)
у "Т‘
Если ширина профиля (Ду или ДА) определяется движениями в среде,
то она связана с характерным разбросом лучевых скоростей Ду законом
Доплера
Ду ДА Ду (5.9)
у ~Т" с
75

Коэффициент поглощения fa) и оптическую толщину то в центре ли¬
нии можно выразить через Av в виде
л е2 ЛГ/Л
те с A Av *
(5.10)
Для сильных резонансных линий (для разрешенных переходов с основно¬
го уровня) в оптическом и прилегающих к нему диапазонах волн /«0,1-
1; в оптическом диапазоне А ~ 5-10‘4 см; А — порядка единицы; для об¬
ластей Н I межзвездной среды характерно значение Av-=6-8km/c. Таким
образом, типичным значением fa) является 10’12-10’13 см2. Поскольку
линия становится хорошо заметной при то “ 0,1—1 (глубина линии в
центре 10-70 %, см. (5.1)), достаточно иметь лучевую концентрацию N ж
101 1--1013 см'2. При расстоянии до звезды 300 пк« 1021 см это соответст¬
вует концентрации поглощающих частиц п » 1О’8-1О'10 см’3 (один атом
в объеме 102-104 м3). Средняя концентрация водорода в областях Н I
близка к 1 см'3. Таким образом, обнаружимы примеси, составляющие
одну миллиардную часть. Тщательные измерения дают возможность про¬
двинуться в область малых концентраций еще примерно на один порядок
величины. Высокая чувствительность метода связана с тем, что огромные
пространства межзвездной среды позволяют набирать поглощение на
очень большой длине пути.
3. Профиль коэффициента поглощения
Если профиль Ф коэффициента поглощения определяется только теп¬
ловыми движениями частиц, т.е. справедливо максвелловское распреде¬
ление по скоростям, то профиль называется доплеровским. Для-него
(5.11а)
Ф(х) - е х , Л = Ул ,
16)
Avp и ДАр называются доплеровскими ширинами линии, Avd = (2 кТ I
1 /2
М ) — среднеквадратичное значение лучевой скорости тепловых дви¬
жений, М — масса частицы.
Если в среде наряду с тепловыми присутствуют макроскопические
хаотические движения (их обычно называют турбулентными, хотя они
могут иметь различную природу), профиль, как правило, считают допле¬
ровским, т.е. описывают функцией Гаусса (5.11а). В этом случае вместо
Avd необходимо подставить характерную скорость макроскопических
движений vr. В отличие от Avd vt обычно одинакова для частиц всех масс.
Для развитой дозвуковой гидродинамической турбулентности, описыва¬
емой законом Колмогорова, vt связана с полным квадратом дисперсии
турбулентных скоростей <v/> (среднеквадратичным значением v/) выра¬
жением
76

vt = 2ft<vt>.
(5.12)
В этом случае функция распределения отличается от гауссовой, но тем не
менее часто аппроксимируется ей. При совместном действии тепловых и
макроскопических (турбулентных) движений профиль сохраняет вид
(5.11), но

Дул= V + ,
(5.13)
здесь первый член под знаком квадратного корня соответствует тепловым
движениям, второй — турбулентным.
Наблюдения межзвездных линий поглощения показали, что их про¬
фили обычно многокомпонентны [3 ] — они состоят из нескольких более
узких деталей различной глубины. Это означает, что межзвездный газ не
однороден и состоит из отдельных межзвездных облаков, движущихся
относительно друг друга. По смещению компонент определяется лучевая
скорость облаков.
При анализе межзвездных линий поглощения в спектрах сравнитель¬
но близких звезд, для которых еще не существенно дифференциальное
вращение Галактики, выяснилось, что их ширина определяется в основ¬
ном не тепловыми скоростями, а движениями облаков относительно друг
друга. Для распределения по скоростям, вероятно, лучше подходит не
гауссов (доплеровский) профиль, а выражение, предложенное Блаау [7 ]:
Ф(л) = exp(-lx I) , А = 2 , (5.14)
хотя в настоящее время оно используется редко. За характерный разброс
скоростей Av «= 6-8 км/с ответственна средняя хаотическая (пекулярная)
скорость облаков, накладывающаяся на регулярное вращение межзвезд¬
ного газа вокруг центра Галактики.
Кроме движений частиц в формирование контура коэффициента по¬
глощения вносит вклад затухание излучения. Оно связано с конечным
временем А/ пребывания атомов в возбужденных состояниях. Согласно
соотношению неопределенностей Гейзенберга это приводит к неопреде¬
ленности в энергии уровня А£. Величина А/, а значит, и ЛЕ определя¬
ются как спонтанными переходами с возбужденных уровней вниз, так и
вынужденными переходами под действием излучения или ударов частиц.
В плотной среде в этом случае возникает “уширение линий давлением ” —
столкновением излучающей частицы с другими [4, § 8 ]. В межзвездной
среде уширение давлением пренебрежимо мало, и затухание обычно оп¬
ределяется только спонтанными переходами. При отсутствии других ме¬
ханизмов уширения, таких, ках тепловые движения и др., Ф определяется
формулой Лоренца
Ф(х) = (1+ X2)-1, А = л . (5-15)
При наличии доплеровского уширения тепловыми и турбулентными
движениями полный вид кМ описывается функцией Фойгта [4, § 8; 5,
11.4; 8, § 1.5 J. В этом случае k{v) имеет “доплеровское ядро” и “лоренце-
77

вские крылья” (рис. 5.1,а), т.е. фойгтовский профиль коэффициента по¬
глощения Ф (л) можно аппроксимировать выражениями
(5.16а)
(5.166)
ехр(-х2), х£хр;
д/(7л х2), х£хр;
Ф(х) =
здесь верхнее выражение соответствует доплеровскому контуру (5.11), а
нижнее — асимптотике функции Лоренца при больших х; yfn в (5.166)
появляется из-за различия нормировочных констант Л в (5.11) и (5.15).
Величина а называется постоянной затухания. При отсутствии уширения
давлением она равна
1 V л /л (5.17)
а = д- 2 AjMbvD,
k<J
здесь Ajk — коэффициент Эйнштейна для спонтанного перехода между
уровнями j nk;j — верхний из двух уровней, между которыми образуется
рассматриваемая спектральная линия. Величина хр определяется услови¬
ем
а • ехр(х/?2) = хр2 ,
(5.18)
4. Метод кривых роста
Для количественного анализа межзвездных линий поглощения ис¬
пользуется метод кривых роста, детально разработанный для адсорбци¬
Рис.5 1. Кривые роста, а — профиль коэффициента поглощения; по горизонтальной оси —
безразмерная частота х = (и—vo) /Дуд; б — теоретические кривые роста для линий погло¬
щения в межзвездной среде, на врезках показан вид профиля линии на трех основных
участках кривой роста; стрелка соответствует возрастанию постоянной затухания; в — по¬
строение кривой роста по данным наблюдений
78

онных спектров звезд [4, §12 ]. Кривая роста — это зависимость эквива¬
лентной ширины линии от количества поглощающих частиц на луче
зрения (от лучевой концентрации N).
а) Эквивалентная ширина W— это ширина такого участка непрерыв¬
ного спектра в области линии, в котором заключено столько же энергии,
сколько “поглощено” в спектральной линии. Иными словами, пусть Но и
Ну определены так же, как и в (5.1). Тогда
(5.19)
где rv - Ну /Но — остаточная интенсивность. Интеграл вычисляется в
пределах профиля линии. В (5.19) W имеет размерность Гц, что и отме¬
чено индексом^ при обозначении эквивалентной ширины. В оптическом
диапазоне удобнее измерять Wв длинах волн Л (Wx). Учитывая (5.8),
получаем
Wx Wx
“Г = ~
(5.20)
Обычно Wx измеряют в ангстремах или тысячных долях ангстрема —
миллиангстремах (мА).
б) Кривая роста. Суть метода кривых роста состоит в том, что по
измеренным из наблюдений эквивалентным ширинам W находят луче¬
вые концентрации поглощающих атомов N с помощью теоретически рас¬
считанной зависимости W(N), Поэтому с точки зрения теории метода
проблема сводится к нахождению зависимости Ж(?/).
Отношение потоков, входящее в (5.19), задается формулой (5.1).
Единственный параметр в (5.1) — оптическая толщина Ту — выражается
(см. (5.2)) через N и коэффициент поглощения к (г). Подставляя выра¬
жение A(v) (5.4) в (5.2), (5.2) в (5.1) и (5.1) в (5.19), получаем теорети¬
ческое выражение для кривой роста. Нетрудно видеть, что для слабых
линий, для которых оптическая толщина во всех точках профиля линии
мала,
Гу = ехр(-ту) « 1-Ту ,
(5.21)
Wv = V5F то Av = ,
те с
(5.22)
т.е. эквивалентная ширина пропорциональна лучевой концентрации по¬
глощающих частиц и силе осциллятора спектральной линии. В коэффи¬
циент пропорциональности входят только фундаментальные постоянные
(см. (5.5)). При этом, очевидно,
Wi ле2
(5.23)
Отсюда видно, что оптические запрещенные переходы, для которых /
на 5-8 и более порядков меньше, чем для разрешенных, не способны
79

образовать заметные линии поглощения при разумных значениях N (ис¬
ключение составляет линия 21 см межзвездного водорода; см. следующий
параграф).
Когда оптическая толщина в центре линии то £ 1, форма кривой роста
определяется зависимостью к (г). Для фойгтовского профиля интеграл
(5.19) в элементарных функциях не берется. Но, как известно [4, §12 ], в
этом случае в области оптических толщин 1« то « ехр(х2) возникает
промежуточная асимптотика, при которой
Wv ~ 2Дгр V In то = 2Дур V ln[jt(vo) . (5.24)
Линия оказывается глубокой и узкой, так что весь профиль линии опре¬
деляется экспоненциально падающей с отклонением частоты от vo фун¬
кцией Доплера (5.16а).
В пределе очень больших оптических толщин в центре линии
то » ехр(хр2), когда тУя 1 достигается в лоренцевских крыльях, асимпто¬
тическое выражение для Wv имеет вид
Wv ~ V ого = л3^4Дур V ак(уо) N . (5.25)
Формулы (5.22), (5.24) и (5.25) показывают вид кривой роста Wv (АО в
трех предельных случаях. Для вычисления Wx в выражениях (5.24) и
(5.25) Дур следует заменить на ДЛр.
Итак, для фойгтовского профиля коэффициента поглощения имеются
три основных участка кривых роста (рис. 5.1,6). Первый — линейный,
когда линия является мелкой (оптически тонкой) во всех своих частях. В
этом случае Wпропорционально числу поглощающих свет частиц на луче
зрения (лучевой концентрации N). На втором участке кривой роста ли¬
ния глубокая, оптически толстая в центре (остаточная интенсивность rv
близка к 0), с профилем, определяемым целиком доплеровским ядром
коэффициента поглощения (5.16а); роль лоренцевских крыльев пренеб¬
режимо мала, так как всюду в области крыльев оптическая толщина много
меньше 1. Ширина линии и W растут очень медленно, как V In то. На
третьем участке оптическая толщина велика не только во всех частях
доплеровского ядра, но и в значительной части лоренцевских крыльев.
Линия оказывается глубокой (rv ~ 0) и широкой, с плавно спадающим
контуром. Ширина линии и W растут, как Vro.
При распределении Блаау по скоростям (5.14) на первых двух участ¬
ках кривых роста интеграл (5.19) берется явно в виде
Wv ® 2Дг [у + In то + Ei(To) ], (5.26)
где у ~ 0,5772 — постоянная Эйлера,
00 p-tx (5.27)
Ei(*) = f^-г- dt-
1
интегрзльно-показательная функция, или функция Эйлера. Табличные
и асимптотические выражения для нее можно найти, например, в спра¬
вочнике [9].
80

в) Построение кривой роста из наблюдений и определение парамет¬
ров газа. Типичная кривая роста для межзвездной среды представлена на
рис. 5.2. По сравнению со звездными атмосферами средняя ("логарифми¬
ческая”) часть кривой роста значительно растянута по диапазону луче¬
вых концентраций N. Связано это с низкой плотностью межзвездном
среды, из-за чего отсутствует уширение давлением, а значит, лоренцев-
ские крылья много слабее, чем для звезд. Поэтому они начинают играть
роль лишь при очень больших N. Необходимое N достигается только для
2. Кривые роста для межзвездных линий в спектре £ Змееносца. 1 — линии атомов и
ионов Al I, Аг I, Mg II, Si II, SII и Fe II, представляющих собой основную стадию ионизации
этих элементов в областях НI; 2 — лаймановские линии Нг, возникающие при переходах с
уровней с вращательным квантовым числом J" 3-6; 3 — линии неионизованных металлов.
Две сплошные линии представляют собой теоретические кривые длямаксвелловского рас¬
пределения скоростей с указанными значениями параметра b (Ь/у/ 2 — дисперсия лу че-
вых скоростей)
атомов и молекул водорода. Для них линия оказывается широкой. Шири¬
на ее не зависит от дисперсии скоростей частиц среды. Это позволяет
надежно определять лучевую концентрацию водорода Nh. Для атомарно¬
го водорода в линии лайман-альфа
(Л-М2 (4,81-10 ,8J
(5.28)
где Ла « 1215,1к — длина волны линии лайман-альфа, Л и ИИ/ выражены
в ангстремах, a Nvl — в см*2.
При меньших Ny когда роль лоренцевских крыльев в формировании
линии поглощения мала, по наблюдаемым линиям лучевую концентра¬
81

цию находят путем построения кривой роста. В связи с этим заметим, что,
если в (5.22), (5.24), (5.25) перейти от Wv к W%, эквивалентная ширина
выразится в виде произведения характерной ширины контура поглоще¬
ния ДЛ на некоторую функцию у?(то):
IF; = АЛ ^>(т0) • (5.29)
По закону Доплера (5.9) ДА связано с разбросом скоростей в среде Ду.
Таким образом,
ИЪ Ду z х (5.30)
-JT = —Нго) »
где то согласно (5.10) пропорционально УМ/Ду. Поэтому кривые роста
удобно строить, откладывая по оси ординат значения И^/Л, а по оси абс¬
цисс — УД (см. рис. 5.2). Величины У и Ду a priori не известны. Поэтому
сначала, как и для звездных атмосфер [5, §12.4 ], строят W)Jk в функции
Дили^/Я, где g — статистический вес уровня, с которого происходит
переход при образовании линии.
Межзвездные линии поглощения очень узки. Поэтому непосредствен¬
но измерять ширины линий удается лишь в спектрах наиболее ярких
звезд, где возможно проведение наблюдений с высоким спектральным
разрешением. Эквивалентные ширины правильно измеряются и при пло¬
хом спектральном разрешении, доступном для более слабых объектов.
Для линий, попадающих на почти горизонтальную “логарифмиче¬
скую” часть кривой роста (5.24), сопоставление Жл/Л с теоретической
кривой роста позволяет определить дисперсию скоростей Ду излучаю¬
щих атомов, даже если она не измеряется непосредственно из формы
профиля линии. Ее находят из совмещения логарифмических участков
рассчитанной кривой роста (см. рис. 5.1,6) сданными наблюдений (см.
рис. 5.1,в). Как видно из рис. 5.2, на этом участке типичные значения
Wi. ~ 10_4Л.
Важно, что в холодных участках межзвездной среды, для которых
обычно используется метод кривых роста, дисперсия скоростей Ду опре¬
деляется не тепловыми движениями, а пекулярными скоростями отдель¬
ных фрагментов газа. В этом случае для всех атомов и ионов независимо
от массы их ядер Ду оказывается одинаковой. Величина Ду является дис¬
персией скоростей межзвездных облаков, часто обозначаемой буквой Ь.
После совмещения кривых по вертикальной оси и определения Ду,
перемещением отдельных точек (нанесенных в функции lg(A/) или
lg<£$); см. рис. 5.1,в) вдоль горизонтальной оси добиваются совмещения
их с расчетной кривой роста (см. рис. 5.1,6). Величины горизонтальных
сдвигов позволяют определить лучевые концентрации N. Измерив N для
многих ионов и элементов, определяют состояние ионизации и содержа¬
ние элементов в межзвездной среде. К сожалению, для элементов группы
С, N, О и для многих других обильных элементов все наблюдаемые
межзвездные линии поглощения лежат на логарифмической части кри¬
82

вой роста (см. рис. 5.2), где зависимость JKW) слаба, и поэтому лучевые
концентрации удается находить с значительной неопределенностью (см.
рис. 1.1, <0.
Для слабых ненасыщенных (то« 1) линий, лежащих на линейной
(левой на рис. 5.1,6,5.2) части кривой роста, согласно (5.23) Wx непос¬
редственно связана с N линейным законом. Для таких линий лучевые
концентрации пересчитываются из Wi без дополнительных неопреде¬
ленностей, однако для них обычно трудной задачей является точное из¬
мерение W, поскольку линии слабы.
Итак, если имеются эквивалентные ширины многих межзвездных
линий поглощения в спектре какой-либо звезды, возникающих при пере¬
ходе из основного состояния в возбужденные различных ионов разных
элементов, все их можно поместить на единую кривую роста. Это верно,
если линии возникают в одинаковых условиях, например в области Н I с
одинаковой для всех элементов дисперсией скоростей. Бели на луче зре¬
ния имеются области с существенно разными условиями, например зоны
Н I и Н II, то для них нужно построить разные кривые роста.
Из кривой роста можно определить дисперсию скоростей в межзвезд¬
ной среде, состояние ионизации вещества, лучевые концентрации для
различных элементов, а в случае дополнительного наблюдения линий
водорода—и относительные содержания элементов в межзвездной среде
(распространенности компонент или химический состав, их иногда назы¬
вают также неудачным словом “обилие”). Способ применения и возмож¬
ности метода кривых роста оказываются сходными для звездных
атмосфер и межзвездной среды.
5. Метод дублетных отношений
При малом числе межзвездных линий, что характерно для наблюде¬
ний в оптическом диапазоне, построение кривой роста затруднено. В этом
случае для ненасыщенных линий согласно (5.23) можно непосредственно
получать лучевые концентрации N соответствующих ионов, но в общем
случае эквивалентная ширина WX зависит от двух параметров: и ха¬
рактерной ширины линии ДА (например, при доплеровском профиле от
ДАя), т.е. Wjc = Жд(ЛГ,ДА). Вилсон и Меррилл [10 ] предложили исполь¬
зовать для получения N и ДА две линии одного и того же иона одного
элемента. Тогда величины и ДА одинаковы, и мы получаем систему
двух уравнений с двумя неизвестными, позволяющую найти каждое не¬
известное в отдельности. Как видно в (5.29), непосредственно в выраже¬
ние для W оптическая толщина в центре линии то, а ДА —
коэффициент пропорциональности.
Согласно (5.10) то пропорциональна силе осциллятора /. Пусть для
двух рассматриваемых линий (1 и 2) отношение сил осцилляторов равно
ж. Тогда можно ввести дублетное отношение DR:
83

(5.31)
DD _ ^2 Myo,2) = W(x тол)
“ И"(тол) Ж(тод) ’
где индексы 1 и 2 относятся к двум изучаемым линиям. Например, при
подстановке (5.26) в (5.31) получается явное выражение для функции
РЛ(тод) при распределении скоростей Блаау. Для максвелловского рас¬
пределения явного выражения получить не удается. На рис. 5.3 приведена
зависимость £>7?(тод) для случая х = 2 и максвелловского распределения
по скоростям. Как видно из рис. 5,3, этот метод может давать надежные
результаты при тод порядка 1. Именно такого порядка оказывается то для
многих межзвездных линий поглощения, лежащих в оптическом диапа¬
зоне.
Практически наиболее удобные для применения тесные дублеты Na I
(5890 и 5896А) и Са II (3934 и 3968А), а в ближнем ультрафиолетовом
диапазоне — дублет магния Mg II (2796 и 2803А). Во всех трех случаях
х = 2. Если обе линии дублета имеют то »1, следует выбирать в качестве
второй более слабую линию того же элемента. Например, для Na I можно
Рис. 5.3. Зависимость величины дублетного отно¬
шения DR (ут оптической толщины в центре линии
то для отношения сил осцилляторов спектральных
линий х = 2. Предполагается максвелловское рас¬
пределение сиростей поглощающих а.томов на луче
зрения
взять линию 3302А. В этом случае х ж f (5896) // (3302) “21,8, что позво¬
ляет на порядок продвинуться в область больших N.
Описанный выше метод получил название метода дублетных отноше¬
ний. Определив из (5.31) значение то, можно, используя (5.29), найти
АЛ, а значит, и Av и далее вычислить N из (5.10). Подробнее с этим
методом можно познакомиться по [11, §7]. Этот метод был особенно
важен до запуска ультрафиолетовых телескопов, но не потерял своего
значения и в настоящее время.
в 6. ЛИНИЯ 21 СМ МЕЖЗВЕЗДНОГО АТОМАРНОГО ВОДОРОДА
1. Радиолиния 21 см
Спектральная радиолиния с длиной волны 21 см возникает при ради¬
ационном переходе подуровнями основного состояния атома водорода
12Si /2. Основное электронное состояние распадается на два подуровня за
счет сверхтонкого расщепления, обязанного взаимодействию спинов ядра
84

и электрона. Ядро атома водорода — протон, как и электрон, обладает
спином 1/2. Наличие спинов приводит к существованию у обеих частиц
собственных магнитных моментов. Поэтому между протоном и электро¬
ном кроме электрического притяжения имеется слабое магнитное взаи¬
модействие, благодаря которому энергия атома Н I зависит от взаимной
ориентации спинов ядра и электрона. Из квантовой механики следует,
что возможны лишь две взаимные ориентации: параллельно друг другу,
когда суммарный спин системы равен F- 1*, и антипараллельно (спины
ориентированы противоположно друг другу) с F - 0. Второе состояние
энергетически выгоднее. Спин-спиновое взаимодействие слабо, поэтому
расщепление соответствует переходу с частотой viо “ 1420,40575179
МГц, попадающей в радиодиапазон (Я * 21,12 см).
Первым обратил внимание на эту линию ван де Хюлст в 1944 г. [12 ].
Шкловский [13 ] в 1949 г. рассчитал ее интенсивность и показал, что она
может быть наблюдена. Открыта линия в 1951 г. тремя группами иссле¬
дователей из США, Голландии и Австралии [12, § 14]. На протяжении
двух последующих десятилетий изучение этой линии было одним из
ведущих направлений исследований межзвездной среды. Причина такого
внимания связана с тем, что впервые появилась возможность изучать не
малые добавки, а основную часть межзвездной среды — водород. Изме¬
рения в линии 21 см интенсивно ведутся и в настоящее время.
При переходе между подуровнями, обусловленными сверхтонким рас¬
щеплением, дипольный момент атома не меняется. Поэтому переход яв¬
ляется запрещенным, точнее, магнитодипольным. Коэффициент
Эйнштейна Аю равен [12,13]
Л1о = 2,89Ю-,5с-1 . (6.1)
Время жизни на возбужденном уровне А/ = 1/Аю ~ 11 млн лет. Не¬
смотря на столь малое значение Аю, большое количество атомов водорода
в основном состоянии в межзвездной среде приводит к тому, что радиоли¬
ния 21 см является сильной.
2. Постановка задачи определения физических
характеристик межзвездного газа по линии 21 см
Использование линии 21 см, как и любых других спектральных на¬
блюдений, для дистанционного изучения среды (диагностика плазмы в
физике, любые астрофизические измерения) предполагает, что известна
зависимость параметров линии от состояния среды, в которой она возни¬
кает. Это требует умения рассчитать интенсивность и профиль линии от
Обычно буквой F обозначают квантовое число полного момента количества движения
атомов и молекул, включающего все виды движения (см. § 12.4е). Однако в состоянии 2Si/2
орбитальный момент электрона равен нулю и полный момент электронной оболочки ранен
его спину. У ядра также имеется спин.
85

среды с заданными свойствами. Такой расчет иногда называется прямой
задачей (в частности, астрофизики). Обратной задачей астрофизики яв¬
ляется нахождение свойств среды по принятому излучению. Часто она
много сложнее и приводит к некорректным (в математическом смысле)
задачам, и требует специальных методов решения.
В областях НI межзвездной среды, как и в газовых туманностях (зонах
Н II), подробно рассмотренных, например в [4, гл. 5], условия далеки от
термодинамически равновесных. Поэтому использование соотношений,
справедливых при термодинамическом равновесии, как правило, невоз¬
можно, а в тех редких случаях, где такая возможность имеется, степень
их применимости требует специального анализа. В условиях межзвезд¬
ной среды обычно (и в данном случае с высокой точностью) справедлива
формула Максвелла для распределения частиц по скоростям. Термодина¬
мически равновесные соотношения для населенностей уровней и иониза¬
ции (формулы Больцмана и Саха) обычно не выполняются. В таких
условиях, для того чтобы рассчитать интенсивность и форму профиля
линии, необходимо сначала найти населенности уровней, между которы¬
ми происходит переход, а затем решить уравнение переноса излучения*.
После того как выявлены зависимости параметров линии от условий в
среде (т.е. решена прямая задача), их можно использовать для анализа
наблюдений (для решения так называемых обратных задач).
В рассматриваемых условиях приходится прибегать к расчету деталь¬
ного (или статистического) баланса, т.е. явно учитывать скорости всех
элементарных процессов, приводящих к увеличению и уменьшению на¬
селенности уровней.
В данном случае нас интересует отношение населенностей подуровней
основного состояния атома водорода. Обозначим индексом 1 верхний под¬
уровень, для которого квантовое число полного момента системы F~ 1, и
индексом 0 нижний подуровень с F = 0. В общем случае необходимо
принять во внимание процессы возбуждения под действием ударов частиц
и поля излучения на частоте линии, а также переходы вниз, как спонтан¬
ные, так и индуцированные полем излучения и ударами.
Вообще говоря, нельзя ограничиваться двухуровневой задачей (здесь подуровни О и 1),
а необходимо рассматривать также взаимодействие их с другими состояниями атома (как с
возбужденными уровнями атома, так и с континуумом, т.е. учитывать процессы ионизации
и рекомбинации). Иногда такие процессы способны привести к качественно новым резуль¬
татам (см. §9). Однако в данном случае, может быть за редким исключением (см. конец § 10
в [14]), достаточно О1раничитьс;я двухуровневым приближением.
Радиационные процессы необходимо рассматривать как под действи¬
ем. фонового излучения Галактики в непрерывном спектре на частоте
линии 21 см (в основном синхротронной природы), так и за счет фотонов
Строю говоря, необходимо совместное решение системы уравнений для населенности
уровней и переноса излучения, но часто эту систему удается разделить на две независимые:
для населенностей уровней и для интенсивностей излучения.
86

самой линии 21 см. Вклад обоих радиационных процессов соизмерим,
иногда с преобладанием излучения в линии 21 см. В этом случае необхо¬
димо совместное решение систем уравнений населенности уровней и пе¬
реноса излучения. Однако по причинам, обсуждаемым ниже, в данном
случае в этом нет нужды.
3. Населенности уровней
а) Столкновительные процессы можно разделить на бинарные — те,
в которых принимают участие лишь две частицы, и процессы, в которых
необходимо сближение в малом объеме одновременно более двух частиц.
Среди последних наиболее распространены тройные столкновения (см.
§ 9.1 г). В данном случае их роль пренебрежимо мала.
При рассмотрении бинарных процессов необходимо учитывать взаи¬
модействия рассматриваемого сорта частиц (здесь атомов Н I на одном из
подуровней F-O или F-1 основного состояния) с различными партнера¬
ми. В данном случае могут быть важны переходы под действием ударов не
только самых подвижных частиц — электронов, как это обычно имеет
место в газовых туманностях [4, гл. 5], но также протонов и атомов
водорода.
Сечение, скорость и коэффициент столкновения. Количественно
влияние ударов определяется значениями сечений взаимодействия.
Атом, на который воздействует ударяющая частица, выступает по отно¬
шению к рассматриваемому процессу (например, возбуждению подуров¬
ня F*" 1 с подуровня F* 0) как мишень некоторой площадист, зависящей
от условий взаимодействия (от взаимной скорости v и ориентации час¬
тиц). Таков же смысл и коэффициента поглощения k(v) фотонов разной
частоты, который фигурировал в предыдущем параграфе (в (5.2) и далее).
В изотропной среде, где частицы не ориентированы, все взаимные ориен¬
тации налетающих частиц равновероятны, а зависит только от скорости
v:a==o(v).
Количество актов взаимодействия с рассматриваемым исходом ша-
пример, переходов сГ-0наГв1 атомов Н I в основном состоянии) в
единице объема среды за единицу времени — скорость процесса Q (раз¬
мерность смЛ’1) — пропорционально концентрации каждого и., реаген¬
тов. Для бинарных процессов Q пропорционально произведению
концентрации двух взаимодействующих частиц:
Q-ninjtf, (6.2)
где q называется коэффициентом, или константой, рассматриваемого
процесса и имеет размерность см3/с. Численное значение определяется
интегралом от произведения сечения взаимодействия <i(v) на поток нале¬
тающих частиц v/(v) (при единичной концентрации л = D. И чтеграл
берется по всем скоростям, при которых рассматриваемый процесс возмо¬
жен:
87

(6.3)
Я- S o(v) v/(v) dv ;
Vo
здесь/(v) — распределение частиц по скоростям, точнее, плотность веро¬
ятности встретить пару сталкивающихся частиц с заданным значением
модуля относительной скорости.
Для процессов, идущих с затратой энергии (эндотермических процес¬
сов) , например при возбуждении подуровня 1 с подуровня 0, vo определя¬
ется энергетическим порогом реакции
mvl / 2 = АЕ, <6-4>
1деАЕ — затрата энергии на единичный акт реакции, т — приведенная
масса:
m_1 = mf1 + m2 1 , ^-5)
mi и m2 — массы сталкивающихся частиц. Для реакций, идущих без
поглощения энергии (энергонейтральных и экзотермических), например
в процессе деактивации — снятия возбуждения (в нашем случае переход
с подуровня 1 на подуровень 0), vo • 0.
Для распределения частиц по скоростям, как указывалось выше, мож¬
но пользоваться формулой Максвелла
о/ ги \3^2 (6.6)
да =
где k — постоянная Больцмана, Т — температура среды (при отсутствии
термодинамического равновесия имеет смысл уточнить, что это кинети¬
ческая температура — параметр, входящий в распределение Максвел¬
ла) , т — по-прежнему приведенная масса. В этом случае q зависит от
температуры Т: q -= q(T).
Зависимости q( Т) для трех указанных выше типов процессов столкно-
вительного возбуждения подуровня 1 с подуровня 0 приведены на рис. 6.1.
В диффузных межзвездных облаках (облаках атомарного водорода Н I)
Т = 30- 150 К, а степень ионизации
х= пе/п (6.7)
меньше 0,1%; здесь п — полная концентрация тяжелых частиц в среде,
приближенно равная концентрации нейтральных и ионизированных ато¬
мов водорода. В этих условиях преобладают атом-атомные столкновения.
В теплых областях Н I (Т» 10 4К, 10%) доминируют соударения
электронов с атомами и ионами.
Заставить в процессе столкновений изменить направление спина
электрона на противоположное очень трудно. Поэтому процесс возбуж¬
дения 0->1 (коэффициент #01) или обратный 1-*0 (010) идет через обмен
электронами (см. §9.2в).
Принцип детального баланса и связь коэффициентов столкнови-
88

тельного возбуждения и деактивации. Связь коэффициентов столкнови-
тельного возбуждения и деактивации goi и <710 может быть найдена из
принципа детального баланса — одного из основополагающих принци¬
пов термодинамики. Согласно этому принципу в условиях термодинами¬
ческого равновесия все взаимообратные
элементарные процессы уравновешивают
друг Друга, т.е. количество переходов Q в
единице объема за единицу времени с лю¬
бого уровня j на любой другой уровень к
(j-*k) в любом атоме под действием прямо- *
го процесса равно количеству обратных
переходов k-*j. Возбуждения и деактива¬
ции ударами одних и тех же частиц — вза¬
Рис. 6.1. Коэффициенты возбуждения q состояния
F-1 основного терма атомов водорода ударами элек¬
тронов (е Л протонов (НЪ и атома водорода (Н) в за¬
висимости от температуры среды Т
имообратные процессы. Это означает, что при термодинамическом рав¬
новесии между ними выполняется соотношение
по лн 001 (Т) = Л1 пн 0Ю(Т). (6.8)
Учтем распределение Больцмана по населенностям уровней, справедли¬
вое при термодинамическом равновесии:
Л1 gl / AEoi\ (6.9)
где ДЕ01в Лио — энергия возбуждения, т.е. разность энергии между под¬
уровнями 1 и 0, а до и gi — статистические веса подуровней. В данном
случаеg“2F+1,т.е.до-1 ngi -3. Из (6.8) получим
001 (Г) gi / ДЕоь (6.10)
<710(23 Р\ ‘
Значения коэффициентов 001 и 010 не зависят от населенности уров¬
ней; они определяются только сечениями взаимодействия, т.е. свойства¬
ми сталкивающихся частиц, и распределением их по скоростям. Таким
образом, соотношение (6.10) справедливо, когда распределение частиц по
скоростям соответствует формуле Максвелла (6.6); точнее, если распре¬
деления частиц по скоростям как в нижнем, так и в верхнем состоянии
описываются функцией Максвелла, причем с равными температурами.
При рассеянии света в среде это может оказаться не так [8, §1.5]. Фор¬
мула (6.10) носит достаточно общий характер и справедлива для любой
пары взаимообратных бинарных столкновительных процессов. Условие
(6.9) было использовано для того, чтобы выявить это соотношение.
В рассматриваемом случае ДЕ01 « 5,88-10”6эВ, т.е. = ДЕ /к =
0,068К. Поскольку представляет интерес диапазон температур Т » ,
89

qio(T)~ 9Qi(T) & = mi(T) /3.
б) Уравнение баланса. С учетом описанных выше процессов уравне¬
ние для определения отношения населенностей подуровней 1 и 0 в основ¬
ном состоянии атомов Н I в стационарном случае (когда искомые
концентрации не являются функцией времени) можно записать в виде
Ш)(0О1ЛН + Boi$plO>) = П1(?10ЛН + #io$t>io> + Лю) ,
(6.12)
здесь по и щ — концентрации атомов Н I на подуровнях 0 и 1, #01 и $ю —
коэффициенты возбуждения и деактивации ударами атомов*. #01 и Вю
— коэффициенты Эйнштейна для поглощения и индуцированного излу¬
чения^ рю > — усредненная по профилю коэффициента поглощения
спектральная плотность электромагнитной энергии на частоте перехода:
/ k(y) р(у) dv / J k(v) dv ,
(6.13)
где к (v) — коэффициент поглощения в спектральной линии (5.4), p(v) —
спектральная плотность электромагнитного излучения. Ее можно выра¬
зить через интенсивность излучения Iv [4, § 1.1; 5, §2.2; 6, §2.2] в виде
p(v) = ~ J Iv dQ ,
(6.14)
где интеграл вычисляется по всем телесным угламО. Размерность р(г) и
<р>эргсм‘3Гц_1.
В уравнении баланса (6.12) первые слагаемые слева и справа опреде¬
ляют скорости ударного возбуждения (в левой части) и деактивации
(справа), вторые — переходы под действием поглощения излучения (сле¬
ва) и индуцированного излучения (справа), последний член справа дает
значение скорости спонтанных переходов сверху вниз. Размерность вы¬
ражений в (6.12) — см'3 • с"1. Соотношения между коэффициентами Эйн¬
штейна Лю, #ю, #01 и силой осциллятора/о1 имеют вид [4, §8.1 ]
(6.15)
(6.11)
где ио — частота перехода, go и gi — статистические веса уровней. В
данном случае go -1 и gi «3. Последнее означает, что атом НI в состоянии
I может иметь три возможные проекции полного момента на выделен¬
ное направление (например, внешнего магнитного поля), соответствую¬
щие значению магнитного квантового числа Л/=0,± 1.
Из уравнения баланса (6.12), зная значения tyoi (7), ^ю(Т), #юиЛю,
можно найти отношение щ/но в зависимости от Г, пн и <yoio>.
в) Спиновая температура Ts. Частодляописания отношения населен¬
ностей каких-либо уровней /и к вводят температуру возбуждения Тсх (/,
к) — параметр с размерностью температуры, который, будучи подстав¬
*В облаках Н I /и ~ пР < 10‘3 пн (см. (6.7)), и согласно рис. 6.1 столкновениями с
прогонами и электронами можно пренебречь.
90

ленным в распределение Больцмана (6.9), дает отношение населенностей
уровней, имеющее место в действительности, т.е. по определению
«* = « ехог _ 1
& е L kTex(j,k)l ’ (6.16)
еде л/, пк — концентрации, g/, gk — статистические веса, ДЕ/& — разность
энергий уровней. Очевидно, в термодинамическом равновесии для любой
пары уровней Тех (/> к) e Т — температуре газа. В неравновесном случае
каждая пара уровней характеризуется своим значением Тех.
Применительно к подуровням 1 и 0, различающимся взаимной ориен¬
тацией спинов электрона и протона в основном состоянии атомов НI, Тех
называется спиновой температурой и обозначается 7$, т.е.
ZLL = £LexD/
no go кТ$ ) (6.17)
Как видно из уравнения (6.12), Ts зависит от Т, пн и <рю> и может не
совпадать с температурой газа Т.
г) Вклад различных процессов в заселение подуровней тонкой стру к -
туры основного состояния атомов водорода. Теперь рассмотрим соотно¬
шение между различными членами в уравнении баланса (6.12). В
диапазоне температур 30 £ Т £ 150К, представляющем наибольший инте¬
рес, 910 » 3* 1О‘П см3/с (см. рис. 6.1). Это означает, что 9ю«н > Лю при
пн > Лег = Лю /910 ~ Ю“4 см“3 . (6.18)
Таким образом, при Г» 100К ударная деактивация преобладает над
спонтанными переходами при всех практически интересных значениях
пн. Для более высоких Т, например в теплых областях Н I, где Т= 104К,
а лн меньше, 910 больше, чем при Тв 102К (см. рис. 6.1), кроме того, там
выше степень ионизации, и надо включать дополнительные члены
901(е> л« ло и 9Ю<е> Ле Л1 соответственно в левую и правую части уравнения
баланса (6.12). Здесь 901и 9ю(<?) — коэффициенты возбуждения и
деактивации ударами электронов. В результате и в теплых областях Н I
ударные процессы всегда значительно преобладают над спонтанными
переходами. В теплых и горячих областях (Т £ 104К, пе ~ лн) пСг « 10‘6
см"3, и лишь в межгалактическом газе ударные процессы могут не преоб¬
ладать над спонтанными переходами.
Для анализа вклада вторых членов в правой и левой частях (6.12),
описывающих вызванные излучением переходы вверх и вниз, в них не¬
обходимо подставить численные значения <£ю>. Обычно <рю> определя¬
ется фоновым излучением в диске Галактики, которое состоит из
синхротронного излучения электронов космических лучей и теплового
излучения зон НII. На А в 21 см их вклады примерно равны. Оказывает¬
ся, что в Галактике вдалеке от дискретных радиоисточников слагаемые с
Вр преобладают над столкновительными (qn) в среде с Т ■ 100 К только
при пн < 0,1 см"3, а для Т - 104 К — при пн < 10 3 см"3. Это означает, что
радиационные члены, связанные с непрерывным радиоизлучением в Га¬
91

лактике, важны лишь в непосредственной близости от радиоисточников.
Вдали от них радиационными процессами можно пренебречь. Как следует
из наблюдений, спектральная плотность излучения водорода в линии 21
см примерно того же порядка, что и от фонового нетеплового радиоизлу¬
чения. Поэтому за исключением, быть может, наиболее плотных и холод¬
ных (Г £ ЗОК) областей Н I, где межзвездный газ становится оптически
толстым в линии 21 см, излучение в нем практически не влияет на соот¬
ношение населенностей подуровней 1 и 0.
В тех редких случаях, где радиационные процессы важны в уравнени¬
ях баланса (например, вблизи радиоисточников), в равной степени необ¬
ходимо учитывать как переходы вверх за счет поглощения фотонов, так
и индуцированные переходы вниз. Действительно, соотношение коэффи¬
циентов Вю /Boi такое же, как /^oi (сравни (6.11) и (6.15)), а по
сравнению со спонтанными переходами роль индуцированных в радиоди¬
апазоне всегда велика. В общем случае отношение индуцированных и
спонтанных переходов определяется средним числом заполнения фотона¬
ми ячеек фазового пространства п? [15; 6, §5.5 ]:
Bjk<Pjk? = ^jk^jk • (6.19)
Число заполнения nv определяется средней по углам интенсивностью
излучения:
(6.20)
и частотой»':
п, = <?JV / 2йг3 . <б-21>
В термодинамическом равновесии /ь», соответствующее формуле
Планка, равно
«V » [ехр(Л V /к Т)-1 г1 , (б-22)
т.е. подчиняется статистике Бозе—Эйнштейна для частиц с целым спи¬
ном (спин фотона равен единице).
Для фонового радиоизлучения Галактики растет с уменьшением v
примерно по степенному закону J? 0,1£ а £ 0,7 (а медленно растет
с уменьшением v). Таким образом, п» изменяется быстрее, чем v~3, и в
радиодиапазоне много больше единицы. Даже вдалеке от радиоисгочни-
ков в Галактике на частоте линии 21 см оно составляет многие сотни
(nv«103).
Итак, вдалеке от дискретных радиоисточников из всех членов в урав¬
нении баланса (6.12) достаточно учитывать лишь ударное возбуждение и
ударную деактивацию. Но эти два элементарных процесса являются вза-
имообратными с соотношениями скоростей, определяемыми уравнением
(6.10). Это значит, что населенности уровней соответствуют формуле
Больцмана (6.9) для кинетической температуры Г, т.е. с той точностью,
92

с которой радиационные процессы пренебрежимы по сравнению с удар¬
ными, спгновая температура равна кинетической: 7$ к Т.
Вблизи радиоисточников могут преобладать радиационные члены в
уравнении баланса (6.12). Три радиационных процесса (возбуждение при
поглощении фотонов, с одной стороны, и индуцированное и спонтанное
излучение — с другой) образуют группу взаимообратных элементарных
процессов. Когда другие процессы не существенны, температура возбуж¬
дения 7еч соответствует радиационной температуре Тг> т.е. температуре
черного 1 ела, которое на данной частоте создает наблюдаемую плотность
излучения (или усредненную по углам интенсивность излучения, по¬
скольку согласно (6.14) и (6.20) pv — cJyl 4л). Тем самым, по определе¬
нию, Ву(ТгУ -Jv, где BV(T) — функция Планка изучения абсолютно чер¬
ного тела. Около сильного радиоисточника Тг может быть очень велика и
значительно превосходить Т. Там 7$ в 77, и поэтому может быть Ts» Т.
Как видно, в основном объеме межзвездной среды Ts « Г, но в отдель¬
ных местах от этого соотношения могут быть сильные отклонения. Во всех
случаях Ts » &Ео\/к “ 0,068 К. Это означает, что с хорошей точностью
п\ = Зло» т.е. 3/4 атомов водорода (лн) находятся на подуровне 1 и 1 /4
атомов — на подуровне Г= 0:
ло = лн/4, Л1 = Злн/4. (6.23)
Однако если быть точным, то Л1 чуть меньше Зло, и это отклонение от
точного равенства, как мы увидим ниже, принципиально важно для на¬
блюдаемости линии 21 см (см. (6.32) в сочетании с (6.36) и (6.37): при Л1
- Зло = 0, Ту = 0 и 1у = 0).
4. Интенсивность излучения
Для того, чтобы найти поле излучения в спектральной линии или
континууме, т.е. рассчитать распределение всех основных параметров
излучения в зависимости от пространственных координат, направлений,
частоты и времени, необходимо решить задачу об образовании и диффу¬
зии излучения в среде. В общем случае надо определить распределение
интенсивности и поляризации излучения. Поле излучения можно описы¬
вать разными способами [ 16 ]. В астрономии обычно используется описа¬
ние с помощью параметров Стокса. Излучение в линии 21 см практически
не поляризовано, поэтому ограничимся рассмотрением только основного
параметра Стокса I — интенсивности излучения.
а) Перенос излучения. Для расчета интенсивности излучения в среде,
оптически толстой для рассматриваемого излучения, обычно пользуются
одномерным уравнением переноса излучения:
(6.24)
здесь I — координата вдоль направления, в котором рассматривается пе¬
ренос излучения, €у — объемный коэффициент излучения среды, опреде-
93

ляющий способность среды к спонтанному (самопроизвольному, не инду¬
цированному) излучению; второе слагаемое учитывает вынужденное из¬
лучение (индуцированное излучением на данной частоте в данном
направлении); третий член описывает поглощение излучения. Здесь а* —
линейный коэффициент поглощения, или просто коэффициент поглоще¬
ния. Его размерность см’1. Он показывает, какая часть излучения на
частоте v поглощается на пути единичной длины в рассматриваемой сре¬
де. Коэффициент £рнд имеет ту же размерность, что и оу, и определяет, на
какую долю возрастает интенсивность излучения за счет индуцированно¬
го излучения на единице пути вдоль Z. Объемный коэффициент излуче¬
ния ev показывает, сколько энергии излучается из единицы объема в
единицу времени в единичном телесном угле и в единичном интервале
частот вблизи частоты v. Его размерность эрг/ (см2 ■ с • ср • Гц). Подробнее
о коэффициентах поглощения и излучения см. [4, §1.2; 8]. Линейный
коэффициент поглощения легко выразить через концентрацию поглоща¬
ющих частиц п и атомный коэффициент поглощения на частоте v k(v):
а» = nk(y). (6.25)
Два последних члена в уравнении (6.24) можно объединить, введя
эффективный коэффициент поглощениях
ъ = аи(1-е?вд l~av). <6.26)
Если г{?нд > av , av оказывается отрицательным, т.е. вместо поглоще¬
ния происходит усиление излучения. Этот случай описывает мазерный
эффект (см. § 13). Через av удобно выразить оптическую толщину
(frv — civdl (6.27)
и ввести функцию источников
Sv = Ev I Uv , (6.28)
имеющую размерность интенсивности излучения. Тогда, очевидно, урав¬
нение переноса излучения может быть записано в виде
, <6.29)
-Т—- — Оу — /у .
utv
При переносе излучения в спектральной линии функция источников Sv
равна функции Планка BV(T) при температуре, равной температуре воз¬
буждения рассматриваемого перехода [8 ], т.е. в нашем случае можно
записать
= Bv(Ts), (6.30)
Нетрудно получить общее решение дифференциального уравнения
(6.29). Для среды, на которую извне не падает излучение,
rv _ t (6.31)
Iv = f Bv^Ts (**)) C TV >
где интеграл берется вдоль луча зрения по всему пути в рассматриваемой
94

среде. Запись Ts (rt) показывает, что Ts может быть функцией координа¬
ты tv или I. Очевидно, что в этом случае возникает линия излучения.
Физический смысл выражения (6.31) прост. Среда излучает и погло-
щает энергию в каждой своей точке. Энергия, излученная в точке Ту, до
выхода ее из среды в сторону наблюдателя ослабится в ехр(т0 раз. Интег¬
рал (6.31) показывает, сколько излучения вышло в рассматриваемом
направлении из всех точек среды вдоль луча зрения.
Рассмотрим для простоты однородную среду. В ней Ts не зависит от
координат, и Bv (Ts) можно вынести из-под знака интеграла. В этом
случае
А = Bv (Ts) (1 —e~Tv) , (6.32)
где tv — полная оптическая толщина среды на частоте г. Теперь обратим
внимание на предельные случаи малой и большой оптической толщины
среды. В первом случае разложим экспоненту в ряд согласно (5.21), во
втором — членом с экспонентой можно пренебречь по сравнению с 1.
Итак, в предельных случаях
_ J Ву Ту , tv « 1 ; (6.33а)
lv “ [ By , Ту » 1 . (6.336)
В радиоастрономии часто вводят понятие яркостной температуры
Гь — температуры черного тела, которое дает наблюдаемую интенсив¬
ность излучения на частоте измерений, т.е. по определению
Iv = Bv(Tb) = 2kTb I Л2 (6'34)
(сравни с определением Тг в конце п. Зг). Здесь второе равенство учиты¬
вает, что радиодиапазон практически всегда приходится на рэлей-джин-
совскую часть спектра; Л — длина волны. Из сопоставления последних
трех выражений следует
-та _ J т” > Tv « 1 : (6.35а)
W = T,(l-e ) = |n> т„»1. (6.356)
Поэтому наблюдения областей, оптически толстых в линии 21 см, непос¬
редственно дают значение спиновой температуры среды, которая, как
видно из п. Зг, обычно совпадает с кинетической температурой газа. В
этом случае измеренная радиотелескопом яркостная температура* про¬
сто равна температуре излучающего газа.
Теперь рассмотрим чаще встречающийся случай малой оптической
толщины. Эффективный коэффициент поглощения в спектральной ли¬
нии (6.26) может быть записан в виде [4, § 8.1; 15]
~ /1 Л1 зо ч Лио
а,,~Ч1 ~~Ме
В последнем равенстве мы учли малость показателя для экспоненты и
(6.36)
♦
На самом деле непосредственно измеряется так называемая антенная температура,
которая введением соответствующих редукций пересчитывается в Ть.
95

разложили ее в ряд (5.21), Учтем (6.25): в данном случае поглощающие
частицы — атомы водорода на подуровне 0Y т.е. в (6.25) п * по и согласно
(6.23) ио “ пн/ 4. Тогда оптическая толщина ту равна
(6.37)
В приближении однородной среды Ts можно вынести из-под знака
интеграла. Тогда согласно (6.35а)
Ть(у) ~ f к(у) пн dl.
(6.38)
К этому же выражению можно было бы прийти и непосредственно из
уравнения переноса (6.24), пренебрегая двумя последними членами и
расписав должным образом [8 ] выражение для объемного коэффициента
излучения £у.
б) Среда, оптически тонкая в линии 21 см. Из наблюдений следует,
что межзвездная среда весьма прозрачна в линии 21 см. Кроме того, в
радиодиапазоне отсутствует поглощение излучения пылью. Поэтому в
линии 21 см удается принимать излучение почти из всех точек диска
Галактики. В результате необходимо учитывать лучевую скорость эле¬
ментов газа, связанную с дифференциальностью вращения Галактики.
Она может достигать примерно 200 км/с. Эта величина доплеровского
сдвига намного больше ширины контура k(v), в который вносят вклад в
основном пекулярные (хаотические) движения отдельных облаков с дис¬
персией скоростей 6-8 км /с. Пренебрегая в первом приближении шири¬
ной профиля k(v) по сравнению с доплеровскими сдвигами из-за диффе¬
ренциального вращения Галактики, можно считать, что каждая точка
излучает только на одной лучевой скорости, которая определяется вра¬
щением Галактики. Поэтому излучение на частотен в пределах профиля
линии в направлении, где среда оптически тонка в линии 21 см, несет
информацию непосредственно о концентрации атомов водорода пн (см.
(6.38)) в той точке Галактики, которая в данном направлении имеет
лучевую скорость vr = c(v-vo) /vo (v0 — не смещенная доплеровским
сдвигом частота излучения водорода). Если известен закон вращения
вещества в Галактике, vr можно пересчитать в расстояние до излучающе¬
го элемента газа. Измерив излучение на всех частотах в пределах профи¬
ля линии (рис. 6.2) в некотором направлении, можно найти распределе¬
ние вдоль луча зрения излучающих атомов. Соответствующие выраже¬
ния содержатся, например, в [11, §5; 14, §10; 17].
Итак, наблюдения линии 21 см межзвездного водорода в направлени¬
ях, где среда прозрачна в этой линии, позволяют находитьпространствен-
ное распределение атомарного водорода. Две угловые координаты
определяются направлением радиотелескопа. Третью пространственную
координату — расстояние от наблюдателя — позволяет найти развертка
по частоте за счет дифференциального вращения Галактики. Определен¬
ные таким образом расстояния носят название кинематических.
96

Точность определения расстояния зависит в основном от надежности
кривой вращения Галактики и от того, насколько движение газа соответ¬
ствует ему. Ограничивают точность пекулярные скорости элементов газа.
Они не позволяют определить расстояние с точностью лучше ~ 500 пк,
что затрудняет изучение простран¬
ственной структуры газа в окрестно¬
стях Солнца. Другая принципиаль¬
ная трудность связана с
Рис. 6.2. Типичный профиль оптически тон¬
кой линии излучения 21 см в плоскости Галак¬
тики в направлении галактической долготы
/-ПО-
двузначностью определения расстояния во внутренней зоне Галактики —
в полусфере, обращенной к ее центру. Там одному значению vr соответ¬
ствуют два значения расстояния [11, §5; 17]. Наконец, по-видимому,
существуют крупномасштабные отклонения движения газа от регулярно¬
го вращения, связанные прежде всего со спиральной структурой Галакти¬
ки [17].
Детальные обзоры излучения водорода в линии 21 см [18, 19] позво¬
лили сделать много важных выводов о распределении межзвездного газа
в Галактике и других галактиках. Прежде всего они показали, что ато¬
марный водород сосредоточен в тонком слое вблизи галактической пло¬
скости, в основном в спиральных рукавах. Некоторое несоответствие
положения спиралей по радио*- и оптическим данным связано, по-види¬
мому, во-первых, с пространственным разделением газопылевых комп¬
лексов, дающих максимальное излучение в линии 21 см, и ярких горячих
звезд, по которым прослеживается оптическое излучение спиральных
рукавов, во-вторых, с трудностями определения кинематических рассто¬
яний. Одна из проблем, которая находится в процессе решения, — по
совокупности радионаблюдений уточнить как кинематику вращения газа
в Галактике, так и его пространственное распределение.
в) Среда, оптически толстая в линии 21 см. Наблюдения показывают,
что межзвездная среда в Галактике непрозрачна в радиолинии водорода
лишь в избранных направлениях. Среди них немногочисленные особенно
плотные облака НI (так называемые темные облака, или облака Хайлеса
[14, §10]), а также направления на центр и антицентр Галактики (галак¬
тические координаты / ~ 0°, Z? ~ 0° и / ~ 180е, b ~ 0°). В последних двух
случаях дифференциальное™ вращения Галактики не расширяет про¬
филь линии, и в небольших конусах вокруг этих направлений среда
оптически толста. Из (6.356) следует, что в этих случаях можно опреде¬
лять температуру газа.
97

В направлениях на центр и антицентр Галактики была получена тем¬
пература Т$ - 120-135К. Как видно из (6.36), коэффициент поглощения
в линии 21 см обратно пропорционален температуре газа. Поэтому, когда
идет интегрирование вдоль луча зрения через неоднородную по темпера¬
туре среду, происходит усреднение величины пн/Ts, так что в результате
получается среднее гармоническое значение температуры [11, §4; 20 ]:
. 1 . г нн . / г . (6.39)
< jr> = J -jr ds / J пн ds.
Значение Ts * 120-135K складывается в основном из температуры
облаков Т- 70-90К, к которой “примешан” вклад “теплых” (Т ® 7000 —
10000К) областей HI — межоблачной среды.
5. Линия поглощения 21 см
В спектрах сильных галактических или внегалактических радио¬
источников линия 21 см вцдна в поглощении. В этом случае для вычисле-
ния интенсивности принимаемого излучения на частоте линии
необходимо решать то же дифференциальное уравнение (6.29) переноса
излучения, но с другими граничными условиями: надо учесть, что на
внешнюю границу среды (в точке т„) падает излучение с яркостной тем¬
пературой Ть,о от радиоисточника. В этом случае в формуле (6.32) поя¬
вится дополнительный член Bv (Ть,о) exp(-TV) , связанный с излучением
радиоисточника, поглощаемым средой. Пренебрегая малой областью про¬
странства непосредственно вокруг радиоисточника, где Ts может быть
возмущена (п. Зг), получим для яркостной температуры принимаемого
излучения выражение
Ть(у) = Т, ( 1 - е ) + Ть,о е . <6-40>
Для сильных радиоисточников нетепловой природы Ть,о велико, обыч¬
но ТЬ,о » Ts- В этом случае первым слагаемым в уравнении (6.40) можно
пренебречь, и тем самым ТьМ определяется только поглощением радио¬
излучения источника в межзвездной среде:
Tb (у) = Ть,0 е ~ь‘. (6ЛП
Таким образом, возникает линия поглощения 21 см. Измеряя интенсив¬
ность излучения или яркостную температуру в спектре радиоисточника
вне линии 21 см, а затем в какой-либо точке профиля линии, можно
определить ту.
Как видно из (6.37), т» пропорционально отношению пн/ Т5 в той точке
пространства (луча зрения), в которой доплеровский сдвиг от дифферен¬
циального вращения Галактики смещает частоту поглощения vo до час¬
тоты к Тем самым, измеряя профиль линии поглощения Tb(v), можно
зондировать распределение вдоль луча зрения величины пн/Т5. Сопо¬
ставляя эти данные с распределением в пространстве пн, которое вытека-
98

ст из анализа линии излучения 21 см, в принципе можно получить про¬
странственное распределение спиновой температуры Ts.
Принципиальная трудность состоит в клочковатой (облачной) струк¬
туре межзвездного газа и конечной ширине диаграммы направленности
радиотелескопа. Процесс измерения распределения Т5 состоит в наблю¬
дении излучения в линии 21 см вне направления радиоисточника, а затем
линии поглощения на радиоисточник. Облачная структура межзвездной
среды приводит к тому, что на одном и том же расстоянии один луч зрения
проходит через облако, а другой — мимо него (рис. 6.3). Значения пн и
пн/Ts получаются для областей с сильно различными параметрами и не
позволяют найти Ts.
Для близких облаков ситуация лучше. Близкое облако занимает на
небе большой телесный угол, и оба луча проходят через участки облака с
близкими параметрами. В этом случае сопоставление пн и пн/ Ts позво¬
ляет найти температуру облака Г» Ts. Таким образом, были определены
температуры нескольких сотен ближайших облаков Н 1. Подавляющее
большинство облаков, наблюдаемых в линии 21 см атомарного водорода,
имеет температуры 40-120К. Точность таких измерений температуры
ограничена мелкомасштабными неоднородностями межзвездных обла¬
ков. Обычно облака имеют волокнистую структуру. Среднее значение
температуры облаков НI оказалось равным
Рис. 6.3. Схема, поясняющая способ измерения температуры среды по радиолинии 21 см.
Вверху показаны два направления на небе, в которых ведется наблюдение: на радиоисточник
и рядом с ним. Внизу качественно изображены профили поглощения и излучения н линии
21 см при наблюдениях в двух указанных направлениях
99

<Т> = (81± 13) К
(указана дисперсия среднего).
(6.42)
6. Эффект Зеемана
В магнитном поле линия 21 см расщепляется в общем случае на три
составляющие, как это имеет место при нормальном эффекте Зеемана.
Действительно, верхний подуровень сверхтонкой структуры основного
уровня атома водорода с квантовым числом полного момента F - 1 рас¬
щепляется на три компоненты с проекцией Г на направление магнитного
поля М«О, ±1. Нижний подуровень (F- 0) остается не расщепленным.
Переходы между компонентами верхнего подуровня и нижним приводят
к расщеплению линии 21 см на три составляющие (рис. 6.4,а).
Величина сдвига энергии уровня или подуровня в магнитном поле
равна
Д£ = дд gМВ = 1/2 gHon М, (6.43)
здесь М — магнитное квантовое число, В — индукция магнитного поля,
g — мпожктиъ Ланде,
дя = efr /2тес = 9,27 • 10“21 эрг /Гс — (6.44)
магнетон Бора, ЙГ— постоянная Планка, сон — гиромагнитная частота,
или частота Лармора (см. (8.11)).
В поперечном магнитном поле (ориентированном перпендикулярно
лучу зрения) видны все три компоненты линии: несмещенная л-компо-
нента и по обе стороны смещенныесг-компоненты. Все три имеют линей¬
ную поляризацию. В продольном поле наблюдаются лишь две о-компо-
ненты с противоположно направленными круговыми поляризациями
(право- и левополяризованные).
Величина расщепления для линии 21 см оказывается всего 2,8 Гц на
1 мкГс магнитного поля, или, в шкале
лучевых скоростей, 0,59 м/(с*мкГс).
При среднем в межзвездной среде зна¬
чении 3 мкГс расщепление оказыва¬
ется менее 10 Гц, что намного меньше
ширины линии (обычно около 20 000
Гц). Поэтому наблюдать удается только
круговую поляризацию, менее чувст¬
вительную к помехам.
В продольном магнитном поле зее-
Рис. 6.4. Зеемановское расщепление компонент
сверхтонкой структуры основного состояния ато¬
мов водорода (не в масштабе) (а) и схема наблю¬
дения его в крыльях широкой линии излучения по
круговой поляризации в ^-компонентах (б). М—
магнитное квантовое число
100

манов с кое расщепление широкой линии 21см приводит к слабой поляри¬
зации в крыльях линии с противоположным направлением вращения
электрического вектора (рис. 6.4,6). Измерение ее является сложным в
экспериментальном плане и позволяет изучать магнитные поля (направ¬
ление и величину продольной компоненты поля) лишь в наиболее плот¬
ных межзвездных облаках, где индукция поля выше средней.
На эффект Зеемана в линии 21 см обратили внимание Болтон и Уайд
в 1957 г. Первое надежное измерение выполнено в 1968 г. За первые 10
лет после этого надежно удалось измерить магнитное поле лишь примерно
в 10 межзвездных облаках с величиной В от 3 до 70 мкГс. В последнее
время этот метод находит все большее применение, включая наблюдения
с радиоинтерферометрами. Зависимость В от концентрации п в среднем
по межзвездным облакам оказалась слабой: В ~ па, где « = 1/3-1/2.
$ 7. РЕКОМБИНАЦИОННЫЕ РАДИОЛИНИИ
1. Происхождение. Обнаружение. Номенклатура
Рекомбинационные радиолинии возникают при радиационных пере¬
ходах между очень высокими (так называемыми ридберговскими) уров¬
нями атомов. Если идти от лаймановской к бальмеровской, пашеновской,
бреккетовской, пфунтовской и последующим сериям линий водорода,
спектральный диапазон изменяется от ультрафиолетового к оптическому
и далее к инфракрасному. Для переходов с изменением главного кванто¬
вого числа j на единицу при/=30-60 линии попадают уже в миллиметро¬
вый радиодиапазон, при/> 60 — в сантиметровый и более длинноволно¬
вые диапазоны. Частоты переходов между уровнями с номерами j и j'
определяются по формуле Ридберга
(7.1)
здесь Ry — постоянная Ридберга, численное значение которой с учетом
зависимости ее от массы атомного ядра использовано во втором выраже¬
нии, где Л — масса атомного ядра в атомных единицах массы (за атомную
единицу массы принята 1/12 массы атома изотопа углерода 12С; для
водорода А в 1,0078), Z — заряд атомного остатка в единицах заряда
протона, Д/ = /' - /. Формула справедлива не только для нейтральных
атомов, для которых атомный остаток (атом без возбужденного электро¬
на) однократно заряжен, но и для ионов, для которых заряд остатка Z > 1.
Второе из равенств (7.1) является приближенным и не обеспечивает нуж¬
ной точности для практики радиоастрономических наблюдений. Более
точное выражение можно найти в [14, §7 ].
101

При больших j электрон находится далеко от остальной части атома
(атомного остатка). Поэтому атомный остаток, независимо от своей внут¬
ренней структуры, может рассматриваться для возбужденного электрона
как точечный заряд. Тем самым высоковозбужденные уровни всех ионов
водородонодобны и при фиксированном заряде атомного остатка частоты
переходов различных атомов различаются только из-за изотопического
сдвига — зависимости постоянной Ридберга от массы ядра. Такие состо¬
яния атомов (и молекул) называются ридберговскими. При фиксирован¬
ных j и А/линии всех элементов находятся рядом друг с другом на шкале
частот (см. (7.1) — разница в частотах Av /v £5 -10~4). Однако высокое
спектральное разрешение радиоастрономической аппаратуры (Av /v »
~ 10“5-*10”6, а иногда и лучше) легко позволяет различать линии легких
элементов.
На возможность наблюдать рекомбинационные радиолинии обратил
внимание Н.С.Кардашев в 1959 г. Впервые эти линии наблюдали РЛ.Со-
роченко и А.Ф.Дравских с коллегами в 1964 г.
В настоящее время рекомбинационные радиолинии стали мощным
инструментом изучения межзвездного газа. Их изучают в диффузных и
планетарных туманностях, областях Н I вокруг туманностей (точнее, в
зонах С II ионизованного углерода), и в некоторых других местах. К
1989 г. рекомбинационные радиолинии были измерены в диапазоне волн
от « 1 мм до 21 м. Видны линии, принадлежащие не только НI, но и Не I,
14с II, С1, а также, вероятно, Mg I и SI.
Система обозначений рекомбинационных радиолиний подобна но¬
менклатуре оптических линий водорода и водородоподобных ионов. Хи¬
(7.2)
мическим символом указывается элемент, которому принадлежит линия
(Н, Не и т.д.), далее в виде целого числа пишется номер нижнего уровня
j и значение А/ в виде греческой буквы в порядке алфавита:
д, Г 1,2, 3,4,5,...
} \а,0, у, д, е, ...
Таким образом, обозначение имеет вид
Э/Ау, (7.3)
где Э — символ химического элемента. Например, Н 109а означает пе¬
реход со 110-го на 109-й уровень водорода, а Не 137/3 — переход между
139-м и 137-м уровнями в атоме гелия.
Интенсивность линий быстро падает с ростомА/. Вероятность радиа¬
ционного перехода между уровнями определяется силой осциллятора
f /+ А /• При / 100 атомы водорода ведут себя как классическая система
(21, § 46 ]. При этом//, /-ь д/ — /и быстро, примерно как (Д/)3, падает с
ростом А/. В табл. 7.1 приведены значения//7+д/ //в зависимости отД/
как видно, «-переходы (А/911) примерно в 7 раз вероятнее, чем/?.
102

Таблица 7.1
Сила осцилляторов рекомбинационных радиолиний
Переходы
а
д
Д/=2
д/=з
3
Д/ = 4
£
Д/=5
0,1908
0,02633
0,00811
0,00349
0,00181
К середине 80-х годов в межзвездной среде зарегистрированы перехо¬
ды от Н39а (107 ГГц, около 3 мм) до С765а (около 11 МГц, 21м) и линии
с А/до 6. Ридберговские уровни атомов и молекул в последние годы стали
активно изучаться также в физических лабораториях [22 ]. На их основе
строят радиометры и т.д. Однако в лабораториях невозможно достичь
столь больших /, как в межзвездной среде. Причина кроется в размерах
атомов: диаметр любого атома (или молекулы), возбужденного на уро¬
вень j » 1, равен D = 2 oof, где ао ~ 0,529X ~ 0,5 • 10’^ см — радиус пер¬
вой орбиты электрона в модели атома Бора. При ; = 300 D » 10 мкм =
- 0,01 мм, при / = 1000 Р « 0,1 мм.
2. Влияние окружающих частиц на высоковозбужденные
атомы
а) Эффект Штарка и предел возбуждения атомов. Предел на возмож¬
ный размер атомов накладывает прежде всего среднее расстояние между
частицами плазмы: для того, чтобы изолированные атомы могли сущест¬
вовать, не разрушаясь при столкновениях, размеры их должны быть хотя
бы в несколько раз меньше среднего межчастичного расстояния.
Более сильное ограничение накладывает эффект Штарка. Вокруг воз¬
бужденного атома могут находиться заряженные частицы, создающие
электрическое поле. Атомы при близком расположении друг к другу по¬
ляризуются — вытягиваются вдоль соединяющей их линии так, что цен¬
тры электронных оболочек не совпадают с положениями ядер. Такие
атомы являются электрическими диполями. В результате возбужденный
атом находится в электрическом поле, создаваемом соседними частица¬
ми.
Электрическое поле возмущает атомные термы, расщепляя каждый
уровень на систему подуровней, снимая вырождение по энергии (крат¬
ность которого описывается статистическим весом). Для водородоподоб¬
ных состояний наряду с квадратичным имеется линейный эффект
Штарка, преобладающий при слабых полях. В этом случае расчет волно¬
вых функций и уровней энергии удобно проводить в параболических
координатах [21, §37,77 ], где при разделении переменных вместо обычно
используемых появляются квантовые числа (щ, П2, т), такие, что глав¬
ное квантовое числощ + П2 + I m I +1, т — магнитное квантовое число,
103

О < Im I < j—1; 0 < ni, n2 j- \ m 1-1. В линейном приближении рас¬
щепление по m отсутствует; подуровни различаются значениями элект¬
рического квантового числа <П1-П2>. Величина расщепления (рис. 7.1)
А Е = е ао j (ni -П2) F ~ j (щ -пг) п?/3 , (7Л)
где е — заряд электрона, F- «?'3 — напряженность электрического по-
ля, создаваемая в данном случае свободными ионами среды с концентра¬
цией щ ~ пе, (hi - Л2) принимает/-1 целое значение в диапазоне ±(/-1)
с шагом 2.
Расщепляясь, уровни становятся широкими и при больших /сливают¬
ся друг с другом и с континуумом (состоянием, в котором находятся не
связанные с ядром электроны). В большинстве случаев это накладывает
наиболее сильный предел на максимальный номер уровня, который мо¬
жет существовать в среде с данной плотностью, но в холодном газе низкой
плотности, откуда наблюдаются переходы с наибольшими/, ограничение
на / определяется влиянием нетеплового фонового излучения Галактики.
Слияние за счет эффекта Штарка уровней между собой и с континуумом
дает возможность свободного перехода между этими уровнями и несвя¬
занными состояниями электрона. Иными словами, на слившихся уровнях
электрон ведет себя почти как свободный. Это соответствует тому, что в
Рис. 7.1. Штарковское расщепление уровней атомов водорода вблизи девятнадцатого уров¬
ня. По горизонтальной оси — напряженность электрического поля, по вертикальной —
энергия, отсчитанная от предела ионизации в обратных сантиметрах
104

среде становится немного меньше потенциал ионизации (энергия, необ¬
ходимая для отрыва электрона с основного состояния).
Обрыв со стороны высоких/в распределении атомов по уровням весьма
резок. Для j выше некоторого критического д , для которого уровни сли¬
ваются друг с другом и связанные состояния в среднем отсутствуют, атом
может оказаться на некоторое время в одном из них, если он находится в
области со случайно низким значением возмущающего электрического
поля (величина которого флуктуирует из-за тепловых движений час¬
тиц). Но вероятность этого для j > очень резко убывает с ростом /.
Столкновительное уширение уровней (см. ниже) тоже способно при¬
водить к их перекрытию при больших /. В редких случаях это может
наложить более сильный предел на возможные номера уровней.
б) Механизмы уширения линий. Как и при уширении линий в звезд¬
ных атмосферах [4, §8 ], для рекомбинационных радиолиний приходится
рассматривать три основных механизма уширения. Во всех случаях дей¬
ствует доплеровское уширение тепловыми и турбулентными движениями
(§ 5.3). Оно формирует гауссову составляющую коэффициентов поглоще¬
ния и излучения ((5.11)—(5.13)). Кроме того, есть ударное уширение,
связанное с прерыванием излучаемого цуга волн, и рассмотренный выше
квазистатический эффект Штарка.
Всякое прерывание излучения уменьшает длину когерентного цуга
волн. Поэтому частотный спектр сигнала становится шире. Формируется
лоренцевский профиль (5.15). К этому типу относится естественная ши¬
рина линии, обусловленная конечным радиационным временем жизни
уровня за! счет спонтанных переходов вниз,
тг = ( 4/*) ~ i In (J $/?• \. Она всегда пренебрежимо мала по
Х k<j
сравнению с другими источниками уширения. Поглощение и излучение,
индуцированные фоновым радиоизлучением Галактики, тоже могут вно¬
сить вклад в уширение. Они становятся существенными на длинных вол¬
нах (метры, декаметры), где велика яркостная температура фона.
Высокие уровни атомов очень чувствительны к воздействию со сторо¬
ны соседних частиц. Последние вызывают так называемое уширение дав¬
лением [4, §8 ]. Несмотря на очень низкую плотность межзвездной среды,
для рекомбинационных радиолиний этот тип уширения оказывается важ¬
ным. Общая теория для него до сих пор до конца не разработана. Обычно
удается использовать либо приближение мгновенных ударов, если части¬
ца пролетает мимо излучающего атома за время, меньшее, чем радиаци¬
онное время тг, либо считать воздействие квазистатическим, если
возмущение мало меняется в течение тг. Более точные формулировки
условий применимости приближений, методы расчета уширения и по¬
лученные результаты можно найти в [23 ].
Чаще всего, как и для оптических линий, возмущения нейтральными
105

частицами и электронами можно считать мгновенными, а ионами — ква-
зистатическими. Однако для наиболее высоких уровней (J ~ 103), как
для электронов, так и для ионов, лучше подходит квазистатическое при¬
ближение. Следует учитывать как неупругие столкновения, изменяющие
состояние возбуждения атомов, так и упругие. Вклад последних в ушире¬
ние обычно велик.
Ду с =
В случае мгновенных ударов происходит прерывание излучения, ко¬
торое вносит вклад в лоренцеву составляющую профиля линии. Ее полная
ширина по половине интенсивности Дуг складывается из двух слагаемых
[24]:
Дуг = Дуг + Дус , (7.5а)
Дрг = 3,82 • 10"5а / 100)5’63 кГц , <7.5б)
8,2 • 10~3(/ / 100)4,5Пе кГц, Г = 5000-10000К , <7-5в>
1,16-10'3(/7 100)5,1(Т / 100)0,62пе кГц , Г = 20-200К ,
(7.5г)
где индексы “г” и относятся к уширению, индуцированному излуче¬
нием и столкновениями соответственно; Т — температура возмущающих
частиц в К, пе — их концентрация в см’3. Формула (7.56) приведена для
степенного спектра фонового излучения Галактики с наклоном
а = г/ In Hv / d In у = —0,6, соответствующим низким частотам v » 100
МГц. Формула (7.5в) написана для возмущения электронами, роль кото¬
рых в большинстве случаев преобладает, и аппроксимирует результаты
численных расчетов для условий, типичных в зонах НII, а (7.5г) — то же
для межзвездных облаков Н I.
При совместном действии гауссовой и лоренцевской составляющих
профиль описывается функцией Фойгта (см. (5.16)-(5.18)). В этом случае
ширина линии по половине интенсивности примерно равна
Ду = 0,53Дуг + V0,22 Ду £ + Ду£ ,
(7.6)
где Дуд — полная ширина по половине интенсивности доплеровской
(гауссовой) компоненты профиля.
Квазистатическое воздействие вызывает расщепление уровней со¬
гласно (7.4) и приводит к разделению спектральных линий на компонен¬
ты (рис. 7.2), каждая из которых уширяется другими механизмами.
Возмущающее поле флуктуирует вокруг среднего значения Fq =
= е (4л щ / 3)2^3 с распределением вероятности Хольцмарка, имеющим
максимум при ^порядка /Ъ (рис. 7.2,6, [4, §8.4 ], более точные результаты
см. в [23 ]). Если квазистатический механизм уширения доминирует над
другими (реально это может быть лишь для инфракрасных переходов в
наиболее плотных участках межзвездной среды), то профиль линии по¬
лучается усредненным по распределению Хольцмарка и для переходов с
четными Д/оказывается двугорбым и более широким, чем при нечетных
Д/ фис. 7.2,я).
106

Полный профиль в общем случае следует получать сверткой всех
существенных составляющих [4, §8 ]. Форма контура сложна [23 ]. Одна¬
ко для всех наблюдавшихся до сих пор рекомбинационных радиолиний
роль квазистатического уширения не существенна. Его придется учиты¬
вать при переходе к еще большим у.
Первые наблюдения рекомбинацион¬
ных радиолиний зон Н II заставили уточ¬
нить теорию уширения линий [23, гл. IV,
§5 ]. К настоящему времени она полностью
подтверждена наблюдениями. При расче-
Рис. 7.2. Качественная картина пггарковского ушире¬
ния рекомбинационных линий водорода с четным и
нечетным Л/ (величиной изменения главного кванто¬
вого числа) (а) и функция Хольцмарка Н (fl) (6),
показывающая распределение вероятности для излу¬
чающего атома подвергнуться влиянию поля с отно¬
сительной напряженностью fl —F / Fq
те ширин рекомбинационных радиолиний оказалось важным учитывать
неоднородности плотности туманностей: низкочастотные переходы, соот¬
ветствующие большим/, образуются в разреженных частях туманностей,
что облегчает условия видимости этих линий.
Для расчета интенсивности линий, как и обычно (см. §6), надо вычис¬
лить населенности соответствующих уровней, а затем решить уравнения
переноса излучения (такое разделение возможно для оптически тонких
линий). Ниже рассмотрен первый вопрос, а уравнения переноса излуче¬
ния решаются в основном так же, как для линии 21 см (см. §6.4).
3. Населенности высоких уровней атомов водорода
В условиях, далеких от термодинамического равновесия, населенно¬
сти уровней могут быть вычислены на основании решения системы урав¬
нений статистического равновесия. Для каждого рассматриваемого
уровня необходимо написать свое уравнение, в котором следует учесть все
процессы, увеличивающие и уменьшающие населенность данного уров¬
ня. В идейном плане эти уравнения строятся так же, как уравнения
ионизационного баланса, подробно рассмотренные в §9.1. Из решения
полученной системы уравнений можно найти населенности уровней. В
стационарной среде система уравнений оказывается алгебраической, в
нестационарной — системой обыкновенных дифференциальных уравне¬
ний (см. §9.1).
а) Процессы, определяющие населенность уровней. Рассмотрим про¬
цессы, которые необходимо принимать во внимание. Рекомбинационные
107

радиолинии возникают в тех местах, где идет интенсивная рекомбинация
газа. Линии водорода образуются в сильно ионизованном газе (в областях
Н II), линии углерода — в зонах С II вокруг областей Н II и вокруг
В-звезд, а также на внешних краях молекулярных облаков. В этих обла¬
стях газ ионизован ультрафиолетовым излучением звезд. В условиях
разреженной межзвездной среды все атомы и ионы находятся главным
образом в своих основных невозбужденных состояниях. С этих уровней
происходит фотоионизация. Обратный к ионизации процесс — рекомби¬
нация — заселяет все уровни, включая самые высокие. С высоких уровней
образуется каскад переходов, заканчивающихся обычно в основном со¬
стоянии.
Для низких уровней, переходы между которыми образуют линии в
оптическом и ближнем инфракрасном диапазонах, при перераспределе¬
нии населенностей уровней атомов полностью преобладают спонтанные
радиационные переходы вниз [4, §24; 11, §2; 14, § 4]. Ввиду низкой
плотности (п £ 10° см’3) и умеренной температуры (Т ~ 104К) областей
излучения ударные процессы (как возбуждения с нижнего уровня, так и
деактивации — снятия возбуждения атомов) пренебрежимо слабы. Инду¬
цированные радиационные процессы не существенны из-за малых чисел
заполнения nv для фотонов.
При переходе к радиодиапазону, т.е. к высоким уровням с/ £ 30- 100,
ситуация резко меняется. Коэффициенты Эйнштейна спонтанных ради¬
ационных переходов с уровней с высокими j на любые другие уровни
/' </ резко убывают с ростом ~ jTS* а коэффициенты ударного
возбуждения и деактивации возрастают примерно пропорционально пло¬
щади орбиты возбужденного электрона Qj j ’ — л£г/4 - j4 (при очень
больших j зависимость оказывается сильнее). Поэтому сколь бы мала ни
была плотность туманности, для высоких уровней в ней всегда преобла¬
дают ударные процессы, т.е.
(7.7)
Таково же соотношение между радиационными и ударными процесса¬
ми перехода в континуум и из континуума, т.е. между процессами иони¬
зации и рекомбинации. При заселении низких уровней полностью
преобладает радиационная рекомбинация. Для высоких уровней намного
сильнее роль ионизации электронными ударами и обратный к ним про¬
цесс тройной рекомбинации, когда в малой области пространства (поряд¬
ка размеров образующегося высоковозбужденного атома) встречаются
ион и два электрона, один из которых переходит в связанное состояние, а
другой уносит избыток энергии и импульса.
Таким образом, при заселении высоких уровней доминируют две пары
взаимообразных элементарных процессов: 1) возбуждение и деактивация
ударами электронов; 2) ударная ионизация и тройная рекомбинация.
б) Формула Саха—Больцмана. Когда группы взаимообратных эле-
108

ментарных процессов уравновешивают друг друга, устанавливается тер¬
модинамически равновесное распределение. В данном случае для отноше¬
ния населенностей высоких уровней должно выполняться распределение
Больцмана и, кроме того, должно установиться термодинамически рав¬
новесное соотношение между концентрациями электронов, ионов и ато¬
мов в высоковозбужденном состоянии. Иначе говоря, справедлива
формула Саха—Больцмана, связывающая концентрации электронов,
ионов и населенности уровней атомов в условиях термодинамического
равновесия:
(7.8)
где j — номер уровня, nj — концентрация атомов на нем, /и» л/ — кон¬
центрации электронов и соответствующих ионов, %j — потенциал иони¬
зации с уровня j (энергия связи электрона на уровне/с ядром). Для атомов
водорода xj = = 13,60 /у2 эВ . Высоковозбужденные атомы других
элементов водородоподобны (см. п. 1). Поэтому для них справедлива та
же формула с малой поправкой, учитывающей зависимость постоянной
Ридберга от массы ядра (7.1). Показатель экспоненты в (7.8) можно
переписать теперь в виде 7*/ (j*T), где для водорода Т*=%\/к = 157890К.
Из (7.8) видно, что при относительно низких температурах, когда
Т«Т* (для зон Н II, где Т« 104К, это справедливо), для малых j насе¬
ленности уровней nj быстро падают с ростом j за счет экспоненциального
фактора, но для уровней, для которых// « кТ, населенность возрастает
примерно пропорционально у2 в соответствии с ростом статистического
веса уровней j водорода: gj в 2у2. Это приводит к тому, что при попытке
найти полное количество нейтральных атомов суммированием л/ по всем
у от единицы до бесконечности сумма расходится. Причина в том, что
формулу Саха—Больцмана можно использовать лишь до тех номеров
уровней у, которые еще не сливаются с континуумом из-за эффекта
Штарка. Начиная с некоторого критического номера уровня /'* , населен¬
ности уровней быстро падают с ростом j (см. п. 2а). Качественный вид
зависимости заселенности уровней от номера уровня показан на рис.
7.3,а.
в) Фактор Мензела bj отклонения от формулы Саха—Больцмана.
Формула Саха—Больцмана дает асимптотическое поведение п/ в пределе
больших у. На самом деле ситуация плавно меняется от малых у, где
имеется резкое отклонение от термодинамически равновесной заселенно¬
сти (уровни сильно недонаселены), к большим у. Степень отклонения
населенности уровня от значения, даваемого формулой Саха—Больцма¬
на, Мензел предложил характеризовать множителем bj, вводимым в пра¬
вую часть формулы Саха—Больцмана
109

(7.9)
Численные значения факторов bj можно найти из решения системы
уравнений статистического равновесия с учетом всех вышеперечислен¬
ных ударных и радиационных процессов. Для этого необходимо решать
при заданных пе, пь Тсистему из сотен алгебраических уравнений, каждое
из которых имеет вид
+ Cf) = Л/ + с/ , <7.10)
где члены с верхним индексом “плюс” ука¬
зывают скорость увеличения населенно¬
сти уровня у, а слагаемые, содержащие
сомножители с индексом “минус”, дают
скорость уменьшения населенности уров-
Рис. 7.3. Вид зависимости концентрации и/ (а) и фак¬
тора Мензела bj отклонения от формулы Саха—Боль¬
цмана для населенностей уровней атомов водорода
(б) от номера главного квантового числа /; — номер
уровня, для которого линии сливаются с непрерыв¬
ным спектром
(7.11а)
(7.116)
(7.11в)
(7Л1г)
ня у. Буквой R обозначена совокупность радиационных процессов, а бук¬
вой С — столкновителъных. В данном случае
Rj = <Xj(T) п е л i + 2 4/7 п Г ’
Г>/
Rj = X AU‘»
Ct = a P(T) ni щ + 2 Ф7(Т) пе п j- ,
f* i
СТ = r)ne + '£ q ne ,
где aj — коэффициент радиационной рекомбинации на уровень у; q у/ —
коэффициент столкновитсльных переходов с уровня у на уровень у qjj —
коэффициент столкновительной ионизации с уровня у; aj) — коэффици¬
ент тройной рекомбинации; Ajf — коэффициент Эйнштейна спонтанных
переходов. Величины с индексом “плюс” имеют размерность см^с*1, а с
индексом “минус” — с’1. Для основного уровня у -1, а в редких случаях
и для более высоких уровней необходимо еще учесть фотоионизацию.
Надо также быть внимательным в отношении индуцированных радиаци¬
онных переходов: их следует принимать во внимание каждый раз, когда
число заполнения фотонов nv (см. (6.21)) на частоте спектральной линии
становится соизмеримым или больше единицы. Следует помнить, что
индуцированными бывают не только переходы между дискретными уров¬
110

ням и, но и любые другие радиационные процессы, в том числе радиаци¬
онная рекомбинация [6, §5.5; 15].
Важную роль в заселении высоких уровней атомов углерода и других
элементов может играть также диэлектронная рекомбинация (см.
§11.2а). Диэлектронная рекомбинация для магния становится существен¬
ной при температуре выше (8-10) • 103К, а для углерода — при Т > (10-
12) * 103К. Таким образом, в диффузных зонах Н II и особенно в плане¬
тарных туманностях диэлектронная рекомбинация может сильно влиять
на населенности высоких уровней, а значит, и на интенсивности реком¬
бинационных радиолиний. Для Т = 50-100К важную роль играет диэлек¬
тронная рекомбинация углерода с возбуждением тонкой структуры
основного состояния (см. § 11.2а).
Все бинарные процессы, входящие в (7.11), рассмотрены в гл. III.
4. Эффект мазерного усиления в рекомбинационных
радиолиниях
Фактор Ь; отклонения от формулы Саха—Больцмана плавно нараста¬
ет с ростом j от значений, много меньших 1, к единице (рис. 7.3,6). Это
означает, что каждый следующий уровень (с большим j) немного перена¬
селен относительно предыдущего. Такое перенаселение является необхо¬
димым условием возникновения мазерного усиления (§13.2). Однако,
чтобы космический мазер на рекомбинационных радиолиниях заработал,
надо еще, чтобы в частотах линий среда имела заметную оптическую
толщину. Эффективный (с учетом индуцированного излучения) коэффи¬
циент поглощения (6.26) на частотах линии перехода между уровнями
/+А/ и J равен
(7.12)
здесь, как в (6.26) и (6.36), <ъ> — коэффициент истинною поглощения,
Тех — температура возбуждения. Подставляя в (7.12) выражение (7.9),
получаем
(7.13)
Поскольку для радиоизлучения практически всегда hr « kl\ экспонен¬
ту можно разложить в ряд до первою члена:
(7.14)
В условиях термодинамического равновесия, когда bj+щ = bj, из
(7.14) следует
hv
т.д.р. ~ avjT -
В случае отклонения от термодинамического равновесия
(7.15)
111

(7.16)
(7.17)
S’ = *1Г1_ i_ = *£/ i_ bt±*L\ + i
ор,т.д.р. fe-L bj \ WVj hA bj ) l-
Член в круглых скобках в последнем выражении в пределе больших /
можно переписать через производную dlnbj Idj^ (bj+щ—Ь]) /(bj'bj).
Получим окончательный результат:
Г1 кТ d 1пА/ д п
- ои. т.д.Р. [1 - -^A/J •
На необходимость учета сомножителя, стоящего в (7.17) в квадратных
скобках, указал Л.Гольдберг в 1966 г.
Величины bj и d In bj fdj wlgjwh из численного решения системы
уравнений типа (7.10). На ее решение было затрачено немало усилий.
Результаты численных расчетов для сред с различной плотностью пред¬
ставлены на рис. 7.4. Как видно из (7.17) и рис. 7.4, наибольших значений
второе слагаемое в (7.17) достигает при больших J и низких частотах
(напомним, что согласно (7.1) v ~j ”3Д/). На уровнях с номерами больше
некоторого av < 0. В этом случае оптическая толщина среды ту также
отрицательна (см. (6.27)). Поэтому, как видно из (5.1), излучение не
ослабляется при прохождении через среду, а усиливается:
Iv = Zo ехр(-ту) > /о . (7.18)
Обычно в зонах НII для рекомбинационных радиолиний I т? I £ 1, т.е.
мазер является слабым. Большое усиление могло бы быть на самых низ¬
40 80 120 160 200 240j
ких частотах. Но для них туманность
оказывается непрозрачной в непре¬
рывном спектре из-за тормозного
(свободно-свободного) поглощения
(см. §9.1г). В этом случае усиление
эффективно происходит лишь в слое
оптической толщины в континууме
порядка единицы, где обычно даже в
линиях 1тУ 1£1. Таким образом,
мазерный эффект лишь искажает
форму профиля и несколько увели¬
чивает мощность излучения линии
(как правило, на 20-30% и не более
чем в 2-3 раза). Линия при этом ста¬
новится слегка уже, чем без мазер¬
ного эффекта, поскольку мазерное
усиление тем больше, чем выше
Рис. 7.4. Величины Луи d In bj Idjnpn T- 104K
и разных значениях п* (в см'3). Сплошные и
штриховые линии соответствуют разным
предположениям об эффективном сечении
столкновений
112

I av I, т.е. оно наиболее велико в центре линии. Ширина линии на уровне
половины интенсивности уменьшается в
Kv /&v = [- 1п2 /1п (1 - 1п2 /то) ]’/2 (719)
раз, где то — абсолютное значение оптической толщины в центре спект¬
ральной линии (bVto раз при то» 1;см.§13.2г).
5. Определение параметров газа по рекомбинационным
радиолиниям
а) Измерение температуры зон Н II по линиям водорода. Линии,
соответствующие переходам между уровнями с большими /, расположен¬
ные в длинноволновой части радиодиапазона, отягощены мазерным эф¬
фектом. Величина его зависит от поведения фактора неравновесности bj,
точнее, от d In bj Idj. Последний может быть найден только из громоздких
расчетов, использующих зачастую ненадежно определенные скорости
элементарных атомных процессов (ср. сплошные и штриховые линии на
рис. 7.4). В результате переходы с большими j малопригодны для опреде¬
ления параметров среды, в которой линии образуются. Гораздо лучше в
этом отношении подходят линии, образующиеся между уровнями с не¬
большими j (/£100) [24 ] и попадающие в коротковолновую часть радио¬
диапазона.
Рекомбинационные радиолинии всегда наблюдаются на фоне непре¬
рывного радиоизлучения. В спектрах газовых туманностей они видны на
фоне теплового, свободно-свободного излучения (рис. 7.5). Для коротко¬
волновых переходов оптическая толщина туманности мала, и, как видно
из (6.27)-(6.31), при Ту, стремящемся к нулю, интенсивность излучения
в линии, проинтегрированная по всему профилю, равна
//+A/J = J Iv dv = J J ev dl dv » J dl f ev dv , (7.20)
где^ — объемный коэффициент излучения на частоте спектральной
линии. Интеграл по dl вычисляется вдоль участка луча зрения внутри
туманности. Внутренний интеграл в последнем выражении дает полное
количество энергии, испускаемой единицей объема среды в единицу вре¬
мени и в единицу телесного угла во всех частотах спектральной линии.
Его можно переписать через населенность уровней nj и коэффициент
Эйнштейна спонтанных переходов Aj 4:
г , hv (7.21)
J dv = 4^ Л+A/V »
здесь hv — энергия фотона; произведение nj+fy Aj+tyj показывает пол¬
ное количество переходов с уровня ;+Д j на уровень j с испусканием
фотона в спектральной линии в единице объема среды за единицу време¬
ни; множитель 4л в знаменателе введен для того, чтобы нормировать
выражение на единицу телесного угла. Индуцированное излучение в
(7.21) учитывать не надо, поскольку, как отмечено выше, оно лишь
из

уменьшает коэффициент поглощения, который здесь во внимание не
принимается (Ту« 1).
Рис. 7.5. Рекомбинационные радиолинии водорода (Н), гелия (Не) и углерода (С) в спектре
туманности NGC 1795
Из формулы Саха—Больцмана (7.6) видно, что я/+А/ т пь
Для водорода гц ~ пе. Действительно, в зонах Н II (зонах ионизованного
водорода) водород, по определению, практически полностью ионизован и
является основным поставщиком электронов. Подставляя (7.9) в (7.21),
а (7.21) в (7.20), получаем, что
Ij+Ajj ~ т ~3/2J п2 dl = ЕМ • Т ~гП , ЕМ = f n2dl, <722)
где ЕМ — мера эмиссии газовой туманности.
Рекомбинационные радиолинии, как указано выше, наблюдаются в
зонах Н II на фоне теплового радиоизлучения в непрерывном спектре. В
сантиметровом и миллиметровом диапазонах радиоволн, удобных для
анализа параметров среды по рекомбинационным радиолиниям, оптиче¬
ская толщина туманности в непрерывном спектре мала, поэтому, как и в
спектральной линии, можно записать
evjfdl. (7.23)
Объемный коэффициент свободно-свободного (//) излучения электро¬
нов в поле ионов с зарядом ядра Z элементарных зарядов равен
evJ{ = 5,44-10~39 T~i/2 expt-fa' / кТ)< gff> Z2 пе m, (7-24)
здесь < gf/> — усредненное по максвелловскому распределению скоро¬
стей значение фактора Гаунта, учитывающего поправки к так называе¬
мой формуле Крамерса [25] (в данном случае это та же формула без
сомножителя < g/f >). В области частот, 1де hv « ЛТ, <gff> близок к 1, но
в сторону низких частот он возрастает по логарифмическому закону:

(7.25)
■=“'=•■?'0’55l17’7+<r“/v)J
~ T 0,15^—0,1
достигая в радиодиапазоне значения около 5-6. Во втором выражении
(7.25) размерности [Т ] - К, [v ]в Гц. Формула (7.25) верна для кТ«% —
потенциала ионизации иона, в поле которого происходит тормозное из¬
лучение. Для высоких температур численный коэффициент перед лога¬
рифмом слегка изменяется [26]. Степенная аппроксимация фактора
Гаунта в (7.25) приведена для радиоизлучения зон НII (Г « 104К).
Интенсивность излучения пропорциональна мере эмиссии как в спек¬
тральной линии, так и в непрерывном спектре. Отношение интенсивно¬
стей линии и континуума, точнее, эквивалентная ширина эмиссионной
линии
Wv = /у+А/,/ /7//,у , (7.26)
от меры эмиссии не зависит и для фиксированного перехода я в-
ляется функцией только температуры. В первом приближении
Wv ~ Т~ . Учет слабой зависимости от Т фактора Гаунта < g//> (7.25)
приводит к несколько более крутой зависимости Wv~ г"*1’15.
На практике удобно пользоваться формулой [24]
T = 27,610_6d/v2/[(TI./Tr)A»(|lgT+ l,7-lgv)(l + пн.11 /пни)] . (727)
где Tl — яркостная температура в центре линии водорода, Тс — в континууме на частоте
линии, v — частота линии, Ду — ее полная ширина на уровне половины интенсивности; все
температуры — в К, частоты — в МГц.
При изучении спектральных линий шкалу частот нередко, особенно в радиоастроно¬
мии, переводят в лучевые скорости v в соответствии с законом Доплера (5.9). Соответственно
и эквивалентные ширины измеряются в лучевых скоростях Av. В этом случае для атомов
водорода получаем
. км/с. (7.28)
здесь < Z2 > — среднее значение заряда ионов в туманности, определяющее интенсивность
тормозного радиоизлучения. Если ионизован только водород, < Z2 > - 1; при полной иони¬
зации как водорода, так и гелия (при пне /ин -0,1) < Z2 >-1,4.
В настоящее время этот метод является наиболее точным для опреде¬
ления температур областей ионизованного водорода и обеспечивает точ¬
ность в несколько процентов (табл. 7.2).
Таблица 7.2
Температуры зон ионизованного водорода, определенные по рекомбина¬
ционным радиолиниям водорода Н56а и >166» [24]
Объект
Температура, К
по линии Н56СГ
по линии Нббсг
W3
8260 + 600
8400 ± 1 200
Туманность Ориона W 10
8220 ± 400
«200 ± 300
115

б) Другие возможности анализа рекомбинационных радиолиний.
Помимо рекомбинационных линий водорода легко и с высокой точностью
измеряются линии гелия (см. рис. 7.5). Сопоставление эквивалентных
ширин рекомбинационных радиолиний водорода и гелия при известной
температуре газа позволяет наиболее точно измерять содержание гелия в
туманностях. Здесь, однако, надо принимать во внимание различие раз¬
меров зон ионизованного водорода и гелия в межзвездной среде вокруг
горячей звезды — гелий имеет более высокую энергию связи электронов
с ядром, труднее ионизуется. Следовательно, зона ионизации гелия мо¬
жет иметь меньшие размеры, чем для водорода (см. §4.3).
Неожиданно сильными оказались рекомбинационные радиолинии уг¬
лерода (см. рис. 7.5), а также наблюдающиеся иногда бленды, принадле¬
жащие более тяжелым элементам. Поскольку высокие уровни всех
элементов водородоподобны, коэффициенты рекомбинации на них оди¬
наковы. При нормальном космическом содержании атомов (ионов) угле¬
рода примерно в 3000 раз меньше, чем водорода, и, казалось бы,
рекомбинационные радиолинии, принадлежащие им, должны быть исче¬
зающе слабы. Эти линии видны потому, что атомы углерода имеют потен¬
циал ионизации меньше, чем атомы водорода, и способны ионизоваться
более длинноволновыми фотонами (Л £ 1101 А), чем водород (А < 912А).
Фотоны с 912 < Л <; 1101А ионизуют углерод вне зон Н И, там, где водород
нейтрален, создавая вокруг областей Н II зоны С II, обнаруженные и
изученные по рекомбинационным радиолиниям углерода.
Зоны НII обычно окружены шаровым слоем НI повышенной плотно¬
сти [14, §16 ]. Температура в нем составляет сотни кельвинов. Согласно
(7.8) населенности nj~ Т~ 7 , чем компенсируется малое значение щ
для углерода. В зонах СII мала также степень ионизации среды, так как
ионизованы лишь так называемые донорные элементы — те, у которых
потенциалы ионизации меньше, чем у водорода (§ 9.2а). Обычно доля их
(по числу частиц) близка к 4 • 10~4. Малая степень ионизации в основном
компенсируется повышенной плотностью зон С II, в результате чего
линии углерода по интенсивности оказываются соизмеримыми с линиями
гелия. Некоторый вклад в образование радиолиний углерода, особенно в
зонах НII наиболее высокой температуры (в планетарных туманностях),
могут давать диэлектронные рекомбинации (см. § 11.2а). В этом случае
ь

углерод светится внутри зоны Н II, а малое количество углерода компен¬
сируется высокой эффективностью диэлектронной рекомбинации.
Те же механизмы характерны для образования линий, принадлежа¬
щих элементам тяжелее углерода. Они сливаются в общую бленду, основ¬
ной вклад в которую дают, видимо, магний (из-за высокой скорости
диэлектронной рекомбинации при Т ~ 104К) и сера.
Рекомбинационные радиолинии водорода очень эффективны при изу¬
чении зон НII, не наблюдаемых оптически из-за межзвездного поглоще¬
ния света пылью. В радиодиапазоне поглощение света пылью
пренебрежимо мало, поэтому удается изучать зоны Н II, расположенные
по всему диску Галактики. Это в принципе позволяет, например, выявить
пространственное расположение наиболее мощных зон Н II в Галактике
и изучать по ним спиральный узор Галактики. В этом случае, как и для
радиолинии водорода 21 см, удается пользоваться кинематическими рас¬
стояниями, определенными по лучевой скорости туманности (см. § 6.46).
Рекомбинационные радиолинии являются основным и наиболее эф¬
фективным методом изучения компактных (0,01-1 пк) и отчасти сверх¬
компактных (« 10'3 пк) зон Н II, возникающих вокруг рождающихся
массивных звезд в очень сильно запыленных участках межзвездной сре¬
ды. Компактные зоны Н II — одни из основных индикаторов мест интен¬
сивного звездообразования.
Радиолинии углерода являются основными поставщиками сведений об
оболочках НI вокруг зон НII. Но иногда радиолинии излучения углерода
наблюдаются в местах, не связанных с зонами Н II. Возникает это в тех
случаях, когда внутри молекулярных облаков или рядом с ними находят¬
ся звезды спектрального класса В2-В5. Они не способны создать вокруг
себя заметную зону Н II, не могут эффективно ионизовать углерод, со¬
здавая зоны СII. Изучение таких областей СII позволяет судить о местах
образования сравнительно маломассивных звезд в молекулярных обла¬
ках. Отражательные туманности вокруг таких звезд обычно не видны
из-за сильного межзвездного поглощения света в молекулярных облаках.
Сравнение ширин профилей рекомбинационных радиолиний между
собой и с измеренной по их интенсивности температурой туманностей
позволяет разделить вклад теплового и турбулентного механизмов уши¬
рения профилей линий. Для этого необходимо использовать формулу
(5.13).
В низкочастотном радиодиапазоне U £ 3-4 м), куда попадают перехо¬
ды с номерами уровней/^ 400, излучения рекомбинационных радиолиний
от газовых туманностей не наблюдается. Вместо этого в ряде случаев
удалось найти слабые рекомбинационные радиолинии поглощения. Они
возникают в областях Н I, на краях уплотнений молекулярных облаков и
видны в спектрах сильных радиоисточников с яркостной температурой,
превышающей температуру среды, в которой образуются радиолинии
(аналогично линии поглощения водорода 21 см; см. (6.40)). Оказалось,
117

что в этом случае проще обнаружить линии углерода. Во-перрых, потому,
ч го они уже, чем водородные, и легче различимы на фоне непрерывного
спектра. Во- вторых, в холодных областях межзвездной среды концентра¬
ция ионов СII выше, чем ионов НII, из-за ионизации ультрафиолетовым
излучением звезд с 912 <Л < 1101 А. Кроме того, при температуре около
SOK или выше очень высокие уровни атомов углерода эффективно засе¬
ляются диэлектронной рекомбинацией.
§ 8. ДИСПЕРСИЯ РАДИОВОЛН В МЕЖЗВЕЗДНОЙ СРЕДЕ
Несколько важных методов изучения межзвездной среды, получив¬
ших развитие в 60-70-е годы, основаны на дисперсии электромагнитных
волн в среде распространения, т.е. на зависимости скорости волны от
частоты. Ввиду низкой плотности межзвездной среды дисперсия заметна
лишь в радиодиапазоне. Резким толчком для развития этого класса мето¬
дов зондирования явилось открытие в конце 60-х годов радиопульсаров —
идеальных источников радиоизлучения для такого рода работ.
Дисперсия радиоволн возникает из-за того, что межзвездное про¬
странство заполнено частично ионизованной космической плазмой, по¬
казатель преломления электромагнитных волн для которой хотя и мало,
но значимо отличается от единицы и зависит от частоты волн.
В условиях межзвездной среды без магнитного поля для диапазонов
радиоволн, представляющих астрофизический интерес, показатель пре¬
ломления [27,§7 |
/Г== е - I — сор /ш2 ,
здесь с — диэлектрическая проницаемость плазмы, а> - 2лр — круговая
частота волны,
Шр = (4ле2пе !те)' 1 2 = 5,64 • 104 п\П
лен гм юровская, или плазменная, частота, пе — концентрация электро¬
нов, е и те — их заряд и масса. В численном выражении отдана в с"1, пе —
в см'3. Ленгмюровская частота —это частота колебаний электронов в
поле ионов в плазме. Малые пе в межзвездной среде приводят к тому, что
даже в длинноволновом радиодиапазоне п мало отличается от 1.
По существу определением величины показателя преломления плаз¬
мы являются формулы для фазовой скорости волны:
Уф = с / п
и групповой скорости:
Vjp = сп ,
с — скорость света в вакууме.
(8.1)
(8.2)
(8.3)
(8.4)
1. Мера дисперсии
Вскоре после открытия пульсаров было обнаружено, что импульсы
пульсаров на низких частотах приходят позже, чем на высоких. Причина
118

связана с зависимостью от частоты групповой скорости волны в межзвез¬
дной среде. Время распространения t импульса на пути I от пульсара до
приемника излучения может быть записано в виде
(8.5)
В последнем выражении учтена малость отношения <x)pI<d. Использо¬
ваны формулы (8.4) и (8.1). Запаздывание А/ на частоте си по сравнению
с пределом для высокочастотного излучения равно
Л _ 1 I <ор _ 2ле2 пе1
2 с ШеС цр
Таким образом, в однородной среде запаздывание пропорционально
квадрату длины волны Л2 ~ со”2, концентрации электронов и длине
пути /.
В неоднородной среде
/ = / dll vrp, (8.7)
и At пропорционально так называемой мере дисперсии (dispersion
measure):
DM = f nedl. (8.8)
Обычно при вычислении DM I измеряют в парсеках: /пк - //3,08 • I018 см,
а пе — в см’3, так что DM имеет размерность пк/см3. Для большинства
пульсаров DM заключено в пределах от 5 до 500 пк/см3 [28 ].
Практически измерения проводят на двух или более частотах. Тогда
разница A/i д в моментах прихода импульсов на частотах cui и о>2 про¬
порциональна величине Icuf2— сиг2 I. По коэффициенту пропорцио-
(8.9)
нальности находят меру дисперсии DM:
АП ,2 = 4,6(А?-Л5)-ОЛ/ , мкс ,
здесь [Л]-см.
Исторически первые измерения DM опубликованы в 1908 г. извест¬
ным астрофизиком Г.А.Тиховым [29]. Он пытался найти разницу и мо¬
мент минимумов блеска Алголя и других двойных звезд в красных и синих
лучах и заподозрил существование межзвездной дисперсии. Однако, как
известно теперь, ему не хватало 14-15 порядков в точности измерений.
При известном расстоянии до пульсаров DM позволяет определить
среднюю на луче зрения концентрацию электронов. Напомним, что ос¬
новной вклад в нее дает межоблачная среда, или теплые области Н 1. В
плоскости Галактики пе равна 0,034),04 см , т.е. средняя степень иони¬
зации межзвездной среды — несколько процентов. Измерение DM для
пульсаров на разных галактических широтах позволило найти шкалу
высоты распределения электронов в диске Галактики Не ~ 800 пк.
119

2. Мера вращения
Другой метод исследований связан с эффектом Фарадея вращения
плоскости (в общем случае эллипса) поляризации электромагнитной вол¬
ны в гиротропной (двулучепреломляющей) среде. В частности, гиротроп-
ной является магнитоактивная плазма — плазма (в данном случае
межзвездная среда) с магнитным полем. В тиротропной среде существуют
два независимо распространяющихся типа волн (так называемые нор¬
мальные моды излучения), различающиеся поляризацией. Для каждой
из них среда характеризуется своими коэффициентами преломления и
поглощения. В общем случае они эллиптически поляризованы. Для
радиоволн в межзвездной среде [27, §11]
_ 1 °>Р
± a)(a»±<wiicos0) ’
(8.10)
где
tz>H = I е IВ !тес —
(8.11)
ларморова, циклотронная или гиромагнитная частота — частота вра¬
щения электрона вокруг силовой линии магнитного поля, В — магнитная
индукция, 0 — угол между направлениями магнитного поля и распрост¬
ранения волны. В практически важном для межзвездной среды случае
(а>н /w)(sin20 /2 cos0) « 1 нормальные моды близки к круговым, т.е. к
волнам с правой и левой круговыми поляризациями. Знак “минус” соот¬
ветствует обыкновенной волне, в которой, если смотреть вдоль распрост¬
ранения волны, электрический вектор вращается против часовой
стрелки. Знак “плюс” соответствует необыкновенной волне с противопо¬
ложным направлением вращения электрического вектора.
Всякая электромагнитная волна в плазме может быть представлена в
виде суперпозиции нормальных мод. В частности, плоскополяризованное
излучение является суммой двух сфазированных волн с разным направ¬
лением круговой поляризации. Каждая круговая волна имеет амплитуду,
равную половине амплитуды плоскополяризованной волны.
Нормальные моды (в данном случае поляризованные по кругу волны)
имеют разные показатели преломления п- и п+, а значит, и разные фа¬
зовые скорости Уф,± = с /п±. В результате прохождения одинакового ге¬
ометрического пути через гиротропную среду нормальные моды будут
иметь разные фазы. На пути уф/ю набегает фаза в 1 радиан, на пути / —
/ Уф - h)n± / с. (8.12)
При отсутствии или равенстве поглощения для обеих нормальных мод
на выходе из гиротропной среды исходная плоскополяризованная волна
сохранит характер поляризации, но повернет плоскость поляризации на
угол ip = Ар /2 , где Ар = р+— р_ — разность фаз для нормальных мод.
Учитывая, что в практически важных случаях (для которых как раз
120

(8.13а)
(8.136)
(8.14)
верна формула (8.10» шр /а> « 1 и юн /ю « 1 , п± можно представить в
виде
n±e l"2^2 (1+’5Tcose) ’
~ ~ OJnttJHCOS#
Дл = л+— п- = z .
аг
Таким образом,
1 <*>р шн I cos0 1л I г 13 «е В cos01
** “ 7 2 ” Z \2 2
L сот (те с) <d
т.е. V7 ~ Коэффициент пропорциональности между и I2 называется
мерой вращения (rotation measure) RM:
RM = ^/X2, (8Л5>
В условиях межзвездной среды В удобно измерять в мкГс, I — в пк,
ле — в см-3. Для Л в метрах в общем случае неоднородной среды
ЯМ = 0,81 f пеВ и dl. (8.16)
здесь В11 = В cos 0 — компонента поля, параллельная лучу зрения (с уче¬
том знака). При наблюдении Галактики (по внегалактическим радио¬
источникам) типичные значения 1ЯМ I найдены в пределах 10—100
рад/м2.
Практически наблюдают на двух или более длинах волн источники
радиоизлучения с частичной линейной поляризацией. Мера вращения
RM определяется как коэффициент пропорциональности между углом
поворота (с учетом знака угла) плоскости поляризации Api д при перехо¬
де от волны Л1 к Аг и величиной Л?—Л?. В первых измерениях RM (в начале
60-х годов) основная цель была — определить порядок величины пе в
Галактике. После открытия пульсаров и массовых измерений меры дис¬
персии DM измерения RM проводят с целью изучения распределения в
Галактике магнитного поля и величины межгалактических магнитных
полей. Измерения ведутся как по внегалактическим радиоисточникам,
так и с особым успехом по пульсарам в Галактике. Для последних одно¬
временно можно измерять и меру дисперсии DM, т.е. определять среднее
вдоль луча зрения значение Ян. Важно, что метод определения Bi i по
мере вращения, в отличие от других методов массовых измерений (напри¬
мер, по межзвездной поляризации света, которая дает величину В р (см.
§18), позволяет различать знак магнитного поля (силовые линии направ¬
лены к наблюдателю или от него).
3. Мерцания радиоизлучения пульсаров и сопутствующие
явления
В 1968 г. были открыты и объяснены рассеянием радиоволн на неодно¬
121

родностях межзвездной среды [30] мерцания радиоизлучения пульса¬
ров — замирания радиоизлучения, происходящие при наблюдениях на
частоте 400 МГц с характерным временем 5-10 мин. На частотах, разне¬
сенных всего на несколько сотен килогерц, замирания происходят в раз-
ные моменты времени. Таким образом, мгновенный спектр
радиоизлучения оказывается очень сильно изрезанным.
а) Модель тонкого фазового экрана. Эти и ряд других наблюдатель¬
ных данных находят объяснение в модели тонкого фазового экрана. Со¬
гласно этой модели по пути длиной L между источником и наблюдателем
находится сравнительно тонкий (толщиной D « £) слой с мелкомасштаб¬
ными неоднородностями концентрации электронов (рис. 8.1,а). Харак¬
терный масштаб неоднородностей, ответственных за указанные
мерцания, а & 10п-1012см.
Согласно (8.1), (8.2) показа¬
тель преломления п межзвезд¬
ной плазмы зависит от
концентрации электронов пе.
Флуктуации в распределении пе
(отклонения от среднего значе¬
ния) на величину &пе (рис. 8.1,6)
приводят к отклонению показате¬
ля преломления от среднего на
Рис. 8.1. Модель тонкого фазового экрана
для объяснения мерцаний радиоизлуче¬
ния пульсаров на неоднородностях меж¬
звездной среды, а — относительное
расположение источника (слева), рассеи¬
вающей области (в центре) и приемника
излучения (справа); б — характер распре¬
деления концентрации электронов в фазо¬
вом экране; в — искажение волнового
фронта после прохождения через фазовый
экран; г — угол рассеяния излучения,
проходящего через фазовый экран; д —
разница длин путей для рассеянного и не¬
рассеянного излучений
Ап =
1 4ле2 дпе
2 те
(8.17)
здесь Л — длина волны, со — круговая частота радиоизлучения,
Те = е2 /{те с2} -
классический радиус электрона.
Набег фазы в отдельной неоднородности размера а равен (в радианах)
122

А^>1 = Ал j2?r = геаЛдпе.
(8.19)
В фазовом экране толщиной D укладывается Di а неоднородностей (име¬
ются в виду отклонения от среднего значения пе как в сторону больших,
так и меньших значений; рис. 8.1,6). Бели каждая неоднородность вызы¬
вает набег фазы случайной величины и знака со средним по модулю
значением А^ч, то D/a неоднородностей создадут среднеквадратичное
значение набега фазы:

А^> » bip^D/a = дпе ге Л VaD . (8.20)
б) Искажение волнового фронта. Рассеяние излучения. После про¬
хождения фазового экрана электромагнитная волна оказывается иска¬
женной. Искажения можно описывать в виде величин набега фазы на
некоторой поверхности, либо определяя форму волнового фронта — по¬
верхности равных значений фазы <р (рис. 8.1,в). Для геометрически тол¬
стых фазовых экранов, например для земной атмосферы, удобнее первый
способ описания [31 ], а для геометрически тонких экранов — второй.
Случайный характер набега фазы А^> приводит к тому, что при изме¬
нении координаты х в направлении, перпендикулярном к распростране¬
нию волны на величину а, фаза меняется в среднем на величину Д<р из
(8.20). Это означает, что волновой фронт в среднем отстоит в этой точке
от невозмущенного положения на величину Az = Л А^> / 2л, а характер¬
ный наклон волнового фронта к невозмущенному положению равен
Aziа. Поскольку после выхода из фазового экрана излучение распростра¬
няется по прямым, перпендикулярным волновому фронту, величина
Az/а определяет угол рассеяния волны брас (рис. 8.1 ,г):
(8.21)
Это случай большого набега фазы, когда применимо приближение гео¬
метрической оптики.
Если большая часть излучения проходит без рассеяния, а малая рас¬
сеивается, то источник окружен ореолом с угловым радиусом
брас = А /2ла, а доля рассеянного света равна среднему квадрату флукту¬
аций набега фазы < Ар2 >. Такая ситуация возникаете земной атмосфере
при рассеянии на аэрозолях, создавая, например, ореол вокруг Луны. Для
этого необходимо, чтобы неоднородности, вызывающие рассеяние, встре¬
чались бы достаточно редко (оптическая толщина по рассеянию на нео¬
днородностях мала). В противоположном случае (именно он реализуется
в фазовых экранах в межзвездной среде) рассеивается все излучение.
в) Мерцания излучения. Если наблюдатель находится в ближней зо¬
не, т.е. на расстоянии I меньше
/Ь — Л /брас
(8.22)
от экрана, то все излучение, способное достичь наблюдателя, приходит от
участка волнового фронта размером меньше а. Неоднородности межзвез¬
123

дной среды подобны линзам, и эффект мерцания определяется вариаци¬
ями фокусировки. При движении источника или неоднородностей отно¬
сительно наблюдателя перпендикулярно лучу зрения в ближней зоне, на
расстоянии меньше фокального для неоднородности в форме линзы, мо¬
дуляция слаба.
В противоположном случае, когда I»to из (8.22), на приемник попа¬
дает излучение от многих неоднородностей, имеющих различные сдвиги
по фазе. Сигналы от разных неоднородностей интерферируют, образуя в
картинной плоскости пятна разной яркости. При движении источника
или неоднородностей интерференционные пятна бегут по картинной пло¬
скости. При наблюдении с конечной шириной полосы пропускания (не
для монохроматического излучения) амплитуда мерцания оказывается
тем меньше, чем от большого числа неоднородностей собирается излуче¬
ние. Наиболее сильная модуляция достигается при to- Зависимость
#рас(А) приводит к тому, что на длинных волнах мерцания не видны, а
точечный радиоисточник размывается до угловых размеров 0рас - Л2.
Сильные мерцания могут наблюдаться, только если источник излуче¬
ния имеет собственные угловые размеры меньше, чем a/Z, иначе всегда
будет видна картина, усредненная по многим неоднородностям, и моду¬
ляция интенсивности излучения окажется малой. По этой причине не
видны мерцания планет через земную атмосферу, хотя звезды мерцают
(в земной атмосфере типичны брас1111"-10"). Мерцание радиоизлучения
на неоднородностях межпланетной среды Орас » 0,1”) позволило еще в
60-е годы измерить угловые размеры 8 радиоисточников, для которых 8
составляет сотые или несколько десятых долей секунды дуги. Мерцания
в межзвездной среде оказываются существенными лишь для объектов с
угловыми размерами 8 £ 10”6 секунды дуги. Столь сильные ограничения
на 8 приводят к тому, что межзвездная среда вызывает мерцания только
пульсаров.
В рассеивающих средах имеется широкий спектр размеров неоднород¬
ностей, которые возникают за счет турбулентности среды. Для турбулен¬
тности характерен степенной спектр неоднородностей, охватывающий
широкий диапазон масштабов (обычно несколько порядков величины): от
наиболее крупного, основного масштаба, задаваемого источником нео¬
днородностей, до самых мелких, определяемых процессами затухания
турбулентности (при гидродинамической турбулентности — вязкостью).
В этом случае наиболее сильные и быстрые мерцания вызывают те
неоднородности, для которых выполняется условие Френеля
L брас = и , (8.23)
т.е. для которых Z « /6 из (8.23) (считаем, что фазовый экран удален от
наблюдателя на I порядка £). Действительно, для неоднородностей мень¬
ших масштабов I > to и мала модуляция сигнала, а неоднородности
больших масштабов при той же скорости движения их вдоль картинной
124

плоскости относительно наблюдателя будут вызывать более медленные
мерцания.
В результате из всего спектра неоднородностей межзвездной среды за
мерцания пульсаров оказываются ответственны прежде всего масштабы
a e 1011-1(г см, создающие модуляцию излучения на временах около 10
мин. Изучение мерцаний в широком диапазоне длин волн показало, что
кроме быстрых есть такие медленные мерцания на временах по крайней
мере до 103 дней, за которые ответственны неоднородности больших раз¬
меров. В целом метод изучения мерцаний радиоизлучения пульсаров
позволил обнаружить и изучить неоднородности межзвездной среды с
размерами от IO10-1011 до 1014-1015см, являющимися очень малыми по
сравнению с любыми другими структурами межзвездной среды.
г) Замытие импульсов пульсаров. Кроме описанных двух эффек¬
тов — мерцания излучения и увеличения угловых размеров радиоисточ¬
ников, рассеяние света на неоднородностях среды приводит к возникнове¬
нию еще одного важного эффекта: к замытию импульсов пульсаров на
низких частотах. Действительно, излучение, попавшее на приемник по¬
сле рассеяния на неоднородности, лежащей вне луча зрения, прошло
больший путь, чем при распространении по прямой (рис. 8.1,3). Это
приводит к запаздыванию на время (предполагаем, что рассеивающий
экран расположен примерно посередине между источником и приемни¬
ком излучения):
Ат = ^(1 - cos^pac) = (<5ле)2Л4 . (8.24)
На низких частотах Ат больше периода пульсара, и отдельные им¬
пульсы радиоизлучения не видны даже при наблюдении в очень узком
спектральном диапазоне, в пределах которого влияние меры дисперсии
среды мало.
д) Искажение спектра излучения. Мерцания на двух соседних часто¬
тах не коррелированы между собой, если разница в длинах путей для них
больше длины волны. Поэтому диапазон частот Av или длин волн АЛ, в
пределах которых мерцания коррелированы между собой, определяется
соотношением
Ау АЛ А __ 2Л (8.25)
v L (1 - COS 0раС) £врас
Таким образом,
Av = 2с/(в§аС L) ~А~4(<5 пе)~2. (8’26)
На частоте 400 МГц характерное значение Av равно 200 кГц. Мгно¬
венный спектр радиоизлучения пульсара сильно изрезан. Качественная
картина распределения спектральной плотности потока радиоизлучения
Hv в зависимости от частоты v и времени t изображена на рис. 8.2.
е) О результатах исследования межзвездных мерцаний. Все описан-
125

ные выше явления отчетливо наблюдаются для радиопульсаров. Они по¬
зволили обнаружить и начать изучение наиболее мелкомасштабных
структур межзвездной среды от IO10-1011 до 1014-1015см (см. п. в.).
Спектр неоднородностей может быть определен из сопоставления зависи¬
мостей характерного времени мерцаний и их амплитуды от длины волны.
Проведенный к настоящему времени
предварительный анализ показывает, что
спектр, вероятно, близок к колмогоров¬
скому*, а неоднородности распределены в
пространстве скорее всего не равномерно,
Рис. 8.2. Изображение межзвездных мерцаний в ви¬
да изолиний равного принимаемого потока излуче¬
ния пульсара на плоскости “частота, время**.
Показаны характерное время мерцания At и харак¬
терный диапазон частот Av когерентности мерцаний
а сосредоточены в отдельных областях толщиной D « 0,1L, внутри кото¬
рых величины <5ле, видимо, велики и приближаются к среднему для них
значению пе. Связаны такие неоднородности, вероятно, с возбужденной
в отдельных “активных” участках среды плазменной турбулентностью
[33 ] (главным образом альфеновских волн), возникающей после прохож¬
дения по среде ударных волн.
Исследование мерцания радиоизлучения сыграло важную роль для
изучения самих пульсаров. Одновременные наблюдения на трех и более
радиотелескопах, разнесенных на тысячи километров друг от друга, по¬
зволяют найти направление и скорость движения вдоль картинной пло¬
скости интерференционных пятен, вызванных неоднородностями среды.
Типичными оказались скорости 100-300 км/с. Столь быстрые движения
не могут быть связаны с произвольными участками межзвездной среды,
так как быстро затухают в ней. Поэтому такие скорости следует припи¬
сать самим пульсарам. Это позволило измерить тангенциальные (перпен¬
дикулярные лучу зрения) скорости большого числа пульсаров и тем
сам ым получить статистически надежное распределение их по скоростям.
Сравнение с распределением их по z-координате (поперек плоскости
Галактики) позволяет сделать выводы о продолжительности радиоизлу¬
чающей фазы эволюции нейтронных звезд и, далее, о частоте их образо¬
вания и т.д.
Спектр пространственных частот для распределения параметров развитой турбулент¬
ности (зависимость параметров неоднородностей и их размеров), вытекающий из теории
размерности, см. в (32].
126

Литература к главе II
1. Hartmann J. // Astrophys. J. 1904. V. 19. Р. 274.
2. York D.G. // Astrophys. J. 1977. V. 213. P. 43.
3. A d a m s W.S. // Astrophys. J. 1943. V. 97. P. 105; 1949. V. 109. P. 354.
4. Соболев B.B. Курс теоретической астрофизики. 3-е изд. М., 1985.
5. Мустель Э.Р. Звездные атмосферы. М., 1960. Гл. 2.
6. Амбарцумян В.А..М у с т е л ь Э.Р.,С е в е р н ы й А.Б..С о б о -
лев В.В. Теоретическая астрофизика. М., 1952.
7. В 1 a a u w A.//Bull. Astron. Netherlands. 1952. V. 11,N436.
8. Иванов В.В. Перенос излучения и спектры небесных тел. М., 1969. § 1.6.
9. Янке Е.,Э м д е Ф-Л е ш Ф. Специальные функции. М., 1968.
10. W 11 s о n О.С..М е г г 11 1 P.W. // Astrophys. J. 1937. V. 86. Р. 44.
11. Каплан С.А.,П икельнер С.Б. Межзвездная среда. М., 1963.
12. Шкловский И.С. Космическое радиоизлучение. М., 1956.
13. Шкловский И.С. // Астрон. ж. 1949. Т. 26. С. 10.
14. Каплан С.А.,П икельнер С.Б. Физика межзвездной среды. М., 1979.
15. Берестецкий В.Б., Лифшиц E.M.JI итаевский Л.П. Квантовая
электродинамика. М., 1980. § 44.
16. Долгинов А.З..Г н е д и н Ю.Н.,С илантьев Н.А. Распространение и
поляризация излучения в космической среде. М., 1979. Гл. I, § 4.
17. Бертон К.У. // Галактическая и внегалактическая радиоастрономия / Под ред.
ГЛ.Верскера и К.И.Келлерманна. М., 1976. С. 133.
18. Weaver H.,W i 1 1 1 a m s D.R.W. // Astron. Astrophys. Suppl. 1973. V. 8. P. 1.
19. Быстрова B.H., Рахимов И.А. Пулковский обзор неба в радиолинии меж¬
звездного нейтрального водорода. Л., 1977.
20. Верскер ГЛ. // Галактическая и внегалактическая радиоастрономия / Под ред.
ГЛ.Верскера и К.И.Келлерманна. М., 1976. С. 48.
21. Ландау Л.Д.,Л и ф ш и ц Е.М. Квантовая механика. Нерелятивистская теория.
М., 1974.
22. Ридберговские состояния атомов и молекул / Под ред. Р.Стеббинпса, Ф. Даннинга. М.,
1985.
23. Г р и м Г. Уширение спектральных линий в плазме. М., 1978.
24. Сороченко РЛ.,П у з а н о в В.А.,С оломонович А.Е.,Ш тейн-
ш л е г е р В.Б. // Astrophys. Lett. 1969. У. 3. Р. 7; Сороченко РЛ.// Спект¬
ральные исследования космического и атмосферного излучения. Горький, 1979. С. 5;
Сороченко РЛ.,С мирное Г.Т. // Письма в Астрон. ж. 1987. Т. 13. С. 191.
25. Собельман И.И. Введение в теорию атомных спектров. М., 1977. § 34.7.
26. К а г z a s W.J.,L a 11 е г R. //Astrophys. J. Suppl. Ser. 1961. V. 6. Р. 167.
27. Гинзбург ВЛ. Распространение электромагнитных волн в плазме. М., 1967.
28. Манчестер Р., Тейлор Дж. Пульсары. М., 1980.
29. С т р у в е Р., 3 е б е р г с В. Астрономия XX века. М., 1968. Гл. XVII.
30. R 1 с k е 11 B.J. // Ann. Rev. Astron. Astrophys. 1977. V. 15. P. 479.
31. Татарский В.И. Распространение волн в турбулентной атмосфере. М., 1967.
32. Ландау Л.Д.Л и ф ш и ц Е.М. Гидродинамика. М., 1986. § 33.
33. Пикельнер С.Б.,Ц ы т о в и ч В.Н. // Астрон. ж. 1969. Т. 46. С. 8.

Глава III
ТЕПЛОВОЙ И ИОНИЗАЦИОННЫЙ БАЛАНС
МЕЖЗВЕЗДНОГО ГАЗА
§ 9, ОСНОВНЫЕ ПОНЯТИЯ, ФИЗИЧЕСКОЕ СОСТОЯНИЕ ОБЛАСТЕЙ
АТОМАРНОГО ВОДОРОДА
Основные параметры, характеризующие физическое состояние меж¬
звездного газа, — это состояние ионизации, в первую очередь наиболее
обильного элемента — водорода, плотность и температура газа» Строго
говоря, в применении к разреженному межзвездному газу понятие тем¬
пературы не является однозначным. Можно определить температуру воз¬
буждения тех или иных атомных и молекулярных уровней, спектрофото¬
метрическую температуру излучения и т.д. Здесь и в дальнейшем темпе¬
ратурой Т будет называться кинетическая температура газа, считая, что
функция распределения скоростей частиц является максвелловской. Да¬
же и это определение не совсем однозначно. Температуры электронной и
ионной компонент могут быть различны, и могут иметь место некоторые
отклонения от максвелловской функции распределения. В первом при¬
ближении, однако, эти возможности можно не учитывать (особые случаи
рассматривают отдельно) и считать, что Т—одинаковая кинетическая
температура всех компонент газа.
1. Уравнения теплового и ионизационного баланса
а) Объемный нагрев и объемное охлаждение. Низкая плотность и
большой объем, занимаемый межзвездным газом, приводят к тому, что в
нем обычно преобладают объемные нагрев и охлаждение. Звезды и другие
плотные тела непрозрачны для излучения, которое они способны испу¬
скать, и поэтому для них обычно преобладает передача тепла от слоя к
слою за счет различных механизмов теплопроводности. В отличие от них
межзвездная среда прозрачна для большинства видов собственного излу¬
чения. Поэтому энергия, освобождающаяся в какой-либо точке в виде
квантов электромагнитного излучения, уходит далеко от места возник¬
новения, обычно покидая объект, в котором высвободилась, т.е. межзвез¬
дная среда охлаждается из всего своего объема. В этом случае скорость
охлаждения определяется объемным коэффициентом охлаждения
показывающим, какое количество энергии излучается из единицы объема
среды в единицу времени (размерность эрг-см”3*св1).
Послойный нагрев теплопроводностью не способен передать тепло от
удаленных друг от друга источников энергии во все точки межзвездного
128

пространства. Поэтому нагрев ее также во многих случаях определяется
процессами, прогревающими среду сразу в больших участках. Важную
роль играют электромагнитное излучение и быстрые заряженные части¬
цы. Они слабо взаимодействуют со средой и поэтому способны распрост¬
раняться на большие расстояния, всюду отдавая часть своей энергии на
нагрев. Для характеристики скорости нагрева вводят объемный коэффи¬
циент нагрева Г (эрг-см’3-с’1). На объемный характер нагрева и охлаж¬
дения межзвездной среды впервые указал Эддингтон в 1926 г. [1 ].
В случае теплового равновесия, когда в каждой точке среды объемные
нагрев и охлаждение уравновешивают друг друга, температура опреде¬
ляется равенством
Г = Л. (9.1)
При отсутствии равновесия разность Г-Л равна темпу изменения
тепловой энергии в единицу объема среды С п Т\ зцесъ п — полная кон¬
центрация всех частиц (атомов, ионов, электронов), и предполагается,
как указано выше, что кинетическая температура всех видов частиц
одинакова и равна Т,С — теплоемкость в расчете на одну единицу среды.
Для изохорических процессов (протекающих без изменения плотности
среды) С = 3/2 к (к — постоянная Больцмана) для газа, в котором внут¬
ренние степени свободы либо отсутствуют(одноатомный газ из бесструк¬
турных частиц), либо в них не запасается энергия. Последнее обычно
справедливо, поскольку в межзвездной среде плотность столь низка, что
большинство возбужденных состояний опустошается при излучении
энергии (фотонов) с переходом в основное состояние раньше, чем про¬
изойдет взаимодействие возбужденной частицы с какой-либо другой.
Исключение составляют теплые (Т £ 100К) области молекулярного водо¬
рода, где возбуждены вращательные степени свободы молекул Нг, состав¬
ляющих большинство частиц среды.
Для изобарического процесса (протекающего при постоянном давле¬
нии) в одноатомном газе С “ 5/2 Л.
6) Ионизационный баланс. Состояние ионизации обычно очень дале¬
ко от термодинамически равновесного. Поэтому вместо формулы Саха
следует использовать систему уравнений ионизационного равновесия.
Составляются они подобно тому, как и уравнения детального баланса для
населенностей уровней (см. пример в §6.3). Для каждого иона i каждого
элемента Z необходимо принять во внимание все элементарные атомные
процессы, приводящие к увеличению и уменьшению концентрации иона.
Для каждого элементарного атомного процесса необходимо записать вы¬
ражение, показывающее, сколько актов этого процесса Q происходит в
единице объема среды за единицу времени (см., например, (6.2)). Сумма
величин Q для всех процессов, приводящих к увеличению концентрации
рассматриваемого иона, составит скорость нарастания его концентрации
dnz/Idt (в предположении, что нет процессов, уменьшающих его кон¬
центрацию). Аналогично можно записать сумму, определяющую ско¬
129

рость уменьшения концентрации иона dnz,i/dt. Разность этих величин
равна, очевидно, производной dnz,i/dt^ т.е. указывает темп изменения
концентрации иона (Z,i). Q и каждая из приведенных выше производных
имеет размерность см^с'1.
В общем случае для элемента с зарядом ядра Z имеется Z+1 состояние
ионизации (нейтральный атом и ионы кратности от 1 до Z). Они связаны
между собой равенством
nz = ]? nz,i, (9.2)
i
где nz — концентрация элемента Z. Кроме него, очевидно, следует напи¬
сать Z уравнений баланса типа dnztildt “ dnz,f/dt - dnz,t /dt. Ясно, что
часть слагаемых в этих уравнениях будет повторяться: каждое из них,
соответствующее процессу, переводящему элемент Z из состояния иони¬
зации i в состояние /, встретится один раз в группе членов dnzj /dt и один
раз в группе членов dnzj /dL Например, скорость ионизации иона ОII
электронным ударом с превращением его в ион О III войдет с минусом в
баланс ионов ОII и с плюсом в баланс ионов О III. Скорость рекомбина¬
ции ионов О III с образованием ионов ОII будет увеличивать концентра¬
цию О II (войдет для него в группу членов dn*/df) и уменьшать
количество ОIII (войдет для него в dn /dt).
в) Система уравнении д ля определения теплового и ионизационного
состояния среды. Для определения теплового и ионизационного состоя¬
ния следует составить и решить систему уравнений, в которою должны
быть включены уравнение, содержащее баланс объемных нагрева и ох¬
лаждения, и баланс ионизации для каждого существенного иона каждого
элемента. К этим дифференциальным уравнениям следует добавить ра¬
венства (9.2). Замыкает систему уравнений теплового и ионизационного
баланса уравнение электронейтральности плазмы: концентрация элект¬
ронов пе равна сумме зарядов всех ионов всех элементов в единице объема
среды:
пе = У i nzj.
Zj
Таким образом, систему уравнений теплового и ионизационного рав¬
новесия можно записать в виде
S(l"i7')=r-A.
(9.3a)
dnzj dnzj dnzti
(9.36)
dt ~ dt dt ’
nz = 2 W >
(9.3b)
I
ne = У i nzti,
(9.3r)
П = Пе + 2 nz '
(9.3д)
z
130

В круглых скобках левой части (9.3а) следует в общем виде ставить
СпТ (см. конец п. а). Уравнение (9.3а) написано для однородного газа. В
общем случае, особенно при резких перепадах плотности, важен учет
диффузии газа и теплопроводности (например, при рассмотрении процес¬
сов релаксации за фронтами ударных волн, при анализе тепловой или
термохимической неустойчивостей и т.д.; см., например, (9.38)).
Уравнения типа (9.36) следует писать в общем случае по отдельности
для каждого из Z ионов элемента Z и для всех элементов, которые прини¬
маются в рассмотрение. На практике, однако, систему удается часто
сократить, отбросив те высокозарядные ионы или ионы низких зарядов,
концентрации которых в конкретном случае пренебрежимо малы. Урав¬
нения типа (9.3в) надо писать для каждого элемента.
В стационарных условиях, когда отсутствует зависимость параметров
среды от времени, производные в левых частях уравнений (9.3а) и (9.36)
равны нулю, и система становится алгебраической. В общем случае это
система большого числа обыкновенных дифференциальных уравнений.
Если кроме атомов присутствуют также молекулы, то уравнения типа
(9.36) следует писать также для каждой молекулы или молекулярного
иона. В этом случае иногда приходится решать систему из сотен уравне¬
ний (см. §14.5а).
Характеристики физических процессов и соответствующих им слага¬
емых, входящих в систему (9.3), описаны в следующих параграфах. Про¬
стейший случай холодной атомарной межзвездной среды рассмотрен в п.
2 этого параграфа. Здесь обратим внимание лишь на наиболее общие
свойства членов уравнений и всей системы.
г) Общие свойства членов уравнений теплового и ионизационного
баланса. Все элементарные процессы можно разделить на группы по
числу участвующих в них частиц.
Одночастичные процессы. В простейших случаях до протекания про¬
цесса была одна частица. К этому клгссу Относится, например, радиоак¬
тивный распад ядер или спонтанное излучение фотонов возбужденными
атомами, ионами, молекулами, атомными ядрами. Количество актов про¬
цессов этого типа, протекающих в единице объема среды за единицу
времени, пропорционально только концентрации соответствующей ком¬
поненты среды (т.е. первой степени плотности) и константе скорости
реакции. В уравнениях (9.3а) и (9.36) они отсутствуют.
В уравнениях (9.36) представлены суммарные по всем уровням кон¬
центрации ионов. При этом предполагается, что ионы находятся преиму¬
щественно в основных, невозбужденных состояниях. Такое приближение
является верным в пределе среды низкой плотности, для которой время
между столкновениями частиц, способных вызывать переходы между
уровнями, мало по. сравнению с временем жизни возбужденных состоя¬
ний. Оно обычно хорошо выполняется в межзвездной среде по крайней
мере для не очень высоковозбужденных уровней, с которых имеются
131

разрешенные переходы вниз. Для метастабильности уровней» не имею¬
щих разрешенных переходов вниз» и для очень высоких уровней это не
так; см. (6.18), (7.7), а также (9.24)-(9.27). В случае более высоких
плотностей (например» в космических мазерах или во внешних частях
атмосфер звезд) приходится решать полнуюсистему уравнений статисти¬
ческого равновесия для каждого уровня каждого иона каждого химиче¬
ского элемента или молекулы. В ней будут присутствовать члены для
одночастичных процессов. Полную систему статистического равновесия
обычно приходится решать совместно с уравнениями переноса излучения
в спектральных линиях [2 ]. Решение таких систем крайне сложно, тре¬
бует мощных ЭВМ и специальных численных методов [3 ].
Бинарные (двухчастичные) процессы. Другая группа процессов, на¬
зываемых бинарными, определяется взаимодействием двух частиц. Сюда
относятся процессы ионизации фотонами и частицами, радиационной
рекомбинации и т.д. Именно они и являются основными в правых частях
уравнений (9.3а) и (9.36). Количество актов этих процессов, протекаю¬
щих в единице объема за единицу времени Q, пропорционально концен¬
трации каждого из реагентов, например атома (иона) и электрона, и
константе скорости реакции. Иными словами, Q пропорционально произ¬
ведению концентраций реагентов.
Бинарные процессы, входящие в уравнения (9.3а) и (9.36), в одних
случа ях определяются концентрациями двух сортов частиц среды, подле¬
жащих определению из системы (9.3), в других — зависят от концентра¬
ции частиц нагревающего (ионизирующего) агента (например,
космических лучей) и концентрации одного из сортов частиц среды. Во
втором случае члены линейны относительно искомых переменных, в пер¬
вом — квадратичны.
Трехчастичные процессы. Реакции, требующие взаимодействия од¬
новременно трех и большего числа частиц, в условиях межзвездной среды
обычно неэффективны (исключение см. в §7; см. также §14.1а), посколь¬
ку из-за низкой плотности мала вероятность встретиться трем частицам
сразу в малом объеме. Вместе с тем в лабораторных условиях, а также в
достаточно плотных астрофизических средах, например в звездных ат¬
мосферах, тройные процессы часто доминируют.
Наиболее распространенным и важным среди трехчастичных является
процесс тормозного (свободно-свободного) поглощения. Это процесс,
обратный тормозному излучению — испусканию фотонов при движении
электронов в поле ионов по траекториям, близким к гиперболическим.
Тормозное поглощение возникает, если происходит тройное столкнове¬
ние электрона, иона и фотона, в результате которого фотон исчезает,
передав основную часть энергии электрону. Ион уносит остаток энергии
и основную часть импульса. Этот процесс играет большую роль в форми¬
ровании непрозрачности звездных атмосфер в оптическом и особенно в
инфракрасном диапазоне волн, а также делает непрозрачными зоны Н II
132

и другие участки межзвездной среды в метровом и декаметровом участках
радиодиапазона. Очевидно, он квадратичен по плотности газа.
д) Метод решения и общие свойства системы уравнений теплового и
ионизационного баланса. Эффективность нагрева и охлаждения.
Методы решения. В общем случае система уравнений (9.3) является
системой обыкновенных дифференциальных уравнений типа уравнений
химической кинетики (см. §14.5а). Поскольку в ней имеются многочис¬
ленные слагаемые, очень сильно (экспоненциально) зависящие от темпе¬
ратуры и квадратично от концентраций (см. ниже в этом параграфе и
§11), то малые изменения параметров способны сильно изменить значе¬
ния отдельных членов уравнения. Несмотря на такую потенциальную
возможность резких изменений, реальная зависимость параметров от
температуры и плотности носит в общем характер плавных изменений
(см. §11). Системы дифференциальных уравнений, обладающие такими
свойствами, получили название жестких. Аналитически они обычно не
решаются. Использование стандартных методов численного интегриро¬
вания оказывается не эффективным, так как требует расчетов с очень
мелкими шагами по времени. Поэтому обычно применяются специаль¬
ные неявные схемы интегрирования [4 ].
Для стационарных сред, в которых все производные по времени в
левых частях уравнений (9.3а) и (9.36) равны нулю, уравнения баланса
являются системой сильно нелинейных алгебраических уравнений. Для
их решения применяют различные итеративные методы.
Короналъный предел. Все члены уравнения теплового баланса (9.3а),
ответственные за нагрев среды различного вида излучениями (включая
космические лучи), бинарны и линейны по плотности (см. предыдущий
раздел), поскольку определяются взаимодействием ионизующего излу¬
чения (фотона или частицы космических лучей) с электроном, атомом
или ионом среды. Поэтому для такого типа нагрева среды можно написать
(9.4)
здесь Gzti пропорциональны потоку И ионизующего агента, yzj — неко¬
торые постоянные или функции температуры.
Формула (9.4) справедлива, только если можно считать заданной фор¬
му спектра нагревающего излучения в рассматриваемой точке среды (для
оптически толстых сред спектр сам определяется состоянием вещества на
пути от источника излучения до места рассмотрения). Такова, например,
ситуация при нагреве газа внутри облака при фотоионизации пыли. С
разными компонентами взаимодействуют существенно различные участ¬
ки спектра нагревающего излучения: например, водород сильнее всего
“реагирует” на электромагнитное излучение в области 600 < 912А,
Не! — на250 S 584А, Не II — на 100 < А < 226А ит.д. ~
Все процессы, определяющие ионизационное равновесие, также явля¬
ются бинарными. Это верно, по крайней мере, если не важны эффекты,
133

указанные в разделе “одночастичные процессы”, т.е. в пределе низкой
плотности. Если необходимо учитывать (и рассчитывать) населенности
возбужденных уровней, кроме бинарных появляются процессы с одним
реагентом: спонтанные радиационные переходы, входящие в уравнения
статистического равновесия в виде суммы с бинарными процессами (см.,
например, уравнение (6.12)). Это приводит к более сложной зависимости
от плотности. Она имеет разные асимптотики в пределах больших и
малых плотностей и нестенскной вид вблизи некоторой критической
плотности (см. (6.18), (7.7) и п. 36 этого параграфа).
Предел низкой плотности получил название коронального предела,
поскольку в условиях Солнца он с хорошей точностью реализуется только
в короне. В равновесных условиях, когда в (9.3) все производные по
времени равны нулю, в корональном пределе можно записать ионизаци¬
онный баланс для каждого иона (Z,i) в виде
2 nz,i П] qi'ij = 2
/ . i
здесь q и q — коэффициент скорости процессов, увеличивающих и
уменьшающих nz,i при взаимодействии с частицей типа/.
Скорость охлаждения в корональном пределе (см. п. Зв) также опре¬
деляется только бинарными процессами, т.е.
Л = J пЫ . (9-6)
квадрат плотности среды (или квадрат полной концентрации частиц п ),
то в качестве переменных можно использовать относительные содержа¬
ния ионов:
xzti = nzti In
(9.7)
и отношение потока ионизующего агента к полной концентрации частиц
в среде п (9.3д):
(9.8)
Для (9.5) это может делать практически всегда, если не надо учиты¬
вать населенности возбужденных уровней. Для (9.6) следует принимать
во внимание оговорки, сделанные в п. 36.
Итак, в корональном пределе одновременное изменение в одинаковое
число раз плотности среды и потока ионизующего агента не меняет ни
набора величин xzj, ни температуры среды Т, от которой зависят в общем
случае коэффициенты yzj , q%,ij, Az./J*
Ионизационное состояние среды; эффективности нагрева и охлаж¬
дения. Если зафиксировать Я и л, т.е. Л, то решение системы ионизаци¬
онного и теплового равновесия позволит определить температуру Т и
ионизационное состояние среды: совокупность X величин xz,f-
(9.9)
134

Каждому значению h будут отвечать свои 7 и X . Поэтому можно считать,
что
Х = Х(7). (9.10)
В этом случае скорость нагрева Г удобно представить в виде
Г = л(7(Т). (9.11)
Здесь Gназывается эффективностью нагрева и является функцией тем¬
пературы (по крайней мере через зависимость (9.10)). Ее размерность
эрг/с. Аналогично можно представить и скорость охлаждения:
Л = п2Л(Т). <912)
ЗдесьЛ(Т) —эффективность охлаждения (размерность эрг см3 с'1).
Как указывалось выше, Г является линейной, а Л — квадратичной фун¬
кциями плотности среды.
Детальный анализ показывает, что при многих механизмах нагрева и
во всяком случае при нагреве рентгеновскими и космическими лучами
(см. §10, 11) эффективность нагрева G (Т) при не очень высоких темпе¬
ратурах является слабой функцией 7, т.е., исключая узкие участки тем¬
пературы, G (Т) меняется заметно медленнее, чем по линейному закону
(Id In G(T)/dlnT К 1).
Напротив, зависимость! (Т) имеет сложный вид с резкими перепада¬
ми величины в отдельных областях температур (см. п. 36 этого параграфа
и §11.3, 11.56 и 11.7, рис. 11.4 и 11.6).
2. Основные элементарные атомные процессы,
определяющие физические условия в областях НI
В этом разделе последовательно охарактеризованы основные типы
процессов, входящих в систему уравнений (9.3) и играющих важную роль
в областях Н I межзвездной среды. Процессами взаимодействия рентге¬
новских и космических лучей с межзвездным газом посвящен следующий
параграф. Ряд элементарных процессов, важных в других условиях в
межзвездной среде, описан в §11.
а) Фотоионизация.
Донорные элементы. В областях НI межзвездной среды важную роль
для ионизации ее играет ультрафиолетовое излучение звезд. За пределы
зон НII выходит в основном лишь излучение с длинами волн! > 912А, не
способное поглощаться атомами водорода в основном состоянии (энергия
фотонов hv < 13,60 эВ — потенциала ионизации водорода).
В межзвездной среде, где атомы находятся лишь в невозбужденных
состояниях, излучение с! > 912а может эффективно взаимодействовать
с теми компонентами газа, которые имеют потенциалы меньше, чем у
водорода. Это так называемые донорные элементы: основным из них
является углерод, среди других — кремний, сера, железо и ряд менее
распространенных элементов. У углерода потенциал ионизации
135

X «11,8 эВ» поэтому фотоны с длинами волн 912 <Л < 1101А ионизуют его
(см, §7.56). При “нормальном” космическом содержании элементов до¬
норные элементы составляют 4 • 10'4 от числа атомов водорода. Важным
процессом является также фотоэмиссия электронов из пылинок, для ко¬
торых работа выхода фотоэлектрона обычно не превышает 8-9 эВ (см.
§17.66).
Скорость ионизации. Пу^ть orz,/(v) — сечение фотоионизации иона i
элемента Z фотонами частотой v, a I? — интенсивность излучения на ча¬
стоте v. Тогда скорость фотоионизации £z,i иона i элемента Z равна
00 Ту
= f<rz^(v)-^dQdv, (9.13)
А
где интеграл берется по всем телесным углам О и всем частотам, способ¬
ным ионизировать рассматриваемый ион (энергия фотона Ли >%zj — по¬
рога ионизации иона). Величины £z,i имеют размерность с'1 и показыва¬
ют, как часто ионизируется ион (Z,/). В уравнения (9.36) входят произ¬
ведения nz,i tz,i • Для равномерно распределенного по углам суммарного
излучения звезд в окрестности Солнца в Галактике поток xlv с / г2
и соответствующая ему характерная величина скорости ионизации ? для
атомов донорных элементов равны
ЯЛ ® 1,510_15эрг см_2' с_, А_1, е « 3-1О_,ос“|. <914>
Значения £ меньше у некоторых элементов с аномально малыми сече¬
ниями поглощения az,t из основного состояния (Na I, К I, Са II).
б) Радиационная рекомбинация.
Типы рекомбинаций. Противоположный ионизации процесс соедине¬
ния электронов с ионами называется рекомбинацией. В зависимости от
способа уноса выделяющейся при рекомбинации энергии процессы ре¬
комбинации разделяются на ряд классов. При радиационной рекомбина¬
ции, называемой также фоторекомбинацией, избыточная энергия
уносится фотоном. При тройной рекомбинации, кратко обсуждавшейся
в §7.За, энергия передается третьей частице — обычно электрону, ока¬
завшемуся в процессе рекомбинации поблизости к соединяющимся элек¬
трону и иону. В горячей космической плазме важную роль играет
диэлектронная рекомбинация (см. §11.2а), когда избыточная энергия
передается во внутренние степени свободы образующегося многоэлект¬
ронного атома или иона и возникает система с двумя возбужденными
электронами. При рекомбинации молекулярных ионов преобладает дис¬
социативная рекомбинация, приводящая к развалу образующейся при
рекомбинации молекулы (см. § 14.2а). Наконец, в ряде практически важ¬
ных случаев атомы и молекулы способны рекомбинировать в результате
процессов перезарядки (см. §11.16).
Процесс радиационной рекомбинации. В холодной атомарной среде
(например, в межзвездных облаках) преобладает радиационная рекомби¬
136

нация» Она» как и все перечисленные виды рекомбинации, кроме трой¬
ной, является бинарным процессом: в ней ион взаимодействует с элект¬
роном, образуя атом или ион на единицу меньшего заряда, и испускается
фотон. Атом (ион) может образоваться как в основном, так и в любом
возбужденном состоянии. Пусть х/ — энергия связи рекомбинировавше¬
го на уровень/электрона с атомным остатком, т.е. с тем ионом, с которым
происходила рекомбинация. Тогда за¬
кон сохранения энергии имеет вид
/b=%/+mev2/2, (9.15)
здесь mev2/2 — кинетическая энергия
рекомбинирующего электрона (рис.
9.1), Лм — энергия испущенного фото¬
на. Поскольку кинетическая энергия
электрона до рекомбинации не кванто¬
вана, образуется непрерывный спектр
излучения фотонов, ограниченный со
стороны малых энергий значением х/.
Это излучение является одним из важ¬
ных механизмов образования непре¬
рывного спектра в зонах ионизованного
водорода [5, §2; 6, §26 ]. Образующиеся
фотоны обычно свободно уходят из сре¬
ды, не взаимодействуя с ней.
Рис. 9.1. Схема, изображающая процесс радиа¬
ционной рекомбинации. Показана система уров¬
ней атома и положение электрона в континууме
до рекомбинации. Вертикальная стрелка—пере¬
ход электрона из континуума в связанное состоя¬
ние с испусканием фотона —номер уровня j—1 —

Важнейшим исключением является рекомбинация атомов водорода на основной уро¬
вень. Образующиеся в этом случае фотоны снова способны ионизовать водород с основного
уровня. Высокое содержание водорода в космической плазме приводит в большинстве слу¬
чаев к непрозрачности среды для таких фотонов [5, §1 ]. Межзвездная среда часто оптически
толста также для низкочастотного радиоизлучения (см. конец §7.4) и радиоизлучения в
сильных линиях Н I (21 см) и СО (2,6 мм), однако на ионизованное равновесие это
обстоятельство влияния практически не оказывает.
Возбужденные атомы (ионы), образовавшиеся при рекомбинации, не
разрушаются, а испускают один или несколько фотонов в спектральных
линиях и переходят в основное состояние. Поэтому скорость соединения
ионов с электронами определяется суммой скоростей рекомбинации на
все уровни образующейся системы.
Коэффициент рекомбинации. Скорость рекомбинации задается коэф¬
137

фициентом рекомбинации а, просуммированным по коэффициентам ре¬
комбинации на отдельные уровни:
а = 2 а J • (9.16)
J
Сумму следует брать по всем уровням, начиная с первого и формально
до бесконечности.
При вычислении скорости рекомбинации в конкретных случаях надо проявлять осто¬
рожность. Например, для среды, непрозрачной в линиях серии Лаймана, удобно учитывать
рекомбинации только на возбужденные уровни, т.е. использовать сумму (9.16) для / £ 2 .
Более точные расчеты требуют написания уравнения статистического равновесия для пер¬
вого уровня водорода, решаемого совместно с переносом излучения в лаймановском конти¬
нууме [5, §3; 6, §27.1]. Проблемы возникают и с верхним пределам для суммы (9.16).
Во-первых, имеются ограничения по плотности для существования и заселения высоких
уровней (§ 7.2). Во-вторых, интенсивное перераспределение атомов между высокими уров¬
нями за счет процессов столкновений с электронами (§ 7.3а) приводит к картине “блужда¬
ния’* электрона по высоковозбужденным состояниям, которые не всегда оканчиваются
переходом на нижние уровни. Альтернативой является возврат в континуум — ионизация
электронным ударом [7]. Кинетика “блуждания” по уровням энергии важна, например, для
расчета процесса рекомбинации вещества в расширяющейся Вселенной. Однако коэффи¬
циенты радиационной рекомбинации быстро убывают с ростом номера уровня /, что делае г
ограничение на / сверху в сумме (9.16) несущественным.
Количество рекомбинаций в единице объема за единицу времени рав¬
но nz,ine<x (Т). Коэффициент рекомбинации на уровень j вычисляется
через сечение рекомбинации a(v) так же, как и коэффициент возбужде¬
ния ударом (6.3). Однако интегрирование следует проводить по всем
энергиям, начиная от 0. Сечение рекомбинации на любой уровень связано
с сечением фотоионизации с этого уровня принципом детального баланса
(см. §6.3а). Сечения фотоионизации обычно вычисляются квантомехани¬
чески, а для основных уровней их чаще находят из эксперимента (см.
примерна рис. 10.1).
Вероятность рекомбинации тем больше, чем дольше электрон и ион
взаимодействуют между собой. В результате частицы с малыми относи¬
тельными скоростями рекомбинируют эффективнее. Если бы коэффици¬
ент рекомбинации а определялся только временем пребывания взаимо¬
действующих частиц рядом, то в среде с температурой Т величина а бы¬
ла бы пропорциональна Т ~ , поскольку время взаимодействия обратно
пропорционально средней скорости тепловых движений, а она в свою
очередь пропорциональна Т . Реальные зависимости а(Т) являются
несколько более крутыми, с показателями степени между -0,5 и -1,5.
При рекомбинации на уровень /. энергия связи которого х/» кТ, коэффициент реком¬
бинации aj ~ Т “l^2Z2, где Z—заряд рекомбинирующего иона. При рекомбинации на уровни
с Xj « кТ величина aj~T Полный коэффициент рекомбинации а равен сумме aj
по всем / и поэтому имеет зависимость от температуры, среднюю между указанными преде¬
лами. Очевидно, что при 7, стремящейся к 0, зависимость а (Т) приближается к Т |/2,
а при кТ больше энергии связи gi электрона в основном состоянии а(7) — Т ”3^2.
Характерное значение полной скорости рекомбинации на все уровни
с образованием нейтральных атомов в условиях холодной межзвездной
138

среды (Т=30-100 К) а» 10 псм3/с.ПритемпературезонНИ (Т=104К)
характерное значение а •» 3 • 10’13см3/с (табл. 9.1).
Таблица 9.1
Параметры, описывающие зависимость скорости рекомбинации водородоподобных
ионов от температуры*
T/Z2
10
100
1000
3160
ю4
3.16 -го4
ю5
3,16-ю5
ю6
ю7
Ф|О1
10,9
8,56
6,29
5,18
4,12
3,11
2,27
1,23
0,50
0,058
Ф|
1,60
1,60
1,60
1,58
1,54
1,46
1,38
0,75
0,31
0,035
Р
0,98
0,86
0,80
0,74
0,68
0,58
0,43
0,26
0,14
0,030
* Коэффициент рекомбинации представлен в виде а = 10 11Z2T 1/2 Ф(Т/И2) см3 с-1.
Температура Т — в К, Z — заряд ядра водородоподобного иона (для водорода Z - 1).
Фю1 соответствует полной скорости рекомбинации, Ф| — рекомбинации на первый
(основной) уровень. Коэффициент fl указывает среднюю энергию рекомбинирующих
электронов в единицах кТ (< Е > = flkT).
в) Столкновительное возбуждение уровней с последующим излуче¬
нием фотонов, покидающих рассматриваемый участок среды, — основ¬
ной процесс охлаждения межзвездного газа (см. ниже п. 36 в этом
параграфе и §11.3).
Тонкая структура основных термов атомов и ионов. В условиях
холодной (Т £ 100К, кТ & 0,01 эВ) среды частицы способны возбудить
только наиболее низкие уровни атомов и ионов, лежащие выше основного
не более, чем на несколько сотых долей эВ. Такие уровни имеются не у
каждого атома и иона, а лишь у тех, у которых основное состояние (ос¬
новной терм) расщеплено на ряд уровней, определяющих тонкую струк¬
туру атомных термов.
У наиболее распространенных элементов — водорода и гелия — такое
расщепление отсутствует (сверхтонкое расщепление основного состава
атомов водорода (см. §6) столь мало, что излучаемые в линии 21 см
фотоны уносят из среды очень мало энергии и не играют роли в энергети¬
ческом балансе областей Н I). Среди ионов, обильно представленных в
холодных участках межзвездной среды (в облаках Н I), подходящие пе¬
реходы имеются (рис. 9.2, табл. 9.2) у СII, О I, Si II, Fe II. Все они лежат
2р Зр *5°
2

3/2 — 7

1/2 0 - 3/2 —
р1 р р
CHjSilL CI, ОНГ N1,01
Рис. 9.2. Тонкая структура основных термов атомов и ионов с незаполненной р-подобо-
лочкой. Слева рядом с изображением уровней энергии указаны квантовые числа полного
электронного момента /
‘Р
1
2
3/2
139

в далеком инфракрасном диапазоне. Низкая тепловая энергия частиц
среды приводит к возможности излучения только низкоэнергичных, а
значит, длинноволновых фотонов.
Таблица 9.2
Инфракрасные переходы между уровнями тонкой структуры основных электронных
термов м ионов, играющие важную роль в охлаждении межзвездного газа
Ион
Конфигурация
Переход
Длина валим.
Коэффициент
Эйнштейна
С1
2р2
’Pl-’Po
609,13
7.8-10—*
’Pl—ъ
370,41
2,7 10_т
СП
2р'
^3/2 — ’Pl/»
156.25
2,4-10_*
OI
2р4
3Р| — 3Р1
63,2
8,9-10~5
3Ро-эР|
147
1,7- W’
ОШ
2р2
2Р|-3Ро
38,18
2,6-10~5
*Р2 —*Р|
51,7
9,7-10“*
Nell
2р5
2Р|/2-2Рз/2
12,79
8,6-10“3
Sill
зр*
2Рз/2-2Р|/2
34,84
2,13-10—4
Fell
3d*4s
*07/2 — *О,/2
26
*07/2 - *О,/2
35
Наиболее длинноволновые переходы принадлежат нейтральному уг¬
лероду С 1 U я 609 мкм и Л * 370 мкм). Однако в облаках, где эти перехо¬
ды могли бы играть существенную роль в охлаждении, углерод находится
преимущественно в молекулярном состоянии (см. §14.5). Действительно,
эти линии наблюдаются в спектрах молекулярных облаков и показывают,
что заметная (около 10%) часть углерода в них оказывается в атомарном
состоянии. Но вклад линий СI в охлаждение газа в молекулярных облаках
мал.
В молекулярных облаках охлаждение определяется в основном излу¬
чением во вращательных переходах молекул СО и, видимо, отчасти мо¬
лекул НзО. В “теплых” и “горячих” участках молекулярного газа (100-
200 < Т < 2000 К) преобладает охлаждение молекулами Нг (см. §15.6).
Процесс возбуждения. Возбуждение вышеуказанных уровней может
производиться столкновениями атомов и ионов с любыми частицами сре¬
ды. Наиболее эффективны в этом отношении самые легкие и подвижные
частицы — электроны. Однако при низкой степени ионизации среды
(меньше 1 %) существенными становятся столкновения с тяжелыми час¬
тицами, среди которых преобладает атомарный водород. В областях, где
140

водород находится преимущественно в молекулярной форме, важным
является ударное возбуждение молекулами Нг.
При столкновениях с электронами уровни ионов возбуждаются эф¬
фективнее, чем атомов. Поэтому ионы при прочих равных условиях яв¬
ляются более эффективными охладителями среды, чем нейтральные
атомы. Это связано с поведением сечений возбуждения и (v) вблизи поро¬
га реакции vo. Для нейтральных атомов сечений возбуждения вблизи
порога (v > vo) возрастает по линейному закону, проходит максимум и
затем спадает по закону, близкому к
степенному с показателем степени
обычно от 2 до б (рис. 9.3,а). Макси¬
мальные значения сечения достигаются
при скорости столкновения, не сильно
отличающейся от скорости возбуждае¬
мого электрона в модели атома Бора. В
максимуме сечение приближается (по
порядку величины) к газокинетическо¬
му значению 10'16 см'2.
Рис. 9.3. Качественная картина зависимости се¬
чений a (v) возбуждения электроном атома (ввер¬
ху) и иона (внизу) от скорости электрона v, vo —
порог реакции
Положительно заряженные ионы притягивают к себе электроны. По¬
этому даже исходно очень медленный электрон вблизи иона приобретает
скорость, близкую к оптимальной. В результате сечение возбуждения
ионов у порога начинается сразу с конечного значения, близкого к мак¬
симальному (для иона с зарядом z оно примерно в (z + I)2 раз меньше
газокинетического), и далее спадает по закону, близкому к степенному
(рис. 9,3,6).
При возбуждении запрещенных переходов (переходы между уровня¬
ми тонкой структуры являются магнитодипольными, так как у них не
изменяется орбитальный момент электронной оболочки L) электрон не
может непосредственно перейти из основного состояния в метастабиль-
ное. Процессы возбуждения или снятия возбуждения (деактивации) про¬
исходят, как и в случае линии 21 см водорода (см. §6.3а), путем обмена
электронами: на языке классической физики можно сказать, что налета¬
ющий электрон (или электрон из налетающего аюма, иона, молекулы)
попадает в возбужденное состояние, а электрон возбуждаемого атома
улетает (самостоятельно или в составе возбуждающей частицы). Строго
говоря, электроны — неразличимые частицы, поэтому на языке кванто¬
вой механики следует говорить об обмене моментами, обычно спинами.
При столкновении двух тяжелых частиц на время сближения до рас¬
141

стояния нескольких А образуется квазимолекула. Один или больше элек¬
тронов обобществляются, т.е. переходят на орбитали, охватывающие оба
ядра. При удалении сталкивающихся частиц друг от друга орбитали раз¬
рываются, и некоторые электроны могут оказаться в составе не тех час*
тиц, в которых они были до взаимодействия. Учитывая неразличимость
частиц, результатом взаимодействия оказывается, например, поворот
(9.17)
спина электрона в ионе.
Сила столкновений Q. Сечение возбуждения или деактивации за*
прещенных переходов электронным ударом падает за порогом обычно по
закону, близкому к v'2. В связи с этим сечение перехода с уровня / на
уровень к обычно выражают в виде
1 Si \mev) Ansj’
где gj — статистический вес уровня, 2лЯ - h I (mev) — длина волны де
Бройля налетающего электрона, Q — безразмерный параметр, по поряд¬
ку величины равный единице и получивший название силы столкнове¬
ний. Из принципа детального баланса (равенства количеств переходов
между уровнями j и к в термодинамически равновесной среде) следует,
что Qjk e &kj- Строго говоря, Q — не константа, а слабая функция энер¬
гии. На плавные изменения Q накладываются узкие резкие скачки, свя¬
занные с квантовомеханическими резонансами в сечениях возбуждения
и деактивации (рис. 9.4). Иногда сечения возбуждения нейтральных ато¬
мов также представляют в виде (9.17).
В этом случае Q сильно меняется с
энергией (скоростью) частицы. При¬
меры численных значений параметров
Q см. в [8; 9, §5 ], о методах их расчета
см. [10].
Рис. 9.4. Сила столкновения Одл я запрещенного
перехода в ионе серы S П как функция энергии
электрона, испытавшего неупругое рассеяние,
Е—энергия электрона,xi2—энергии возбужде¬
ния (порог реакции)
Коэффициенты возбуждения и деактивации. В среде с максвеллов¬
ским распределением скоростей количество переходов между уровнями
определяется коэффициентами возбуждения и деактивации, связанными
с сечениями соотношением (6.3). Для возбуждения vo в (6.3) больше нуля
и определяется условием (6.4). Для деактивации vo = 0, поскольку снять
возбуждение может частица сколь угодно низкой энергии. В этом случае
интегрирование по максвелловскому распределению скоростей приводит
к выражениям сечений (9.17)
142

(9.18а)
(9.186)
Выражение (9.18а) дает величину коэффициента возбуждения уровня к
с уровня /, а (9.186) — величину коэффициента деактивации.
При усреднении по максвелловскому распределению скоростей резо¬
нансы в величинах сил столкновений (см. рис. 9.4) сглаживаются. Поэто¬
му обычно учет их дает лишь небольшие поправки к скоростям
возбуждения и деактивации [8 ]. Для молекул в редких случаях и при
деактивации может возникнуть порог реакции. Например, он есть при
снятии возбуждения с вращательного уровня / в I молекулы Нг в (Нг—
Н2)“ и (Н2—Н)-столкновениях по причинам, обсужденным в §12.36.
Поскольку процессы бинарны, количество актов возбуждения (деак¬
тивации) в единице объема в единицу времени определяется произведе¬
нием пе nj qjk для возбуждения и пе пк Qkj для деактивации, где п/ и пк —
концентрации ионов на уровнях /и к соответственно (/<£).
Коэффициенты возбуждения и деактивации для взаимодействия с
другими частицами могут быть аппроксимированы выражениями, близ¬
кими к (9.18):
Qjk = CjkT те~**/кТ, qk] = CkjT m.
(9.19)
В отличие от возбуждения электронным ударом, для которого показатель
степени т - -1/2, для возбуждения нейтральными атомами водорода
лучше подходит т " +1/3. Потенциалы возбуждения да часто выражают
в шкале температур аналогично (7.8):
(9.20)
В этом случае экспоненциальные множители в (9.18а), (9.19) имеют вид
ехр(-Т*/77.
3. Тепловое и ионизационное состояние областей НI
Нагрев и ионизацию холодных участков атомарной межзвездной сре¬
ды впервые детально рассчитал Спитцер в 1948-1950 гг. [11]. Наиболее
важные результаты относились к ионизации донорных элементов.
а) Ионизационное равновесие для донорных элементов. В холодных
участках межзвездной среды могут существовать в основном лишь нейт¬
ральные атомы и однократные ионы. Для донорных элементов в поле
ультрафиолетового излучения звезд уравнение для ионизационного рав¬
новесия сводится к соотношению между скоростью фотоионизации и ра¬
диационной рекомбинацией:
Па = nin^ota(T) , (9.21)
143

здесь индекс а означает нейтральные атомы, i — ионы, аа — коэффици¬
ент рекомбинации, приводящей к образованию атома. Из данных, ука¬
занных в п. 2а (9.14) и 26, можно видеть, что для донорных элементов
типично отношение
(9.22)
Для средней в межзвездной среде концентрации электронов ле- 0,03 см“л
донорные элементы ионизованы на 99,9%, т.е. однократная ионизация
для них практически полная. В запыленных участках межзвездной среды
(внутри плотных межзвездных облаков) ультрафиолетовое излучение
сильно ослаблено, и степень ионизации оказывается меньше. Но в обла¬
стях с экстинкцией света в оптическом диапазоне Л у < Зш ультрафио¬
летовое излучение ослаблено меньше, чем в 103 раз, и донорные элемен¬
ты по-прежнему в основном ионизованы (см. § 14.5).
б) Охлаждение. Исторически первый механизм охлаждения межзвез¬
дной среды был предложен Эддингтоном в 1926 г. [1 ]. Он предполагал,
что межзвездный газ охлаждается за счет столкновения с межзвездными
пылинками: атомы отдают энергию пылинкам, нагревая их, а те излуча¬
ют избыточную энергию в инфракрасном диапазоне. Оказалось, однако,
что этот механизм эффективно работает лишь в самых плотных и холод¬
ных участках межзвездной среды (в протозвездных конденсациях), где
велика частота столкновений с пылинками и подавлены другие механиз¬
мы охлаждения, и может работать в очень горячем газе.
Процесс охлаждения при излучении в спектральных линиях. Спитцер
[11 ] нашел, что более эффективно холодный межзвездный газ остывает,
излучая энергию в спектральных линиях. Электроны или другие части¬
цы, сталкиваясь с атомами и ионами, возбуждают у них различные уров¬
ни, отдавая на это часть своей кинетической энергии. Далее спонтанные
переходы с возбужденных уровней образуют фотоны, уносящие энергию
из среды. Охлаждение рассматриваемого участка среды означает умень¬
шение тепловой энергии, приходящейся на одну частицу. Столкнови-
тельное возбуждение охлаждает газ, если выполняются три условия.
Во-первых, на возбуждение была израсходована тепловая энергия.
Это происходит в том случае, если столкновение состоялось не с частицей
космических лучей или какой-либо другой, несущей нетепловую энер¬
гию, а с частицей, успевшей в результате многочисленных упругих стол¬
кновений термализоваться, т.е. “вписаться” в максвелловское распреде¬
ление скоростей, определяющее температуру среды.
Во-вторых, необходимо, чтобы в результате возбуждения испустился
фотон. Если вместо излучения произойдет столкновительная деактива¬
ция возбужденного уровня, энергия снова перейдет в тепло (после терма¬
лизации частицы, совершившей деактивацию).
В-третьих, требуется, чтобы испущенный в результате возбуждения
фотон покинул рассматриваемый элемент объема среды (например, ту¬
манность, облако или их часть, подлежащую рассмотрению). Прежде чем
144

уйти из среды, фотон может испытать многократные рассеяния. Однако
необходимо, чтобы в результате рассеяний не произошло истинное погло¬
щение его и энергия не вернулась в рассматриваемый элемент объема в
виде тепловой энергии.
Обратим внимание на важность окончания фразы “в виде тепловой
энергии”. В областях Н II имеется сильное поле излучения в линии лай¬
ман-альфа (£«) водорода. Образуется оно в основном вследствие реком¬
бинации, но в планетарных туманностях с Т> 104К некоторый вклад
вносит ударное возбуждение, т.е. данный процесс является механизмом
охлаждения, хотя и не преобладающим. Фотоны лайман-альфа в основ¬
ном погибают внутри зоны ЯII при поглощении пылинками. Но пылинки,
нагревшись, не передают эту энергию газу, а излучают ее в инфракрасном
диапазоне (см. §16.4), в котором зоны Н II прозрачны. В результате
энергия фотона лайман-альфа уходит из среды. Иными словами, с точки
зрения энергетического баланса газа не происходит истинного поглоще¬
ния, т.е. передачи энергии в тепло, — энергия переизлучается в другом
спектральном диапазоне. Вместе с тем этот процесс очень важен для
энергетического баланса пылинок в зонах Н I! (см. §17.5). Как правило,
картина аналогична для областей НI (см. ниже).
Объемный коэффициент охлаждения. Из предыдущего раздела сле¬
дует, что объемный коэффициент охлаждения среды уходящими из нее
фотонами с энергией /Ь/*, излученными в результате возбуждения уров¬
ня к атома (иона), находившегося на уровне/, ударами тепловых частиц
с концентрацией п, определяется разностью скоростей возбуждения и
деактивации:
Л/л(Г) = кщГп/ п qik(T)_ пк п эд(Г)1 > (9.23)
а полная скорость энергопотерь Л(Т) вычисляется как сумма членов
\*к для всех уровней всех ионов всех элементов при ударном возбуждении
всеми видами частиц.
Уравнение баланса, описывающее отношение населенностей уровней
nj и пк, при учете только двух этих уровней (в двухуровневом приближе¬
ний) обычно определяется процессами возбуждения и деактивации час¬
тицами и спонтанными переходами:
л/ п qjk(T) - пкп qkj(T) 4- пк Ац; (9.24)
здесь Ак] — коэффициент Эйнштейна спонтанных переходов. В отличие
от радиодиапазона (см. §6.3г) в инфракрасном влияние индуцированных
переходов обычно мало (мало число заполнения для фотонов (6.21)).
Поэтому они в (9.24) не выписаны. Из (9.24) получаем
П* = П....»У.ЖР
к 1 п qkj(T) + Akj •
Как и для линии 21 см (см. (6.18)), можно ввести критическую концент¬
рацию возбуждающих частиц исг, такую, что
пег qkj (Г) = Akj.
(9.25)
(9.26)
145

Как видно из (9.186) и (9.19), пег является слабой функцией температуры.
В этом случае Ад может быть записана в виде
Лд(Т) = л *7* л/ п pjcr / (п + /1сг)1 ♦ (9.27)
При п « пег каждое возбуждение прИЪодит к испусканию фотона,
охлаждающего газ. В этом случае из (9.25) следует, что пк « nj, точнее,
пк!gk « т-е-все зтомы (ионы) находятся в основном состоянии /, а
Лд при фиксированном ионизационном составе газа согласно (9.27) про¬
порционально квадрату плотности р2, так как щ ~ р и п ~ р .
При п» net Kjk продолжает возрастать с ростом п. но лишь пропорци¬
онально л, а эффективность охлаждения Ад - Ад In на переходах с
лег « л пренебрежимо мала по сравнению с переходами, для которых
лег » л (при прочих равных условиях). В этом случае населенность воз¬
бужденных уровней, определяясь парой взаимообратных элементарных
процессов (возбуждением и деактивацией ударами), стремится к термо¬
динамически равновесной, т.е. задаваемой распределением Больцмана.
При высокой плотности охлаждение газа происходит в основном на
переходах с большими значениями лсг.
Охлаждение облаков НII. Как видно изрис. 9.2, в холодных областях
НI возможно возбуждение уровней термов и 3Р. Термы 2Р расщеплены
на два уровня с полным моментом / » 3/2 и 1/2. Между ними возможен
лишь один переход. В то же время термы 3Р являются триплетами, между
тремя уровнями которых в принципе возможны три перехода. Однако
переходы J « 2 0 дважды запрещены (по величинам изменения J и L) и
столь слабы (коэффициент Эйнштейна А 20" Ю’10—Ю’^с’1), что для них
во всех важных случаях псг« л, и они не играют роли в охлаждении
среды. Прочие переходы имеют Ацж 10'2—10’х1 (см. табл. 9.2), и при
Т = 100 К критические плотности для ударов электронами псг,е в основном
лежат в пределах 1—100 см’3, а для взаимодействия с атомами Н I лсг,н
порядка 103см'3 и более. В результате обычно в зонах НI для них л « лСг,
и они эффективно охлаждают среду. В пределе п«псг Ajk может быть
аппроксимировано выражением (см. (9.19), (9.20) и (9.27))
Л/к = ХдТмехр(-Т*/Т) njn
(9.28)
или двумя членами такого же вида (для переходов между нижними уров¬
нями в триплетах); здесь Kjk — некоторые константы. В табл. 9.3 приве¬
дены коэффициенты к выражениям (9.28) для возбуждения ударами
электронов и атомов водорода для переходов, преобладающих при охлаж¬
дении холодных участков областей НI.
Охлаждение теплых участков межзвездной среды. Излучение в инф¬
ракрасных линиях, возникающее при переходах между уровнями основ¬
ных термов обильных атомов и ионов, является главным механизмом
охлаждения межзвездной среды не слишком высокой плотности при тем¬
пературах от несколько десятков до нескольких тысяч кельвинов. С рос¬
том температуры становятся важными возбуждения переходов между
146

Таблица 9.3
Коэффициенты к выражению (9.28) для определения скорости охлаждения межзвезд¬
ного газа в инфракрасных линиях при возбуждении ударами атомов водорода и элект¬
ронами
Ион
А.-
IO24 Kjk |
1 г-к 1
ж
Столкновения с атомами водорода
CI
609
13
62
1/3
0,81
23
1/3
370
2,1
62
1/3
OI
147
1,2
326
1/3
63
2,5
326
1/3
6,4
228
1/3
СП
156
18
92
0
Sill
35
82
413
0
Fell
26
56
961
0
35
138
554
0
84
961
0
Столкновения с электронами
СП
156
250
92
-1/2
01
63+147
0,66 (1-7,7*7 _,/2)
326
1/2
63
1,74(1-7,6*7 ~,/2)
228
1/2
ОШ
33+88
350
440
-1/2
88
230
160
-1/2
Nell
13
ИЗО
260
-1/2
Sill
35
5300
413
-1/2
Fell
35+26
3300
961
-1/2
26
4750
554
-1/2
Значения Кд соответствуют Л, измеряемым в эрг*см *с , а Т — в К. При
возбуждении триплетов переходу между нижними двумя уровнями соответствуют два
члена: один — прямому возбуждению этого уровня, второй — возбуждению верхнего
уровня триплета с последующим спонтанным переходом на средний. Для столкнове¬
ний с атомами они выписаны по отдельности. В случае возбуждения атомов кислорода
ударами электронов зависимость QjktT) сложнее, чем согласно (9.18), что отражено в
виде коэффициентов Кд, зависящих от температуры (в К).
147

основным и более высоким уровнями. При температурах в многие тыся¬
чи К преобладает охлаждение при возбуждении оптических запрещен**
ных линий атомов (в зонах Н I) или ионов (в зонах Н II) азота, кислорода,
серы.
В так называемых теплых областях Н I (при температуре около 104 К)
преобладающим является.охлаждение за счет возбуждения электронны¬
ми ударами второго уровня атома водорода. Наиболее вероятно возбуж¬
дение подуровня 2pi/2, при переходе с которого в основное состояние 1 si /2
образуется фотон линии лайман-альфа (La). Обычно межзвездная среда
обладает очень большой оптической толщиной в этой линии. Вместе с тем
для нее вероятность выживания фотонов при рассеянии в условиях меж¬
звездной среды столь велика [5, §3], что обычно возбуждение линии
лайман-альфа приводит к сильному охлаждению среды. Этому во многом
способствуют градиенты скорости в межзвездном газе, уменьшающие
оптическую толщину среды в линии [6, §27.3], а также межзвездная
пыль, являющаяся основным поглотителем La-фотонов. Как и в описан¬
ном выше случае с зонами НII, при поглощении фотона La пылинка на¬
гревается и излучает энергию в инфракрасном диапазоне в основном в
непрерывном спектре. Д ля таких фотонов межзвездная среда оказывает¬
ся прозрачной (за исключением протозвездных конденсаций), и энергия
уносится из среды.
С меньшей вероятностью возбуждается метастабильный подуровень
2si/2 водорода. Для него наиболее сильным каналом распада являются
двухквантовые (двухфотонные) переходы в основное состояние: при пе¬
реходе 2si/2 lsi/2 испускаются вместо одного фотона в спектральной
линии сразу два (частоты п и п) с суммарной энергией, равной разности
энергий между уровнями Х12 Гб, §26.2 ]:
Ли + М =Х12 . (9.29)
Поэтому каждый из фотонов не имеет фиксированной энергии и обра¬
зуется излучение в непрерывном спектре с длиной волны больше, чем у
линии лайман-альфа ( > 1216А). Это излучение свободно выходит изсре-
ды, охлаждая ее. Коэффициент Эйнштейна для двухквантового перехода
А = 8,3 с”1, критическая плотность лсг,е » 104см“3 при Т-104 К. Поэтому
охлаждение на двухквантовых переходах существенно лишь при пе £ 104
см*3. При пе > ncrte преобладают другие механизмы охлаждения — те,
которые остаются квадратичными по плотности.
Вероятность распада с испусканием более одного фотона имеется для переходов между
любыми уровнями, но обычно вероятность их исчезающе мала по сравнению с однофотон¬
ными, Например, для распада уровня 2рг/2 водорода она в I013 раз меньше, чем для излуче¬
ния линии лайман-альфа. Лишь с некоторых метастабильных уровней двухфотонные
переходы более вероятны, чем однофотонные. Один из них — уровень 2si/2 водорода и
водородоподобных ионов, другой важный случай — распад уровня 2*So Не I и гелиеподоб¬
ных (см. §11.Зв).
Второй уровень атома водорода лежит выше первого на#12 = 10,2 эВ.
148

Для него величина Т* =/12/^ « 118400К. При температуре около юЪс
лишь очень малая часть электронов (~ехр(-7ф/Т) » 10'5) обладает не¬
обходимой для возбуждения энергией. Но малость этой доли компенсиру¬
ется большим количеством атомов водорода по сравнению с атомами
более тяжелых элементов и большей энергией излучаемых фотонов.
При расчете охлаждения среды в линии лайман-альфа приходится
принимать во внимание тот факт, что электроны в далеком “хвосте”
максвелловского распределения (энергия в 10 раз выше средней) очень
медленно восполняются при кулоновских соударениях электронов друг с
другом, но легко расходуются на возбуждение второго уровня водорода.
Поэтому в данном случае при определенных условиях оказывается важ¬
ным отклонение в распределении скоростей электронов от максвеллов¬
7JK
Рис. 9.5. Зависимость от темпера¬
туры скорости охлаждения обла¬
стей НI межзвездной среды
ского, слегка понижающего скорость охлаждения среды в линии
лайман—альфа [12].
Зависимость скорости охлаждения от температуры. С учетом всех
вышеперечисленных процессов скорость охлаждения атомарной меж¬
звездной среды в области температур Т £ 104К имеет вид, изображенный
на рис. 9.5. Вид этой зависимости, впервые выявленный Пикельнером
[13], является универсальным для разреженной среды с космическим
содержанием элементов и, как будет показано ниже, играет роль для
формирования структуры межзвездного газа. Резкий подъем в области
104К связан с возбуждением второго уров¬
ня водорода. В области, переходной между
ней и почти горизонтальной частью кри¬
вой, важную роль играет возбуждение оп¬
тических запрещенных линий. Вся
остальная часть обязана излучению в да¬
леких инфракрасных линиях при возбуж¬
дении уровней основных термов ионов и
атомов среды. Завал при Т < 102К обязан
тому, что в межзвездной среде, в которой
углерод ионизован до СII ультрафиолето¬
вым излучением звезд, отсутствуют пере¬
ходы с 7ф ~XjkJk< 92К (для СI Тф- 23,6К).
Почти горизонтальная область определя¬
ется совокупностью излучения во многих
линиях при Т £ Тф, когда зависимость
(Г) слаба (см. 9.18)).
в) Проблема нагрева областей НI. Механизмы нагрева областей НI
межзвездной среды не столь же универсальны, как для охлаждения. Су¬
ществует довольно широкий спектр механизмов, имеющих разную сте¬
пень значения и универсальности. Полной ясности с тем, какие
источники нагрева преобладают в конкретных условиях ряда структур
областей НI, пока не достигнуто.
149

Спитцер [11] подробно рассмотрел механизм нагрева ультрафиолето¬
вым излучением звезд. Этот механизм, несомненно, действующий всюду
в областях Н I, оказался недостаточным для объяснения наблюдаемой
температуры газа. Таким образом, в большинстве случаев он играет,
видимо, второстепенную роль, преобладая, возможно, лишь в наиболее
плотных и холодных частях среды. Вместе с тем процессы, происходящие
при этом механизме нагрева, являются весьма общими и важными во
многих случаях, определяя, например, нагрев зон НII.
Как указано выше, ультрафиолетовое излучение звезд ионизует ато¬
мы углерода и других донорных элементов. Освобождающийся при фото¬
ионизации электрон получает энергию
mev 2/2 = » (9.30)
где/ — энергия связи отрываемого электрона. Энергия фотоэлектрона,
как правило, значительно выше тепловой. Ее быстрый электрон теряет
при многократных соударениях с тепловыми электронами (при степени
ионизации меньше 0,1 % становятся важны упругие столкновения с ней¬
тральными атомами, главным образом водородом), отдавая другим час¬
тицам. Таким образом, сначала электронный газ, а затем и вся среда
нагреваются.
Количество энергии, которое поступает в единицу объема среды за
единицу времени при ионизации иона i элемента Z фотонами с А > 912А,
равно
Хн',/А ь
Vz,i = nz,tj az,i(y) -j~ (hv-xz,i) dQ dv. (9.31)
XzJh
Обозначения здесь такие же, какв (9.13),xhi “ 13,6 эВ — потенциал
ионизации водорода. Полная скорость нагрева данным механизмом Г
равна сумме Гг,1 для всех донорных элементов. Этот механизм нагрева,
как следует из решения уравнения теплового равновесия (9.1) совместно
с уравнениями ионизационного равновесия донорных элементов, спосо¬
бен нагреть области Н I только до температуры Т » 15К [11 ], что много
ниже типичных значений для межзвездных облаков (Г в 40-120К).
По-видимому, большую роль в нагреве областей НI играет аналогич¬
ный процесс фотоионизации пылинок. Единственное отличие от (9.31)
здесь состоит в том, что в ряде случаев необходимо учитывать электриче¬
ский заряд пылинок (§17.6).
Другой эффект, который, казалось бы, мог играть важную роль, — это
столкновение межзвездных облаков НI. Облака имеют среднюю диспер¬
сию скоростей около 8 км/с. Так как эта скорость намного превышает
скорость звука внутри облака (около 1 км/с), при столкновении облаков
возникает ударная волна, в которой кинетическая энергия сближения
облаков переходит в тепловую.
За фронтом волны газ должен быть нагрет до нескольких тысяч кель¬
винов. Постепенное охлаждение могло бы поддерживать среднее значе¬
150

ние температуры облаков. Однако сжатие газа за фронтом сильной удар¬
ной волны (по крайней мере в 4 раза по сравнению с невозмущенной
областью) увеличивает скорость охлаждения не менее чем в 16 раз (см.
(9.12), (9.28)). Специально проведенные численные расчеты показыва¬
ют, что охлаждение идет столь быстро (за десятки или немногие сотни
тысяч лет) в сравнении с частотой столкновения облаков (раз в 30-100
млн лет), что среднюю температуру облака поддержать на наблюдаемом
уровне таким образом не удается. Более того, сжатый ударной волной газ
стремится охладиться до температуры даже ниже равновесной для исход¬
ной плотности облака.
Найденная в 60-е годы по фарадеевскому вращению плоскости поля¬
ризации радиоисточников (см. §8.2) средняя концентрация электронов
межзвездной среды <пе> 0,01 см”3 показала, что не только донорные
элементы, но также водород и гелий должны быть частично ионизованы
в областях Н I. Действительно, из наблюдении линии 21 см водорода
средняя подиску Галактики концентрация атомов НI равна 0,5-0,7 см"3,
и при космической распространенности донорных элементов это может
обеспечить значение <пе> лишь на уровне около (2-3) • 10’4см”3. Средняя
степень ионизации более 1,5-2% требует, чтобы была частичная иониза¬
ция водорода или гелия. Это означает, что в областях Н I должен быть
агент, способный частично ионизовать эти элементы. Им могут быть либо
космические лучи, либо рентгеновское излучение.
Оба вида проникающей радиации являются очень распространенными
в самых различных объектах Вселенной и вызывают при взаимодействии
с разреженной космической средой целый комплекс процессов, рассмот¬
ренных в §10. Проникающая радиация вызывает одновременно нагрев и
частичную ионизацию газа. В обоих случаях физическое состояние меж¬
звездного газа оказывается сходным. Однако данные наблюдений конца
70-х — начала 80-х годов показали, что мягкого рентгеновского или же¬
сткого ультрафиолетового излучения в диске Галактики недостаточно,
чтобы прогреть основной объем областей Н I, хотя их роль часто велика
вблизи отдельных источников излучения, а также, возможно, в газовом
гало Галактики. Что касается космических лучей, то самая мягкая часть
их спектра (так называемые субкосмические лучи), наиболее сильно
взаимодействующая с межзвездной средой, непосредственно не наблюда¬
ема, а полученные по косвенным данным верхние оценки на количество
субкосмических лучей не противоречат выводу о их важной роли в нагре¬
ве межзвездной среды.
4. Разделение межзвездного газа на облака и межоблачную
среду вследствие тепловой неустойчивости
а) Уравнение состояния вещества областей НI.
Немонотонность зависимости давления от плотности. Исходя из
151

общих свойств уравнений теплового и ионизационного баланса (п. 1д) для
газа низкой плотности (в корональном приближении), уравнение тепло¬
вого равновесия (9.1) можно записать в виде
G(T) = iA(T) , (9.32)
где (7(7) и А(7) — эффективности нагрева и охлаждения (определяются
формулами (9Л1) и (9.12)), ал — полная концентрация частиц (9.3д).
Уравнение (9.32) задает зависимость Т (л) при фиксированном потоке и
спектре энергий частиц нагревающего агента. Учитывая слабую зависи¬
мость (7(7) и характерный вад Л (7) (см. рис. 9.5), получаем в области
Т £ 104К функцию 7(л), показанную на рис. 9.6 (см. линию Т). Приведе¬
ны результаты для двух механизмов нагрева (субкосмическими и рентге¬
новскими лучами). Качественный вид функции Т (л) сохраняется для
любого механизма, у которого эффективность нагрева не является очень
резкой функцией температуры. Т (л) имеет два участка со слабой зави¬
симостью и один с резким изменением Т в соответствии с видом функции
А(7) (см. рис. 9.5).
Рнс. 9.6. Зависимость давления р (дин/см2), температуры Т(Ю и концентрации электронов
ЛгСсм-3) от концентрации атомов водорода я(Н)(см'*> в разреженном газе, нагреваемом
субкосмическими лучами (сплошные линии) и мягким рентгеновским излучением (штри¬
ховые линии)
152

(933)
В условиях областей НI межзвездной среды характерное время уста¬
новления теплового равновесия:
tr = пкТ/К
оказывается порядка 106 лет. За это время в масштабах отдельных обла¬
ков (несколько парсеков) успевает установиться гидростатическое равно¬
весие. Реально межзвездные облака существуют в условиях примерно
постоянного давления в течение времени порядка 107 лет. Таким образом,
кроме уравнения теплового равновесия (9.32) можно записать также ус¬
ловие равенства давлений в различных частях среды:
р = пкТ = const. (9.34)
Подставляя сюда зависимость Т (и), вытекающую из (9.32) (см. рис. 9.6),
получаем, что р зависит от Т, как
р = kTG(T)/X(T). (9.35)
В этом случае р(л) имеет вид, показанный на рис. 9.6 (линия р). Эта
зависимость получается умножением функции Т (л) на постоянную
Больцмана к и концентрацию п.
Зависимость р(п) или р(Т) оказывается немонотонной. Существует
область давлений, в которой одному значению давления р соответствуют
три решения системы уравнений теплового, ионизационного и гидроста¬
тического равновесий с разными п и Т. Как видно из вышеизложенного,
характерная немонотонность в области температур 102-104К определяет¬
ся в основном видом функции охлаждения Л (Г) «Л /п2 (см. рис. 9.5),
т.е. структурой термов элементов, составляющих межзвездную среду, и
составом среды. Поэтому качественно вид р(п) или р(Т) оказывается
одинаковым для очень широкого класса механизмов нагрева среды низкой
плотности.
Облака и межоблачная среда. Нетрудно убедиться, что среднее из трех
решений, соответствующих р - const, в котором зависимость давления от
плотности аномальна (давление падает с ростом плотности), является
неустойчивым относительно малых возмущений. Действительно, пред¬
ставим себе, что в некотором участке объема среды, находящемся в состо¬
янии, описываемом средним из трех решений, произошла флуктуация
плотности. Для определенности предположим, что плотность оказалась
ниже равновесной. Тогда согласно рис. 9.6 давление газа в флуктуации
окажется выше равновесного. Соответствующий участок среды будет
стремиться расшириться дальше, еще более уменьшая свою плотность.
Процесс завершится только по достижению другого решения, соответст¬
вующего меньшей плотности. Аналогично случайное малое увеличение
плотности повлечет за собой переход в состояние, описываемое решением
с наибольшей плотностью среды. Тем же методом нетрудно убедиться, что
два других решения устойчивы относительно малых возмущений плотно¬
сти или температуры.
Одно из двух устойчивых решений соответствует температуре среды в
153

десятки кельвинов (ниже величин 7* из табл. 9.3 и поэтому на крутом
участке кривой Л (7) на рис. 9.5). Эта величина находится в согласии с
температурой межзвездных облаков Н I, измеряемой по радиолинии во¬
дорода 21 см. Концентрация газа в них и « 10 см’3. Среднее значение
температуры около 7- 80 К (см. (6.42)). Ему соответствует второе устой¬
чивое решение с температурой 8—10 тыс. К и концентрацией примерно в
100 раз ниже (давление, т.е. произведение полной концентрации частиц
на температуру п 7, одинаково во всех участках среды):л «0,1 см‘3.
Эти параметры следует приписать межоблачной среде (пространству
между облаками). Ее свойства были предсказаны теоретически на основе
вышеизложенных рассуждений и позже подтверждены наблюдениями.
Межоблачную среду часто называют теплыми участками межзвездной
среды или теплыми областями Н I.
Таким образом, нагрев проникающей радиацией среды, находящейся
в гидростатическом равновесии, позволил объяснить факт существования
изолированных облаков. Впервые соответствующие расчеты выполнены
Пикельнсром [13 ]. Поскольку проникающая радиация не только нагре¬
вает, но и ионизует среду, каждой температуре или плотности можно на
основе уравнений (9.36) и (9.3г) поставить в соответствие определенную
концентрацию электронов. На рис. 9.6 приведены зависимости концент¬
рации электронов пе от частиц среды п для случаев нагрева субкосмиче¬
скими и мягкими рентгеновскими лучами с подходящими потоками
излучения. Видно, что, хотя п и 7 различаются в обеих фазах среды
(облаках и межоблачной среде) на два порядка, пе примерно одинаково в
них. Это означает, что степень ионизации отличается в них сильно, со¬
ставляя десятые доли процента, а в межоблачной среде — десятки про¬
центов.
б) Тепловая неустойчивость. Разделение среды на облака и межоб¬
лачную среду является следствием неустойчивости теплового равновесия
газа с космическим содержанием элементов в условиях гидростатическо¬
го равновесия. Этот вид неустойчивости получил название тепловой
неустойчивости. Она играет важную роль как в различных процессах в
межзвездной среде, так и во многих других астрофизических объектах (в
звездных атмосферах, возможно, в активных галактических ядрах, в
процессах развития протогалактик и др.).
Условия возникновения тепловой неустойчивости можно получить
стандартным методом исследования на устойчивость. Для этого необхо¬
димо написать систему уравнений гидростатики совместно с уравнениями
состояния идеального газа и уравнением теплового баланса (9.3а). Далее
методом малых возмущений [14,15 ] найти диапазон частот и простран¬
ственных масштабов, при которых среда оказывается неустойчивой для
периодических возмущений малой амплитуды. Детальный анализ усло¬
вий тепловой неустойчивости выполнил Филд [16]. Основные результаты
154

можно найти в [ 15 ], а в случае развития неустойчивости в неравновесных
условиях — в [17 ].
Среда термически неустойчива (в ней развивается тепловая неустой¬
чивость), если выполняется любое из неравенств
<Zln Т/(/1п л< —1, dlnp/JlnT>0. <9.36)
Характерный масштаб, на котором неустойчивость развивается быстрее
всего, определяется противодействием двух факторов. С одной стороны,
скорость развития неустойчивости ограничена скоростью звука в среде,
поэтому чем мельче фрагмент, тем быстрее он может отделиться от дру¬
гих. С другой стороны, теплопроводность сглаживает неоднородности
температуры, препятствуя возникновению очень мелких возмущений. В
условиях областей Н 1 межзвездной среды быстрее всего развиваются
неоднородности масштабом 0,1-1 пк.
В отличие от гравитационной (джинсовской) неустойчивости гравита¬
ционное поле фрагментирующего газа не играет здесь никакой роли. В
результате тепловая неустойчивость способна приводить к формирова¬
нию маломассивных неоднородностей с сильным контрастом плотности и
температуры с окружающим газом.
Возмущения, возникающие как малые неоднородности температуры
за время, в несколько раз превышающее инкремент неустойчивости (вре¬
мя роста возмущений в е раз), вырастают до уровня, когда флуктуации
величин становятся порядка самих величин, т.е. входят в нелинейную
фазу развития. Ее удается исследовать лишь численно. Расчеты показы¬
вают, что за время около 5-6 инкрементов неустойчивости развиваются
мелкие плотные и холодные “капли” межзвездной среды, которые, по-
видимому, слипаясь, создают облака.
в) Равновесие фаз. Немонотонность функции р(п), приводящая к раз¬
витию неустойчивости, качественно соответствует виду зависимости дав¬
ления от удельного объема v - л’1, следующей из уравнения
Ван-дер-Ваальса для неидеального газа (рис. 9.7). В последнем случае,
как и при тепловой неустойчивости, немонотонная зависимость p(v) объ¬
ясняет разбиение среды на две фазы: жидкую и газообразную. Аналогом
жидкой фазы в межзвездной среде являются облака, а газообразной —
межоблачная среда. Как известно, сосуществованию двух фаз на плоско¬
сти p(v) соответствует горизонтальная прямая, такая, что площади обла¬
стей, заштрихованных на рис. 9.7,
совпадают (правило Максвелла [18]).
Рис. 9.7. Уравнение Ван-дер-Ваальса состояния не¬
идеального газа. По осям отложены давление р и
удельный объем v - и'1. Горизонтальная прямая ука¬
зывает линию равновесия жидкой и газообразной
фаз. Заштрихованы области, определяющие правил
Максвелла равновесия фаз
155

Участок кривой p(v) под горизонтальной линией соответствует перегре¬
той жидкости, а над ней — переохлажденному пару. Появление затра¬
вочных неоднородностей быстро ликвидирует указанные неравновесные
состояния.
При развитии тепловой неустойчивости равновесие также достигается
только при определенном давлении рравд, при котором интеграл по объему
среды V
(9.37)
[19]. Прир # рравн происходит медленный обмен массы между облаками
и межоблачной средой: если р < рравн, межзвездные облака испаряются,
увеличивая давление межоблачной среды, а при р > рравн идет конденса¬
ция вещества с увеличением доли массы облаков. Однако в условиях
межзвездной среды в Галактике для установления равновесного состоя¬
ния необходимо около 100 млн лет. На таких временах условия в меж¬
звездной среде заведомо нестационарны: давление меняется из-за
движения газа поперек спиральных рукавов Галактики, меняются усло¬
вия нагрева и т.д. Поэтому полного равновесия в межзвездной среде не
возникает, и облака могут сосуществовать с межоблачной средой во всем
диапазоне давлений, еде зависимость р(л) немонотонна.
Как следует из сопоставления с наблюдениями в близких от Солнца
участках диска Галактики, давление межзвездной среды (удобнее ис¬
пользовать не р, а р /к - пТ) составляет р /к — 1500-2000 см“3К. При
таком значении пТ среда распадается на две термически устойчивые
фазы. Диапазон давлений, в пределах которого действует тепловая не¬
устойчивость, около 1 порядка величины (см. рис. 9.6). Выше некоторого
давления ртах может существовать только холодная фаза — весь газ
превращается в “сплошное облако”, а ниже некоторого pmin возможно
существование лишь тепловых областей Н I.
Свойства газа на границе между двумя фазами определяются тепло¬
проводностью. Распределение температуры поперек границы в равновес¬
ных условиях дается уравнением
(9.38)
циент электронной теплопроводности. Уравнение (9.38) необходимо ре¬
шить с граничными условиями dT/dr~ 0 и dn/dr-Q при г, стремящемся
к ±«, т.е. в глубине облака и в межоблачной среде. Резкая зависимость
коэффициента теплопроводности от температуры приводит к характер¬
ному профилю температуры в переходном слое: температура резко изме¬
няется вблизи холодной фазы и плавно приближается в равновесному
значению для горячей фазы. В случае, когда р & рравн, граница фаз пе¬
редвигается по среде. Условия ее движения подробно изучены в [21 ].
Реальные условия в межзвездной среде весьма далеки от стационар¬
156

ных из-за сильного влияния взрывов сверхновых и их последствий в виде
коридоров и каверн горячего газа. Эти процессы приводят к изменениям
физических характеристик участков межзвездного газа на временах в
миллионы лет, соизмеримых с временем установления теплового равно¬
весия. Нестационарность межзвездной среды связана также с процессами
эволюции молекулярных облаков и звездообразованием. Все это приво¬
дит к тому, что рассмотренная выше картина разбиения среды на две фазы
тепловой неустойчивостью проявляется в чистом виде лишь сравнительно
редко, показывая скорее асимптотическое состояние, к которому газ стре¬
мится, чем состояние, в котором он находится. Реально в значительных
областях межзвездной среды протекают переходные процессы вне тепло¬
вого равновесия. Этим объясняются наблюдаемые по линии 21 см участки
межзвездного газа с температурами 500-5000К, попадающими в область
тепловой неустойчивости (см. рис. 9.6).
$ 10. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ СУБКОСМИЧЕСКИХ И РЕНТГЕНОВСКИХ
ЛУЧЕЙ С РАЗРЕЖЕННОЙ КОСМИЧЕСКОЙ ПЛАЗМОЙ
Условия ускорения небольшой части газа до высоких скоростей возни¬
кают при протекании очень многих неравновесных процессов во Вселен¬
ной. В связи с этим заряженные частицы, ускоренные до релятивистских
или нерелятивистских скоростей (космические и субкосмические лучи),
встречаются, видимо, везде, где космическая среда не слишком плотна,
чтобы препятствовать их движению.
Наблюдения показывают также исключительную распространен¬
ность источников жесткого ультрафиолетового и рентгеновского излуче¬
ний. Ими являются внешние части атмосфер звезд, фотосферы наиболее
горячих звезд, многочисленные популяции рентгеновских источников в
виде тесных двойных звездных систем на определенных стадиях эволю¬
ции и множество внегалактических объектов (квазары и активные галак¬
тические ядра и др.). Возникает рентгеновское излучение и в наиболее
горячих участках межзвездной среды (корональный газ, остатки сверх¬
новых и т.д.).
Быстрые заряженные частицы и жесткое электромагнитное излуче¬
ние сравнительно слабо взаимодействуют со средой. Поэтому они могут
распространяться на большие расстояния от места возникновения (в про¬
тивоположность излучению вблизи лаймановского предела А £ 912А, не
способному выйти за пределы зоны Н II). Этим определяется их “везде¬
сущность”. Они отдают часть своей энергии на нагрев и ионизацию среды,
сквозь которую распространяются, влияя тем самым на физические усло¬
вия в этой среде. Нередко субкосмические лучи и мягкое рентгеновское
излучение приносят существенную часть энергии, нагревающей газ. Эго
происходит не только в областях Н 1, рассмотренных в предыдущем пара¬
графе, но и в других участках межзвездной среды, в веществе гало галак-
157

тик и в межгалактической среде, а также в газовых оболочках активных
галактических ядер и в квазарах (эти газовые оболочки представляют
собой весьма специфические области, но также являются межзвездной
средой). Наконец, отметим широкие окрестности дискретных рентгено¬
вских источников и ряд других объектов.
В этом параграфе рассмотрены физические процессы, происходящие
при взаимодействии рентгеновских и космических лучей (проникающей
радиации) с разреженной плазмой в различных видах астрономических
объектов (с астрофизической плазмой). В §11 перечислены и охарактери¬
зованы основные процессы, определяющие тепловое и ионизационное
состояния в различных условиях и особенности состояния среды при раз¬
личных условиях нагрева.
L Прямое воздействие жесткого электромагнитного
излучения на газ
а) Фотоионизация. Скорость фотоионизации определяется выраже¬
нием (9.13). Особенности процесса ионизации определяются спектром
ионизующего излучения и зависимостью от частоты сечения фотоиони¬
зации.
Сечение фотоионизации^ фотоотрыва электрона от атома или иона
имеет у порога процесса сразу конечное значение, обычно максимальное,
и далее спадает примерно по степенному закону:
CTZ,KV) = Sz.i(v/vo)_X, (I01)
где у » 3, vo — частота порога фотоионизации, Sz,i — сечение фото¬
ионизации у порога. Пороги ионизации удобнее выражать в энергетиче¬
ских единицах: Соответственно вместо v используют энергию
фотонов ЕжЛу. Для водорода в основном состоянии# ■* 13,6 эВ (длина
волны 912а), a Sz.z—6,3- 10_18см2.
Строго говоря, сечение отличается от степенного, но у - -d In o(v) / d In v меняется для
водорода лишь от 2,8 у порога до 3,5 для энергий, превосходящих пороговое в 400 и более
раз. В связи с этим часто используется аппроксимация сечения формулой Ситона
®zX»') = Sz,< [ а ( v / vo) У+ (1 -а) ( v / м>) У . (10 2)
здесь а — безразмерный параметр.
В многоэлектронных атомах или ионах электроны расположены в
различных электронных оболочках или подоболочках и имеют разную
энергию связи с ядром. На самой внутренней К-оболочке может находит¬
ся не более двух электронов с орбитальным моментом L- 0 (s-электроны).
Они наиболее сильно связаны с ядром. Энергию их связи будем обозна¬
чать #к- Поскольку в разреженной среде атомы и ионы очень быстро
приходят в состояние с наименьшей энергией и редко возбуждаются,
всякий ион, имеющий более одного электрона в электронной оболочке,
имеет 2 К-электрона и лишь водородоподобные ионы — по одному.
158

Следующая (вторая) электронная оболочка называется L. На ней мо¬
жет находиться до 8 электронов, два s-электрона, образующих s-подобо-
лочку с наибольшей для L-электронов связью с ядром, и до шести
р-электронов. Последующие оболочки обозначаются М, N и т.д. в поряд¬
ке латинского алфавита. Электроны, принадлежащие им, имеют мень¬
шую связь с ядром.
В противоположность ионизации при соударениях с частицами, когда
наибольшие сечения всегда связаны с отрывом внешних (валентных)
электронов, при фотоионизациях сечение (а значит, и вероятность) фо¬
тоотрыва внутренних электронов достаточно энергичным фотоном пре¬
вышает сечение для внешних. На рис. 10.1 показана зависимость от длины
волны сечения фотоионизации атомов кремния. Вблизи энергии иониза¬
ции % заметна ступенька у порога ионизации s-подоболочки внешней
оболочки М. Видны сильные скачки сечения у порогов ионизации L- и
К-оболочек. Для достаточно жест¬
ких фотонов сечение фотоионизации
меняется примерно по степенному
закону с показателем степени у ~ 3.
Рис. 10.1. Зависимость сечения фотоиониза¬
ции а атомов кремния, находящихся в основ¬
ном состоянии, от длины волны фотона Л.
Указаны порог ионизации невозбужденного
атомах и пороги ионизации внутренних L- и
K-электронцых оболочек
Сечения фотоионизации за К-порогом (/Ь > ук) атомов второго и по¬
следующих рядов периодической системы элементов Менделеева очень
сильно превышают сечения ионизации водорода для той же энергии. Для
атома или иона с зарядом ядра Z, имеющего лк электронов на К-оболочке
(пкж 1 или 2), сечение ионизации ок,z для hv £ ук связано с сечением
фотоионизации водорода он теми же фотонами приближенным (с точно¬
стью до коэффициента 1,5-2) соотношением
OK,z(v) » nKZ 4oh(v) « 7 • 10~ 18nKZ 4( %н / /к)3 . (10 3)
Таким образом, например, для нейтрального кислорода (Z « 8, пк = 2)
сечение ионизации фотонами с /гм > /к " 532 эВ превосходит он в 2 - 84 ~
® 8000 раз. В то же время при нормальном космическом содержании
элементов атомов кислорода примерно в 1500 раз меньше, чем атомов
водорода. Из этого следует, что фотоны указанной энергии перехватыва
ются преимущественно не водородом, а намного более редким элемен¬
том — кислородом.
Роль водорода в перехвате жестких фотонов становится второстепен¬
ной уже при энергиях фотонов выше порога ионизации атомов гелия
159

ХНе » 24,59 эВ, Согласно (10.3) для гелия (Z- 2, пк * 2) сечение примерно
в 30 раз больше, чем для водорода, в то время как атомов гелия всего в 10
раз меньше, чем атомов водорода (реально у порога это отношение почти
в два раза меньше, чем указано, но достигает значения около 30 при
больших энергиях).
Эффективное сечение фотоионизации холодной космической плаз¬
мы, Способность разреженной космической плазмы поглощать электро
магнитное излучение удобно характеризовать эффективным
(рассчитанным на один атом водорода) сечением фотоионизации оьф. Для
нейтрального атомарного газа с “нормальным” космическим содержани¬
ем элементов зависимость <7эф от энергии фотонов показана на рис. 10.2.
Скачки у К-порогов ионизации гелия и всех обильных элементов от
углерода до железа показывают, что за соответствующими К-порогами
существенный вклад в поглощение излучения вносят эти элементы. По¬
следний важный К-скачок в Оэф вызван атомами железа и находится
около 7 кэВ.
Рис. 10.2. а — эффективное сечение поглощения электромагнитных квантов межзвездной
средой , рассчитанное на один атом водорода нейтральной атомарной среды ** нормальным
космическим содержанием элементов; отмечен уровень сечения томсоновского рассеяния в
полностью ионизованной среде в расчете на один протон (<jt<Z>); прерывистые линии
слева — поглощение на пыли; б — то же самое, но в представлении, более удобном для
количественных расчетов. Указаны вклады водорода и гелия. Отмечены пороги ионизации;
Fe-L — это L-порог (^l) ионизации железа
Заметим, что среда, в которой водород и гелий в основном ионизованы,
слабо взаимодействуют с фотонами энергий меньше примерно 300 эВ.
Однако, для того чтобы более жесткое излучение ослабило свое взаимо¬
действие со средой, она должна быть очень сильно ионизована практи¬
ки)

чески до голых ядер углерода и бол ее тяжелых элементов. Если у тяжелого
элемента остается хотя бы один-два электрона, способность его погло¬
щать жесткое излучение сохраняется (см. 10.3)).
Таблица 10.1
К-пороги нейтральных атомов (а) и водородоподобных ионов (0
Элемент
Не
с
N
о
Ne
MS
Si
s
Аг
Fc
/к,., эВ
24,6
284
400
532
867
1304
1841
2472
3204
7115
хкл эВ
54,4
490
667
871
1362
1963
2673
3494
4426
9278
Пороги %к ионизации с К-оболочки зависят не только от номера эле¬
мента (заряда его ядра Z), но и от стадии ионизации элемента. Минималь¬
ны %к для нейтральных атомов, максимальны — для водородоподобных
ионов. В последнем случае %k,z = Z2%h, где дн - 13,6 эВ — потенциал
ионизации водорода. Однако зависимость от степени ионизации иона
слаба (табл. 10.1), особенно для низких стадий ионизации (например, для
иона О VI/к-672 эВ, что ближе кдк (01)-532 эВ, чемкдес (О VIII) -
-371 эВ, хотя VI стадия ионизации ближе к VIII, чем I).
б) Эффект Оже. После ионизации К-оболочки атома или иона в ней
появляется вакансия. Энергия, освобождающаяся при заполнении К-ва-
кансии электроном из других оболЬчек иона (L, М или др.), превышает
энергию связи внешних электронов с ядром. Это значит, что ион оказы¬
вается в автоионизационном состоянии, т.е. полная энергия иона поло¬
жительна. Заполнение вакансии на внутренней оболочке может
происходить при испускании так называемых характеристических рент¬
геновских квантов в отдельных спектральных линиях [22 ] либо при без¬
ызлучательном переходе (эффект Оже) [23]. В последнем случае
избыточная энергая уносится не фотоном, а передается одному или не¬
скольким из электронов К—ионизованногоатома, которые вылетают из
иона.
Вероятность заполнения вакансии в К-оболочке эффектом Оже их для
атомов углерода превышает 99,9% и постепенно падает с ростом заряда
ядра атома Z примерно по закону
Г ( 1 - WK)/»x]1/4 = 0,015 + 0.033Z - 6,4 • 10-7 Z2 , (10-4)
достигая 66% для ионов железа.
Таким образрм, при эффекте Оже атом, поглотивший фотон К-обо-
лочкой, теряет, как правило, не менее двух электронов, но с некоторой
вероятностью может потерять и больше, так как существуют каскадный
аффект Оже и эффект “стряхивания” внешних электронов из-за отдачи
при поглощении энергичного фотона атомом. При поглощении фотона с
энергией hv атому передается большая часть импульса фотона Ли /с. В
результате центральная часть атома приобретает значительную
скорость, и валентные электроны, “не поспевающие” за ней, оказывают¬
161

ся оторванными. После фотоионизации К-оболочки первоначально ней¬
трального атома он становится двухкратно ионизованным с вероятностью
около 80 % и трехкратно ионизованным с вероятностью около 20%. Атом
Ne I может в 0,1 % случаев превратиться в Ne VII в результате поглоще¬
ния всего одного кванта К-оболочкой [23 ].
При фотоионизации ионов каскадный эффект Оже и эффект “стряхи¬
вания” ослабевают, так что ион теряет при ионизации К-оболочки два
электрона. При фотоионизации Li-подобных ионов эффект Оже отсутст¬
вует.
в) Нагрев и охлаждение эффектом Комптона.
Эффект Комптона. Помимо фотоионизации атомов и ионов жесткое
электромагнитное излучение способно непосредственно взаимодейство¬
вать с тепловыми электронами, передавая им часть своей энергии и тем
самым нагревая среду. Передача энергии происходит за счет эффекта
Комптона. При рассеянии на угол В фотон передает электрону энергию
AF = /гг (hv/meC^X (1 — cos 6) , (10.5)
где тес2 «511 кэВ — энергия покоя электрона.
Сечение этого процесса (томсоновское сечение):
ОТ = 0,665 • 10-24 см 2 <10-6>
(для hv« т«с2) на много порядков меньше сечения фотоионизации (см.
штриховую горизонтальную линию на рис. 10.2,а). Поэтому до тех пор,
пока в среде есть хоть немного ионов, которые могут быть ионизованы
дальше излучением, преобладает отрыв очередного электрона. Лишь в
практически полностью ионизованной среде или при очень жестком спек¬
тре рентгеновского излучения необходимо учитывать комптоновский на¬
грев среды. Вместе с тем этот механизм часто доминирует в горячих
оболочках рентгеновских источников и может преобладать в очень разре¬
женной среде, пронизываемой сильными потоками жесткого излучения.
Астрофизические приложения эффекта Комптона детально исследованы
Р.А. Сюняевым.
Вклад эффекта Комптона в энергетический баланс ионизованной
плазмы. Через плотность электромагнитного излученияpv (6.14) ско¬
рость нагрева среды эффектом Комптона выражается в виде [24 ]
ГС = Ле—(10.7)
Л1еС 0
Кроме прямого эффекта Комптона возможен обратный эффект, когда
энергия при рассеянии передается от электрона фотону. В этом случае
скорость охлаждения равна [24 ]
4сггЛ7*
Ае = т~ ntjpvdv. (Ю.8)
mgc 0
Из сравнения (10.7) и (10.8) видно, что комптоновский механизм стре¬
мится привести температуру среды к значению
162

Тс - <hv >/4к,
(10.9)
где
00 00
<Лр > = h J pvv dv I f pvdv
(10.10)
0 0
средняя энергия фотонов. Обычно нагреть среду до более высоких темпе¬
ратур электромагнитным излучением не удается.
2. Прямое воздействие космических лучей на газ
а) О ядерном взаимодействии. Ядерные реакции при взаимодействии
частиц космических лучей с межзвездной средой рассматривать мы не
будем, поскольку сечения их обычно настолько малы (10” -Ю’^см"2),
что соответствующие процессы не играют заметной роли в энергетиче¬
ском балансе межзвездной среды (являясь, конечно, важными для фор¬
мирования состава частиц космических лучей и потерь ими энергии). Для
анализа физических условий в межзвездной среде необходимо принимать
во внимание процессы ионизации и нагрева ее космическими лучами.
б) Взаимодействие со свободными электронами. Взаимодействие бы¬
стрых заряженных частиц со средой определяется кулоновскими силами.
Быстрая заряженная частица за счет электрического притяжения (оттал¬
кивания) передает часть своей энергии окружающим частицам среды.
Свободные электроны получают при этом небольшие порции энергии ,
идущие в дальнейшем практически целиком на нагрев среды. Максималь¬
ный радиус взаимодействия космических лучей с электронами определя¬
ется дебаевской экранировкой зарядов в плазме, уменьшающей
вероятность передачи очень малых порций энергии. Потери энергии бы¬
строй заряженной частицей заряда Z на кулоновские взаимодействия с
электронами (передача энергии свободным электронам) определяются
формулой
ще v — скорость, Т — кинетическая энергия, а М — масса быстрой заря¬
женной частицы, шр — ленгмюровская, или плазменная, частота (см.
(10.11)
(8.2)).
в) Взаимодействие с атомами и ионами. Влияние частиц космических
лучей на атомы слабее. Они поляризуют атомы, притягивая электроны и
отталкивая ядра, но для возбуждения уровня или ионизации атома необ¬
ходимо, чтобы быстрая заряженная частица прошла близко от атома,
передавая его электрону энергию, достаточную для возбуждения или
ионизации. В связи с этим ионизационные потери частиц космических
Распределение электронов по энергиям без учета экранирования задается формулой
(2.1.216) из [25].
163

лучей (в которые включают и возбуждение) в расчете на один атом
оказываются слабее, чем при взаимодействии с электронами. Соответст¬
вующее выражение для потери энергии dEfdt в атомарной среде можно
получить из (10.11) заменой пенала — концентрацию атомов или ионов,
и Ъа>р на эффективный (средний для набора атомов или ионов в среде)
потенциал ионизации/. Для космической плазмы/ « 15 эВ и согласно
[26]
dE 4xe4Z2
dt mev
(10.12)
Соответствующее этому процессу сечение ионизации атомов водорода
протонами космических лучей с энергией Е > 0,3 МэВ равно
о(Е) = 1,23- lO’V2 ( 6,20+ lg - 0,43/?2 ) см2, а0.13)
где
В результате ионизации появляются быстрые электроны. Среднее зна¬
чение энергии для них невелико, но часть электронов приобретает весьма
высокую энергию, вплоть до предельно допустимой из условия передачи
энергии при лобовом столкновении тяжелой частицы с легкой:
Вшах = 4 (те /М\Е (для Еща » X ) • (10.14)
Аппроксимация экспериментальных данных по распределению по энергии электронов,
выбитых из атомов водорода протонами с энергиями от 0,1 до 1000 МэВ, приводит к плотно¬
сти вероятности w получить электрон с энергией Е:
w(«) « ( 2,19 + 6.8е + 2,55? ) / ( 1 + 2,94е+ 3,4? )2. (10.15)
Энергия в (10.15) выражена в ридбергах — потенциалах ионизации атома водорода:
1 Ry » ХН = 13,60эВ = 2,18-10_" эрг. (10.16)
Формула (10.15) дает вероятность вылета электрона с энергией, близкой к Е - «хн, в диа¬
пазоне энергий ЕЕ —1 Ry.
3. Вторичные процессы
а) (5-электроны.
Образование 3-электронов. При ионизации среды проникающей ра¬
диацией появляются быстрые электроны. Для них используют разные
названия, например надтепловые электроны, свежие электроны. В астро¬
физике чаще используется название, пришедшее из физики космических
лучей: 5-электроны (дельта-электроны). При облучении среды рентге¬
новскими лучами 6-электроны играют исключительно важную роль. Они
возникают как непосредственно при фотоионизации, так и за счет эффек¬
та Оже и несут обычно энергию в сотни, а нередко в тысячи эВ. Если не
считать эффекта Комптона, то сами рентгеновские лучи не нагревают
среду. Нагрев осуществляется только через 6-электроны. При иониза¬
ции космическими лучами 6-электроны несут в среднем меньшую энер¬
гию и играют меньшую, но все же важную роль в процессе взаимодействия
с разреженной космической плазмой.
164

Взаимодействие b-электронов с атомами и ионами. Свою энергию
6-электроны расходуют при взаимодействии со средой, передавая ее глав¬
ным образом на нагрев, возбуждение уровней атомов и ионов и на иони¬
зацию. Полные (суммарные по всем верхним уровням) сечения
возбуждения и сечения ионизации электронами с основного уровня для
всех нейтральных атомов имеют одинаковые по порядку величины зна¬
чения вблизи максимума и качественно одинаковую зависимость от энер¬
гии. Сечения возрастают от 0 на пороге процессах Д° значения, прибли¬
женно соответствующего газокинетическому ( ® 10’16см2), при энергии
несколько х и далее спадают с ростом энергии примерно по закону /Г11пЕ
[27] (рис. 10.3). Сечения возбуждения разрешенных переходов обычно
пропорциональны силам осцилляторов этих переходов. Для ионов сече¬
ния меньше, чем для атомов, примерно в
(Z+1)2 раз, где Z — заряд иона (в едини¬
цах заряда протона).
Рис. 10.3. Зависимость от энергии электронов Е се¬
чения ионизации атомов водорода с основного уров¬
ня ударами электронов, х — потенциал ионизации
водорода. Сечение выражено в величинах площади
первой боровской орбиты ла& - 0,88 • 10” 16см2
Поскольку самыми обильными элементами являются водород и гелий,
6-электроны взаимодействуют прежде всего с ними.
Сечение, приведенное на рис. 10.3 для ионизации атома водорода (для других случа¬
ев см. [27]) ударом электрона энергии Е = ехн (е выражена в ридбергах), можно аппрокси¬
мировать выражением, справедливым в очень широком диапазоне энергий:
о(е) - яЛ (1,071м+ 5.56) (в — 1) / (?+1,б7с+ 3,57), (10.17)
где оо — радиус атома кдвроя** модели Бора, жво1-0,88 10'16смг. Выбитые при иониза-
ции электроны имеют распределение по энергиям, во многом аналогичное (10.15).
Каскад д-электронов. Средняя энергия электрона < Е >, выбитого из
атома водорода электронным ударом, примерно равна
<Е>~ХнМ&Хн)- 00.18)
Поскольку новое поколение электронов также может содержать частицы
достаточно энергичные, чтобы ионизовать водород и гелий, развивается
целый каскад 6-электронов [28 ].
Кроме ионизации водорода и отчасти гелия возможно также возбуж¬
дение различных уровней этих элементов. При энергии, много большей
порога ионизации, расходы энергии 6-электронов на эти два канала при¬
мерно одинаковы.
Электроны первого и последующего поколений, энергия которых ни¬
же энергии возбуждения второго уровня водорода (10,2 эВ), практически
не затрачивают энергию на возбуждение (в атомарном газе) и при куло¬
новских соударениях с тепловыми электронами среды (а при степени
ионизации меньше 0,01 % главным образом при упругих соударениях с
165

атомами) термализуются, т.е. целиком расходуют свою энергию на на¬
гревание среды.
В среде, содержащей свободные электроны, кулоновские соударения с
ними также переводят энергию 6-электронов в тепловую. Ввиду высокой
эффективности обмена энергией при соударениях электронов друг с дру¬
гом [14, §1 ] этот процесс начинает преобладать над возбуждением и
ионизацией атомов уже при степени ионизации среды 10% и более.
Итак, конкуренция трех процессов — упругих соударений, возбужде¬
ния и ионизации компонент среды — определяет расход энергии 6-элек¬
тронов.
Цена ионизации. По аналогии с физикой космических лучей можно
ввести цену ионизации — количество энерпш, которую быстрая частица
расходует на образование одной пары электрон—ион. Для нерелятивист¬
ских электронов цена ионизации W в нейтральной среде оказывается
близкой к 2,5%, где% — потенциал ионизации. В нейтральной атомарной
среде с космическим содержанием элементов W ~ 37 эВ. Из них около
15 эВ расходуется в среднем на ионизацию, около 13 эВ — на возбужде¬
ние различных уровней атомов Н и Не и окало 9 эВ, т.е. четверть энер¬
гии, — на нагрев среды. Таким образом, 6-электрон с исходной энергией
1 кэВ, прежде, чем затормозиться, создает лавину из примерно 30 элект¬
ронов, ионизовав по пути около 30 атомов.
Потери энергии ^-электронами в частично ионизованной среде. В
частично ионизованной среде W возрастает за счет расходов на кулонов¬
ские взаимодействия электронов и стремится к бесконечности с ростом
ионизации. Для небольших энергай 6-электронов доля ее, уходящая че¬
рез упругие соударения на нагрев, легко может быть рассчитана точно
[28 ]. Для энергай много выше порога ионизации водорода и гелия при
расчете энергопотерь 6-электронов с удовлетворительной точностью
можно использовать выражения для скоростей (dE/dt) ионизационных
потерь нерелятивистской заряженной частицы в нейтральной среде и
кулоновских потерь в ионизованной. Используя аппроксимацию скоро¬
стей этих процессов из [26 ], легко получить, что доля энергии, расходу¬
емая 6-электронами на неупругие процессы (возбуждение и ионизацию),
(10.19)
равна
_ Г . Пе 38,7-Un (E/met?) - 0,5 In Ле т -1
е_1 л« ll,8+ln(£/m^S
где ла 9» пн I + пне I — концентрация нейтральных частиц.
В частично ионизованной среде цена ионизации возрастает примерно
в 1 //е раз. Упругие процессы (в частности, кулоновские взаимодействия)
приводят к нагреву среды. Поэтому с ростом степени ионизации х расходы
энергии 6-электронов на нацгев возрастают. При х > 10% основная часть
их энергии передается в тепло. Количественно ее можно рассчитать,
используя (10.19): долю энергии 1-/е 6-электрон тратит на нагрев, ос¬
166

тальная распределяется примерно поровну (по Д/2) на возбуждение
уровней и на ионизацию газа.
б) Вторичное ультрафиолетовое излучение. Рекомбинация ионизо¬
ванных атомов и возбуждения (главным образом (5-электронами) ато¬
мов Не I и ионов Не II населяют их возбужденные уровни. Далее следуют
радиационные переходы вниз, порождающие ультрафиолетовое излуче¬
ние 226 £ А £ 584А, для которого межзвездная среда при температурах
меньше (3-5) * 104К обычно непрозрачна. Такое излучение вызывает до¬
полнительную ионизацию газа [13].
Фотоны в лаймановском континууме (А < 912А, to >%н) возникают
при рекомбинации атомов водорода на первый уровень. Они интенсивно
поглощаются нейтральными атомами водорода: сечение фотоионизации
вблизи порога (А-912А) около 0,6-1017см, т.е. при концентрации ато¬
мов Н I всего 1 см'3 длина свободного пробега фотонов около 0,05 пк. что
много меньше типичных размеров структур межзвездной среды. Этот
процесс эффективно уменьшает коэффициент рекомбинации водорода.
Вместо полного коэффициента рекомбинации а надо брать коэффициент
рекомбинации только на возбужденные уровни а — ai (ai — коэффици¬
ент рекомбинации на первый уровень).
В случае Не I и Не II возникает излучение как в соответствующих
ультрафиолетовых континуумах, так и в резонансных спектральных ли¬
ниях HeIA«584A (Av « 20 эВ) иНе ПА»304А (Av» 40,8 эВ). Длина сво¬
бодного пробега таких фотонов мала, т.е. обычно можно считать, что они
гибнут в том же месте, где возникают. Такие фотоны способны ионизовать
водород и отчасти Не I, вызывая дополнительную ионизацию газа. Влия¬
ние вторичного ультрафиолетового излучения на ионизационное состоя¬
ние среды особенно велико при нагреве мягким рентгеновским
излучением. В некоторых случаях до 50% ионизаций атомов водорода
может производиться квантами длиной волны А » 304А, излучаемыми
ионами Не II.
4. Особенности взаимодействия рентгеновских и
космических лучей с молекулярным межзвездным газом
Выше рассмотрено взаимодействие проникающей радиации лишь с
атомарным газом. Однако около половины массы-межзвездиого газа на¬
ходится в молекулярных облаках. Поэтому кратко рассмотрим основные
особенности воздействия проникающей радиации на молекулярный газ.
Некоторые аспекты влияния ее на межзвездную пыль обсуждены в § 14.4г.
В молекулярных облаках газ состоит в основном из молекул Нг и
атомов Не с малой примесью (» 10’4 по числу частиц) других атомов и
молекул. Степень ионизации х обычно не превосходит сотых долей про¬
цента, а в глубине облака, где роль космических и рентгеновских лучей
наиболее велика (см. §14.56), типичны значения 10’* 10’7. В таких
167

условиях соударения с электронами редки и особенности взаимодействия
определяются прежде всего свойствами молекулярного водорода.
а) Первичные процессы. Фотоионизация Нг при высоких энергиях
фотонов (Лу »х) не отличается от случая, когда атомы водорода изоли¬
рованы. Вблизи порога ионизации Лу^%н2*15,43эВсечениедля молекул
Нг выше, чем для атомов. Кроме ионизации для молекул возможен про¬
цесс диссоциации (развала на части). Особенности фотодиссоциации Нг
низкоэнергичными фотонами рассмотрены в §14.2в. Фотоны высоких
энергий преимущественно ионизуют Нг. На рис. 10.2,а штрихпунктиром
указано эффективное сечение поглощения фотонов молекуляризован-
ным межзвездным газом в расчете на один атом.
Физика взаимодействия космических лучей с молекулами Нг не отли¬
чается от рассмотренной в п. 2в — работает сила Кулона. Однако диссо¬
циация преобладает над ионизацией [29]. Продуктами ^эазр^шения Нг
космическими лучами низких энергий являются ионы Нг+ и Н , атомы Н;
с вероятностью ~ 10"4 возникают ионы Н~.
б) Вторичные процессы. Качественно картина развития каскада
электронов в молекулярном газе не отличается от рассмотренного в п. За
для нейтрального атомарного газа. Основная особенность состоит в том,
что даже при низких энергиях у 6-электронов остается возможность
кроме нагрева при упругих столкновениях расходовать энергию на воз¬
буждение колебательных и вращательных уровней молекул. Поэтому
доля энергии 6-электронов, уходящая на нагрев среды, значительно ни¬
же, чем в атомарном газе.
При диссоциации возникают “нетепловые” атомы водорода. Каждый
из них имеет энергию около 2 эВ. Они тоже возбуждают молекулы Нг, но
более эффективно, чем электроны, передают энергию в тепло. Последнее
связано с близостью масс Н и Нг. Обмен энергии между ними при упругих
соударениях идет много быстрее, чем для электронов, сталкивающихся с
атомами и молекулами.
Детальный расчет вторичных процессов, инициированных в молеку¬
лярном водороде субкосмическими лучами, выполнен в [29 ]. При энергии
протонов космических лучей 1—100 МэВ, как и в атомарном газе, средняя
энергия 6-электронов составляет 25-35 эВ, и они производят в среднем
около па “ 0,6 вторичных ионизаций на каждую первичную. Основные
характеристики результирующего воздействия на молекулярный водород
приведены в табл. 10.2. При использовании данных табл. 10.2. для моле¬
кулярных облаков следует учитывать, что примерно 1/6 часть частиц в
них — атомы Не, процессы взаимодействия с которыми рассмотрены в
пп. 1-3. Химические процессы, инициированные в молекулярных обла¬
ках возникающими ионами Нг+ и Не+, обсуждены в последнем разделе
§14.56.
168

Таблица 10.2
Ионизация, диссоциация и нагрев молекулярного водорода субкосмиче¬
скими лучами [29]
Протоны субкосми-
ческих лучей
Энергия, МэВ
1
10
100
Сечение взаимодействия, см*2
4,0-10”17
5,7 10-18
7,2-10—19
Лучевая концентрация газа, про¬
ходимого до торможения, см*2
2,5 • 10ю
1,6-10“
1,2-10м
3-электроны
Средняя энергия при образова¬
нии, эВ
24,3
30,4
35,6
Количество вторичных иониза¬
ций первичным 3-электроном
0,44
0,61
0,74
Результаты воздей-
ствия энергичных
протонов на газ Нг в
расчете на одну
ионизацию
Выход ионов Нг+
0,970
0,970
0,969
Выход ионов Н+
0,030
0,030
0,031
Выход атомов Н
2,06
2,25
2,40
Кинетическая энергия атомов Н,
эВ
4,2
4,7
5,1
Энергия, передаваемая на на¬
гревав
6,3
7,0
7,6
111. ОСОБЕННОСТИ ТЕПЛОВОГО И ИОНИЗАЦИОННОГО
СОСТОЯНИЙ КОСМИЧЕСКОЙ ПЛАЗМЫ ПРИ РАЗЛИЧНЫХ
МЕХАНИЗМАХ НАГРЕВА
В первой половине этого параграфа перечислены все основные процес¬
сы, которые необходимо принимать во внимание при расчете теплового и
ионизационного состояний разреженной атомарной космической плазмы.
Многие из них уже рассмотрены в §9 и 10» в этом случае они лишь
упоминаются. Другие, такие, как диэлектронная рекомбинация и процес¬
сы охлаждения среды при температуре много выше 10 000 К, описаны в
соответствующих местах. Во второй половине параграфа рассмотрены
основные особенности физического состояния для нескольких важней¬
ших механизмов нагрева.
L Процессы ионизации газа
В предыдущих параграфах была рассмотрена ионизация: донорных
элементов ультрафиолетовым излучением звезд (§9.3а), фотонами рент¬
геновского излучения (§10.1а), эффектом Оже (§10.16), космическими
лучами (§10.2), д-электронами (§ 10.3а), вторичными ультрафиолетовы¬
ми фотонами (§10.36).
Кроме этого необходимо учитывать еще два процесса: ионизацию теп¬
ловыми электронами и реакции перезарядки.
169

а) Ионизация тепловыми электронами. При температуре среды выше
(10-15) •ю’к заметная часть электронов в высокоэнергичном “хвосте”
максвелловского распределения скоростей приобретает энергию, доста¬
точную для ионизации нейтральных атомов.
Процесс является бинарным. Поэтому скорость его пропорциональна
произведению концентраций реагентов (электронов пе и ионизуемых
атомов или ионов щ) на коэффициент ионизации qi(T)9 вычисляемый
через сечение ионизации а по формуле (6.3). Поскольку реакция имеет
энергетический порог в виде потенциала ионизации после интегриро¬
вания по максвелловскому распределению скоростей в величине qt(T)
появляется множитель ехр(-х17ЛТ), определяющий сильную зависимость
qi от Т в области кТ * 0,1- 0,5 хь где ион i обычно представлен наиболее
обильно.
Для водорода в широком диапазоне температур справедлива аппрок¬
симация
где
Р = Хн/кТ = 157890/Т, (11.2)
[Г] ■ К, [#]« см3/с. Численные значения qi для водорода приведены в
табл. 11.1. Для других случаев qi также может быть представлен в виде
произведения F(T) exp(-gi Ik7\ где /ХТ) слабо зависит от температуры
[27].
Таблица 11.1
Зависимость от температуры Т коэффициента ионизации ударами электронов атомов
водорода, находящихся на основном уровне энергии, qi
1^(7, К)
7,К
ф, смэ/с
1в(Т ,ю
7, К
Ф, см3/с
4,0
10000
410““
4,7
5-Ю4
510~10
4,1
12600
1,310~'4
5,0
10я
4-10“ ’
4,2
15800
210_в
6,0
ю‘
310~*
4,3
20000
2-10-11
7,0
107
2-Ю-*
4,5
31600
5-10""
8,0
108
1-10” •
Численные значения qi вблизи максимума достигают для атомов зна¬
чений 10“8-10“9см3/с, для ионов они значительно меньше: qi ~ ~3 .
б) Реакции перезарядки. В 70-е годы было выяснено, что в формиро¬
вании ионизационного равновесия среды, особенно “тяжелых” элементов
(углерод и последующие), в среде облучаемой рентгеновским излучени¬
ем, большую роль играют реакции обмена зарядом между сталкивающи¬
мися частицами. Схематически их можно записать
по

A++B-*A+B+, (1L3)
где А и В — ъакие-пибо атомы, молекулы, атомарные и молекулярные
ионы, а А * и В + — соответствующие ионы с зарядом на единицу больше
(для молекул перезарядки могут сопровождаться диссоциацией: см. §14).
Давно известно, что реакции резонансной перезарядки, например
н++н-н+н+, <1L4>
идут очень эффективно и имеют сечения, значительно превышающие
газокинетические (о » 10'15см'2).
Реакция (11.4) часто играет важную роль в астрофизике, перенося заряд с быстрых
частиц, например космических лучей, на тепловые атомы. В результате появляются быстро
движущиеся нейтральные атомы, излучающие с сильным сдвигом по частоте. Таков, напри¬
мер, механизм свечения полярных сияний.
Оказалось [30 ], что и для очень многих нерезонансных реакций пере¬
зарядки, когда в качестве реагентов А и В выступают разные атомы,
сечения реакций в области тепловых температур среды (mv2/2 £ 1-2 эВ)
велики. Реакции перезарядки протекают при сближении реагентов до
расстояния в несколько ангстрем, когда на короткое время образуется
квазимолекула АВ * (§9.2в).
Квантовомеханические расчеты и тонкие эксперименты по реакциям
перезарядки различных ионов с атомами водорода показали, что констан¬
ты скоростей этих реакций к (Т) для температур Т £ 104 К, полученные
интегрированием по максвелловскому распределению скоростей, часто
достигают значений 10'9см3/с. Поскольку реакции бинарны, скорость их
протекания определяется произведением к на концентрации реагентов:
Q = пл*пвк(Т) . (П-5)
Константы реакций перезарядки очень чувствительны к строению электронной оболоч¬
ки квазимолекулы АВ+. Поэтому среди серии реакций перезарядок между водородом с
различными ионами одного элемента, например с О4, О4* и т.д., для части реакций k (Т)
оказывается на 2-3 порядка ниже, чем для большинства других.
Каждая реакция перезарядки входит в систему уравнений (9.36) че¬
тыре раза: в члены dn/dt для А+ и В и в члены с dnldt для А и В+.
Наиболее интенсивно происходят реакции перезарядки между различны¬
ми ионами тяжелых элементов и самыми распространенными атомами Н
и Не. Они являются аналогом рекомбинации для ионов тяжелых элемен¬
тов, могут успешно конкурировать с радиационной рекомбинацией ввиду
больших значений констант реакций и иногда даже абсолютно преобла¬
дать над ней. Реакции перезарядки в некоторых случаях необходимо
учитывать при степени ионизации среды до 99% или даже несколько
больше.
Особенно важен учет реакций перезарядки при ионизации среды рен¬
тгеновским излучением (см. п. 7). Последнее очень интенсивно ионизует
тяжелые элементы, слабо затрагивая водород (см. §10.1а). Без учета
реакций перезарядки с водородом и отчасти с гелием, при температуре
среды (10-15) • 103К, когда водород еще ионизован на 50% и меньше,
тяжелые элементы, такие, как углерод и кислород, могли бы уже оказать¬
171

ся полностью ионизованными. Однако реакции перезарядки при темпе¬
ратурах ниже примерно 30 ОООК, пока еще водород не полностью ионизо¬
ван тепловыми электронами, в значительной степени нормализуют
ионизационный баланс.
В холодных участках межзвездного газа важнейшей является реакция
перезарядки между атомами и однократно заряженными ионами водоро¬
да и кислорода.
2. Процессы рекомбинации
Ранее были рассмотрены два процесса рекомбинации: радиационная
рекомбинация (§9.26) и тройная рекомбинация, кратко упоминавшаяся
в §7.За. Реакции перезарядки, рассмотренные выше, для тяжелых эле¬
ментов также играют роль рекомбинации.
Тройную рекомбинацию иногда называют ударной. Скорость ее про¬
текания пропорциональна третьей степени плотности газа п£
где щ — концентрация рекомбинирующего иона, а<3> — коэффициент
тройной рекомбинации. Ввиду этого она бывает важна при высоких кон¬
центрациях (когда велика вероятность встретиться трем частицам) и при
низких температурах (что увеличивает время пребывания частиц рядом:
а<3)~Г-9/2
[31 ]). В астрофизических условиях она играет заметную
роль лишь в редких случаях (наиболее важный обсужден в §7).
Радиационная рекомбинация — процесс бинарный. Однако в процес¬
се рекомбинации должно произойти испускание фотона за малое время
парного соударения частиц. Как и в скорость любого процесса, связанного
с испусканием фотонов, в константу радиационной рекомбинаций входит
постоянная тонкой структуры 1 /137 в степени 3, т.е. множитель порядка
10~6. Из-за этого коэффициент радиационной рекомбинации а имеет
значение, заметно меньше, чем коэффициенты безызлучательных про¬
цессов, таких, как ударная ионизация или перезарядка.
Кроме указанных видов рекомбинации в разреженной атомарной
плазме есть еще один вид, сочетающий “достоинства” обоих: бинарность
и безызлучательность. Это дизлектронная рекомбинация.
а) Дизлектронная рекомбинация.
Процесс рекомбинации. Дизлектронная рекомбинация протекает в
два этапа. На первом соединение иона с электроном (собственно реком¬
бинация) сопровождается возбуждением одного из электронов иона. Пол¬
ная энергия системы сохраняется, т.е. энергия возбуждения
дополнительного электрона равна сумме кинетической энергии рекомби¬
нирующего электрона и энергии связи его после рекомбинации. В резуль¬
тате получается ион (атом) с двумя возбужденными электронами и
положительной полной энергией. Такое неустойчивое состояние называ¬
172

ется автоионизационным, поскольку оно может распасться вновь на
электрон и исходный ион. Однако если раньше этого система потеряет
часть своей энергии, обычно в виде излученного фотона, то полная энер¬
гия системы может стать отрицательной. В этом случае произойдет “за¬
крепление” рекомбинации. Это - вторая часть процесса. Название
йдиэлектронная” отражает тот факт, что в рекомбинации изменяют свои
состояния два электрона.
Ион до рекомбинации обычно находится в невозбужденном состоянии.
Системы уровней атомов и ионов устроены так, что вблизи основного
состояния уровни расположены весьма ре¬
дко и сгущаются к пределу ионизации (для
высоковозбужденных состояний). Это об¬
стоятельство и закон сохранения энергии
на первой фазе реакции накладывают же¬
сткие ограничения на то, какие электроны
могут рекомбинировать. В непрерывном
спектре рекомбинирующих электронов
появляется как бы система уровней для
электронов, которые могут соединяться с
ионом (рис. 11.1).
_L,
Рис.11 Л. Схема, поясняющая процесс диэлектрон-
ной рекомбинации. Показаны уровни энергии ре¬
комбинирующего иона (сплошные горизонтальные
линии). Штриховкой отмечен порог ионизации.
Штриховые линии указывают энергию электрона,
способного произвести диэлектронную рекомбина¬
цию. Прямые стрелки показывают процесс образова¬
ния автоионизационного состояния, волнистая
стрелка — радиационный переход, закрепляющий
рекомбинацию. Пунктиром отмечены метастабиль-
ные уровни иона
Наиболее велика вероятность рекомбинирующему электрону попасть
на один из высоких уровней атома (иона), поскольку там уровни распо¬
ложены густо. Энергия связи электрона на этих уровнях мала. Поэтому
кинетическая энергия рекомбинирующего электрона почти равна энер¬
гии возбуждения второго электрона. У большинства атомов и ионов, пред¬
ставляющих наибольший астрофизический интерес, все близкие к
основному возбужденные состояния метастабильны, т.е. с них нет разре¬
шенных переходов вниз. Запрещенные переходы происходят настолько
медленно, что автоионизационное состояние имеет большие шансы рас¬
пасться на исходные компоненты до того, как испуститься фотон. Поэто¬
му диэлектронная рекомбгаация эффективно происходит только через
разрешенные уровни. Однако в ряде астрофизических ситуаций диэлек-
173

тронные рекомбинации через запрещенные уровни также важны (см.
ниже).
Коэффициент диэлектронной рекомбинации. Энергия возбуждения
разрешенных переходов сравнима с энергией ионизации атома (иона)
(см. рис. 11.1). Подходящей энергией рекомбинирующие электроны об¬
ладают только при высокой температуре. В результате зависимость коэф¬
фициента диэлектронной рекомбинации от температуры имеет вид
*d = К Т ~3/2 ехр(-£Ь /кТ) , <п •<>>
где К и Ео — некоторые константы. Величина Ео близка к энергии воз¬
буждения разрешенных переходов в образующемся ионе, т.е. соизмерима
с энергией ионизации его. Экспоненциальный множитель появляется при
интегрировании по максвелловскому распределению скоростей. Посколь¬
ку процесс бинарный, количество актов рекомбинаций в единице объема
за единицу времени равно пегц xd(T}.
При низких температурах диэлектронная рекомбинация неэффектив¬
на и уступает радиационной (рис. 11.2), однако при высоких температу¬
рах она намного превосходит радиационную по скорости протекания. В
табл. 11.2 для ряда ионов приведены значения температур Тм, при кото¬
рых скорость диэлектронной рекомби¬
нации становится равной скорости ра¬
диационной a а также тем¬
ператур для которых скорость
ионизации электронным ударом стано¬
вится равной скорости рекомбинации
(сумме радиационной и диэлектрон¬
ной) ф(ТгМ,д
Рис.11.2. Коэффициенты радиационной а и диэ¬
лектронной ха (см3/с) рекомбинаций с образова¬
нием атомов Не I
Очевидно, что для водорода и водородоподобных ионов диэлектронная
рекомбинация отсутствует: ион НИ — это протон, у него нет электронов,
которые могут быть возбуждены. Для образования гелия и гелиеподобных
ионов диэлектронная рекомбинация возможна, но малое количество
уровней у гелия и очень высокий потенциал возбуждения делают диэлек-
тронную рекомбинацию для гелия не очень эффективной. Тем не менее
она в десятки раз эффективнее радиационной (см. рис. 11.2), но начинает
преобладать над радиационной при температурах, при которых гелий уже
в основном ионизован электронными ударами. Для более сложных ионов
(изоэлектронной последовательности лития и других элементов) диэлек-
тронные рекомбинации могут быть в десятки раз эффективнее радиаци¬
онных. Они становятся преобладающими при температурах выше
(1-4) • 104К (или больше для очень высокозарядных ионов).
174

Таблица 11.2
Температуры Tnh для которой равны скорости радиационной и диэлектри¬
ческой рекомбинаций, Тгмл для которой равны скорости ионизации элект¬
ронным ударом и полная скорость рекомбинации, для различных ионов
некоторых элементов
Элемент
i
Trd, 104К
Ггй/Л 104К
Элемент
i
Tfrf, ю4к
Trh/J, 104К
Н
0
-
1.55
О
0
2,0
1,45
Не
0
6,85
2,80
1
2,5
5,15
1
-
7,25
2
2,9
1)
3
3,4
19
С
0
1,50
1,20
4
2,25
28
1
2,10
3,70
5
130
25,5
2
1,20
9,90
6
190
195
3
53
9,50
7
-
250
4
94
80
5
-
115
Ne
0
3,60
2,20
1
3,65
4,70
N
0
1,75
1,85
2
3,55
11
1
2,10
4,55
3
3,90
22
2
2.60
10
4
3,90
34
3
1,75
18
5
4,55
50
4
97
17
6
3,35
60
5
130
125
7
250
55
6
-
170
8
390
350
9
-
465
В наиболее горячих зонах НII диэлектронная рекомбинация оказыва¬
ется механизмом образования рекомбинационных линий тяжелых эле¬
ментов, В основном это относится к углероду и магнию, у которых
диэлектронная рекомбинация эффективнее радиационной уже при Т £
£ (8-12) • 103К (для углерода она эффективна также при Т»50-100К; см.
ниже).
Влияние внешних факторов на диэлектронную рекомбинацию, Диэ¬
лектронная рекомбинация чувствительна к внешним условиям. Рекомби¬
нирующие электроны оказываются обычно на высоковозбужденных
175

уровнях. С этих уровней их легко выбросить назад в “континуум”, т.е.
снова ионизовать, внешним воздействием: ударом частицы или низкоча¬
стотным излучением. Если ионизация внешним воздействием происхо¬
дит быстрее, чем за время спонтанного перехода с этих уровней вниз,
рекомбинация оказывается несостоявшейся. При образовании нейтраль¬
ных атомов и низкозарядных ионов концентрация электронов, большая
lO^-lO11см‘3, уже подавляет диэлектронную рекомбинацию. Поэтому до
недавнего времени ее не удавалось экспериментально исследовать в лабо¬
раторных условиях, где плазма обычно плотнее. Лишь в связи с переходом
к высокозарядным ионам в установках для термоядерного синтеза типа
“Токамак” появилась возможность наблюдать ее на Земле: для высоко¬
зарядных ионов подавление столкновениями наступает при гораздо боль¬
ших плотностях. Интенсивное излучение в далеком инфракрасном и
радиодиапазонах вблизи сильных источников излучения также может
резко ослабить эффективность диэлектронной рекомбинации.
Дизлектронная рекомбинация через запрещенные уровни. В зонах
НII с пе £ 1(Гсм~3 определенную роль играет дизлектронная рекомбина¬
ция через метастабильные уровни, когда возбуждаются не высоколежа-
щие уровни, а более низкие. Низкое расположение этих уровней
уменьшает константу Eq (11.6), т.е. облегчается рекомбинация при низ¬
ких температурах. Вместе с тем медленный распад метастабильных уров¬
ней уменьшает эффективность рекомбинации (константу К в (11.6)) за
счет автоионизации. Тем не менее для ряда ионов такие процессы важны
при расчете ионизационного равновесия.
В некоторых холодных участках межзвездной среды (например, в так
называемых зонах С11 вокруг звезд В2-В5 или вокруг зон НII, где водород
нейтрален, а углерод ионизован центральной звездой) вклад в рекомби¬
нацию может вносить диэлектронный процесс, сопровождающийся воз¬
буждением уровней тонкой структуры основного терма атома — тех
уровней, через возбуждение которых охлаждаются облака НI (см. §9.2в).
В частности, она доминирует над радиационной при образовании атомов
углерода в газе низкой плотности с Т- 50-100 К (в зонах СII).
Дизлектронные сателлиты. Атом (или ион) с двумя возбужденными
электронами имеет энергии радиационных переходов, несколько сме¬
щенные относительно атомов с одним возбужденным электроном. Поэто¬
му в процессе диэлектронной рекомбинации (на второй фазе) излучается
фотон с частотой, смещенной относительно обычно наблюдаемой частоты
спектральной линии, т.е. в среде, в которой происходят дизлектронные
рекомбинации, у резонансных спектральных линий появляются сател¬
литы — дополнительные линии рядом с ними. Эти сателлиты являются
четким наблюдательным аргументом в пользу происходящей диэлект¬
ронной рекомбинации. Именно таким образом впервые дизлектронная
рекомбинация наблюдалась по рентгеновским спектрам солнечной коро¬
176

ны. Набор и интенсивность сателлитов могут служить для диагностики
плазмы — определения температуры и плотности [32 ].
3. Процессы охлаждения
В межзвездной среде почти во всех случаях эффективным является
охлаждение только путем испускания фотонов. Теплопроводность неэф¬
фективна как из-за малости градиентов температуры в больших объемах,
так и из-за малой скорости электронов по сравнению со скоростью света.
Лишь в ударных волнах и на границах фаз с резко различными темпера¬
турами (см. §9.4в) теплопроводность может преобладать.
В этом пункте описаны только процессы, существенные в космической
плазме, в которой тепловые электроны являются нерелятивистскими и не
важно влияние пыли. Ряд других эффектов, более редких в астрофизике,
кратко рассмотрен в п. 5.
Охлаждение фотонами происходит каждый раз, когда излучение воз¬
никает за счет тепловой энергии частиц среды и, родившиеся в рассмат¬
риваемом объекте межзвездной среды кванты света, уходит из нее, унося
с собой энергию (§9.36). Охлаждение происходит фотонами как спект¬
ральных линий, так и непрерывного спектра.
В непрерывном спектре среда охлаждается главным образом за счет
свободно-свободного (тормозного) излучения и при рекомбинациях.
Свободно-свободное излучение. Свободно-свободное (ffi, или тор¬
мозное, излучение возникает при движении электрона в электрическом
поле иона. Название этого механизма излучения связано с тем, что элек¬
трон как до, так и после взаимодействия с ионом остается не связанным с
ним. Двигаясь с ускорением, электрон в соответствии с общими принци¬
пами электродинамики тратит часть энергии на излучение. Образуется
непрерывный спектр фотонов [6, §26.1 ]. Скорость охлаждения этим ме¬
ханизмом Aff равна полной мощности свободно-свободного излучения из
единицы объема среды (проинтегрированному по всем частотам объемно¬
му коэффициенту излучения
00
Aflf = J sffdv = 1,43- 10_27Т 1/2лг£ gz.i i2 nz,i эрг-см _3-с _I ,
0 ZJ (11.7)
здесь Т выражена в К, Z — номер элемента, i — заряд иона, gz,t — ус¬
редненный по частотам фактор Гаунта: безразмерный множитель, близ¬
кий к единице (отличающийся не более чем на несколько десятков
процентов [33]).
В ионизованной среде основной вклад в Д овносит водород А#(Н).
Полностью (двухкратно) ионизованный гелий при нормальном содержа¬
нии дает Л#(Не) - 0,4 Л/у(Н). Полностью ионизованная среда с “нор¬
мальным” космическим содержанием элементов имеет Л/f == 1,7Л#(Н).
б) Рекомбинационное излучение. При рекомбинации из плазмы уно¬
177

сится кинетическая энергия рекомбинирующего электрона mev2/2. Ос¬
тальная часть энергии фотонов, возникающих при рекомбинации (напри¬
мер, в случае радиационной рекомбинации xj в формуле (9.15)), выделя¬
ется за счет внутренней энергии образующегося иона. Участия в охлаж¬
дении среды она не принимает.
При диэлектронной рекомбинации уходит тепловая энергия в количе¬
стве Eq из (11.6), т.е.
Ad = пе *d9Z9i(T) nz9i Eq(ZJ) . (11.8)
Z9i
При радиационной рекомбинации из среды уходит лишь энергия m^v2
из (9.15), составляющая обычно малую долю энергии излучаемого фото¬
на. Среднюю кинетическую энергию <Е> рекомбинирующего электро¬
на можно найти, зная сечение рекомбинации a (v):
J ^-/(v)ct(v) vdv
<Е > = . <11.9)
00
J /(v)a(v) v dx
О
Пода (v) в (11.9) надо иметь в виду суммарное сечение рекомбинации
на все те уровни, для которых возникающие при рекомбинации фотоны,
уходят из среды. В частности, при образовании атомов водорода обычно
следует исключать рекомбинацию на первый уровень. Для большинства
других случаев можно брать полную скорость фоторекомбинации.
При условии кТ«% (% — энергия связи электрона с ионом) средняя
энергия
<Е> ~ ОМТ , (11.10)
т.е. составляет около половины средней тепловой энергии электронов 3/2
кТ, Это отражает тот факт, что электроны рекомбинируют тем эффектив¬
нее, чем медленнее они двигаются (§9.26). Для кТ>х коэффициент в
(11.10) еще меньше, стремясь к нулю с ростом Т (см. последнюю строку
табл. 9.1). Энергопотери на радиационную рекомбинацию
Лг = 2 <E>2,i az,i Пепг,1» 5-10~27 Т“1/2 п<£ i2 nz,i~4Aff. <11-11)
Z9i
Последние два выражения (11.11) записаны для сильно ионизованной
среды с космическим содержанием элементов при Т £ 105К (кТ < хн),
когда преобладает охлаждение при рекомбинации водорода. Численный
коэффициент приведен в системе СГС.
Заметим, что при каждом акте рекомбинации число частиц среды
убывает на одну (электрон и ион превращаются в атом или ион меньшей
кратности). Поскольку при радиационной рекомбинации < Е > < 3 /2 кТ9
средняя тепловая энергия частиц среды возрастает, т.е. если бы рекомби¬
нирующая среда теряла свою энергию только при радиационных реком¬
178

бинациях, температура ее возрастала бы. На самом деле учет других
процессов подавляет рост Г.
в) Другие процессы излучения в непрерывном спектре. Газ может
также терять свою энергию излучением в непрерывном спектре при об-*
ратном комптоновском рассеянии и двухквантовом (двухфотонном) из¬
лучении.
Эти механизмы были кратко охарактеризованы в §10.1в и 9.36 соот¬
ветственно. Обратный комптон-эффект обычно доминирует в охлажде-
нии очень сильно ионизованной плазмы вблизи источников
рентгеновского излучения. Он также преобладал в ранней Вселенной до
эпохи рекомбинации.
Двухквантовое излучение преобладает при радиационном распаде ме-
тастабильных уровней 2s в изоэлектронной последовательности водорода
(водород и водородоподобные ионы) и 21 S в изоэлектронной последова¬
тельности гелия. Этот механизм вносит важный вклад в формирование
непрерывного спектра зон НII [5. §2; 6,§26.1 ] и особенно важен в горячей
космической плазме (Т« 106-1(ГК) [34].
г) Излучение в спектральных линиях как механизм отвода энергии
было подробно рассмотрено в §9.36 на примере холодных и теплых обла¬
стей НI. В общем случае надо учитывать множество спектральных линий,
излучаемых при ударном возбуждении различных уровней разных ионов
разных элементов; излучение, возникающее при переходах между уров¬
нями, населенными при рекомбинации, тепловую энергию из среды не
уносит и в скорости охлаждения учитываться не должно (см. начало
§9.36). Спектральный диапазон, в котором преобладает охлаждающее
излучение, определяется в основном температурой газа. Чем энергичнее
фотон, тем больше энергии он уносит, но тем больше должна быть темпе¬
ратура газа, чтобы возбудить соответствующий переход.
Газ с температурой в миллионы кельвинов охлаждается в основном
излучением в рентгеновских линиях, принадлежащих прежде всего водо¬
роде- и гелиоподобным ионам различных элементов. В остатках сверхно¬
вых сильны линии ионов кислорода О VII и О VIII (21,60 и 18,96А). В
межгалактическом газе скоплений галактик и в оболочках рентгеновских
источников часто видны линии Н- и He-подобных ионов кремния и же¬
леза (последние имеют энергию около 7 кэВ).
При температуре от 2-104 до 106К преобладает излучение в различ¬
ных резонансных ультрафиолетовых спектральных линиях гелия и тяже¬
лых элементов (до железа включительно). При фиксированной
температуре преобладает (дает в сумме « 50% вклада в Л) излучение
лишь нескольких линий. Но для точного расчета скорости охлаждения
необходимо учитывать большое количество более слабых линий. Уже при
сравнительно небольших изменениях температуры набор спектральных
линий, преобладающих в Л (и ионов, которым они принадлежат), изме¬
няется. Это приводит к необходимости учитывать в расчетах излучение в
179

сотнях линий [34]. Такие расчеты громоздки и требуют применения
ЭВМ.
В интервале температур (1-2)-104К обычно полностью доминирует
охлаждение при возбуждении спектральных линий водорода (в основном
линии лайман-альфа). В области (5-10) • 103К важную роль играют оп¬
тические запрещенные линии тяжелых элементов (если их излучение не
подавлено деактивациями: см. (9.27)). В диапазоне 30-104К необходимо
принимать во внимание излучение в далеком инфракрасном диапазоне
линий при переходах между уровнями тонкой структуры основных тер¬
мов атомов и ионов (см. табл. 9.2 и 9.3). В областях НI важно излучение
не более чем однократных ионов, но в зонах Н II — более высокозаряд¬
ных, прежде всего иона ОIII, излучающего в линиях 88,2 и 51,7 мкм.
Наконец, при Т £ (1-2) • 103К большую роль играет охлаждение при
возбуждении с последующим высвечиванием молекулярных уровней. В
теплой среде, например за фронтом ударных волн, идущих по молекуляр¬
ному газу в областях звездообразования, преобладает остывание на моле¬
кулах Н? (см. § 12.3а) при более низких температурах, особенно Т £ ЗОК,
важны прежде всего потери энергии на вращательных переходах моно¬
окиси углерода СО, а иногда и на молекулах воды НгО.
Возбуждение уровней, с которых происходит излучение уносящих
энергию фотонов, лучше всего производится самыми подвижными части¬
цами — электронами. Однако в холодной среде с низкой ионизацией
может преобладать возбуждение атомами водорода (см. §9.36), а в моле¬
кулярном газе — молекулами водорода и атомами Не.
д) Охлаждение при ионизации электронным ударом. Это уникаль¬
ный для разреженной среды процесс охлаждения, не сопровождающийся
излучением. В данном случае тепловая энергия расходуется на отрыв
электрона, т.е. запасается в виде внутренней (не тепловой) энергии сре¬
ды. Позже она высвечивается при рекомбинациях. В стационарной среде
затраты энергии на ударную ионизацию равны внутренней энергии, вы¬
свечиваемой при рекомбинации. Однако в нестационарных средах разне¬
сение этих процессов во времени может иметь принципиальное значение.
Например, в пульсирующих звездах энергия периодически то запасается
при ионизации водорода и гелия, то освобождается при рекомбинациях,
являясь резервуаром энергии пульсаций.
Скорость охлаждения при ионизации определяется коэффициентом
ионизации электронным ударом qz,i(T) (см. п. 1а) и энергией связи отры¬
ваемого электрона/z,/:
(11.12)
4. Процессы нагрева
Источники нагрева бывают весьма разнообразны, (см. предыдущие
180

параграфы этой главы). Наиболее общими являются рентгеновские и
космические лучи, а также ударные волны. Суммируем для них основные
результаты §10.
а) Рентгеновское излучение нагревает среду посредством комптонов¬
ского нагрева (§ 10.1 в), через б-злектроны (в основном §10.3а) и через i-
электроны, рожденные вторичными ультрафиолетовыми фотонами
(§10.36).
б) Космические лучи нагревают среду при кулоновском взаимодейст¬
вии со средой (в основном, §10.2) через (5-электроны (§ 10.3а) и через
электроны, рожденные вторичными ультрафиолетовыми фотонами
(§10.36).
в) Ударные волны и другие диссипативные процессы (затухание
магаитогцдродинамических волн в коронах Солнца и звезд, турбулент¬
ная вязкость, нагрев экзотермическими химическими реакциями и тщ.)
приводят к хаотизации первоначально регулярных движений. Энергия
этих движений после многократных соударений частиц среды между со¬
бой или посредством коллективных взаимодействий (плазменной турбу¬
лентности) переходит в тепловую энергию газа с распределением
скоростей, стремящимся к максвелловскому. При преобладании механиз¬
мов этой группы ионизация среды происходит целиком за счет ударов
тепловыми электронами (в отличие от вышеуказанных механизмов, ко¬
торые вместе с нагревом ионизуют ее).
Рассмотрим поочередно особенности физического состояния плазмы
при различных источниках нагрева. Начнем с последнего, как наиболее
простого.
5. Нагрев, не сопровождающийся ионизацией
Эго наиболее простой и исследованный случай, возникающий при
разнообразных условиях. За фронтом ударной волны в определенном слое
газа устанавливается неравновесная ионизация — такова ситуация, на¬
пример, в остатках вспышек сверхновых (см. п. г ниже). Здесь мы огра¬
ничимся рассмотрением ионизационного равновесия.
а) Состояние ионизации. Когда источник нагрева передает энергию
только в тепло, ионизация происходит за счет ударов тепловыми элект¬
ронами. В пределе среды низкой плотности (так называемый корональ-
ный предел; §9.1д), который только и рассматривается в этой главе,
достаточно учитывать ионизацию с первого (основного) уровня, пренеб¬
регая ролью возбужденных, населенность которых мала. Можно также
считать, что при рекомбинациях на любые уровни фотоны свободно ухо¬
дят из среды. В этом случае ионизационное равновесие в плазме опреде¬
ляется только ударной ионизацией и рекомбинациями (радиационной и
диэлектронной) и зависит только от температуры. Уравнения ионизаци¬
онного равновесия сводятся в равновесном случае к соотношениям
181

nz,i Пе q(T) = Пе nzti+l [a(T)+Xd(T) ], (11.13)
где nz,t и nz,i + 1 — концентрации Fro и (i + 1)-то ионов какого-либо
элемента. Относительные содержания ионов
Xi = nz,i nzti (11.14)
i
в функции температуры для ряда элементов представлены на рис. 11.3.
б) Эффективность охлаждения. При нагреве, не сопровождающемся
ионизацией, когда ионизационное состояние среды X (см. (9.9)) является,
как указано выше, определенной функцией температуры, эффектив¬
ность охлаждения А (Т) /л2 (см. §9.1д) также оказывается функцией
только температуры и не зависит от природы конкретного источника
нагрева. Она изображена на рис. 11.4.
В области Т < 104К среда практически нейтральна, и охлаждение про-
элемента) в функции температуры Т в станционарном равновесном разреженном газе,
ионизуемом только тепловыми электронами. Числа у кривых — заряды ионов. Для водорода
182

исходит в основном за счет возбуждения нижележащих уровней атомов
элементов от углерода до железа ударами атомов водорода (см. табл. 9.3).
В интервале (1-2) • 104КЛ(Т) резко растет за счет охлаждения при воз¬
буждении атомов водорода электронным ударом. Выше 2* 10^ водород
сильно ионизован (см. рис. 11.3), и вклад его в охлаждение ослабевает.
Как указано выше, на смену ему приходит охлаждение излучением в
ультрафиолетовых линиях элементов С, N, О, а также более тяжелых до
железа включительно (рис. 11.4,6). Для Г- (1-3) * достигает
максимума со значением Л (Г) « 0,5-10"21эрг*см3/с и далее убывает в
связи с полной ионизацией наиболее обильных элементов.
В незапыленной среде при температуре выше 107К преобладает тормозное 07) излуче¬
ние электронов в поле голых ядер. Пока электроны нерелятивистские (Т£ 10*Ю, Лп(Т) ~
~ Т1/2 (см. (11.7)). При Т £ 10*К, когда часть электронов становится релятивистскими, за¬
висимость А//(Т ) делается круче и в пределе ультрарелятивистского газа (£Т £ 137 т^с2)
Т [36,37], но в переходной области 10*6 Т б 10пКона ведет себя по закону, близкому
к [37]. Эффективность охлаждения на электрон-электронных столкновениях )
на рис. 11.4,а) оказывается в два раза больше эффективности ахлавкдения электронов на
ионах#(е-0.
Эффективность электрон-электронных столкновений возрастает из-за того, что реля¬
тивистские электроны становятся массивнее, так что их масса зависит от импульса. Из-за
этого дипольный момент пары электронов, пропорциональный е /mi - е /гщ, (mt и mz —
массы двух электроне», е — их заряды), перестает быть равен нулю, и электрон-алектрон-
ные столкновения оказываются дипольными, как и электрон-ионные. Более высокая по¬
движность приводит к преобладанию охлаждения при электрон-электронных
столкновениях над злектрон-ионными.
При столкновении релятивистские электроны могут рождать электрон-позитронные
пары, что отнимает энергию, а также увеличивает концентрацию охлаждающих частиц
(позитроны так же эффективно охлаждают среду, как и электроны). Как показано в (36] ,ка-
пприховые линии—расчет для среды, непрозрачной для лаймановского континуума, спло¬
шные линии — для прозрачной
183

1дЛ
Рис. 11.4. Эффективность охлаждения стационарной средн* ионизуемой только электрон¬
ными ударами Л(7), эрг-см3» с’1 [35]. Штриховые линии на основном поле части а при Т <
кЛс — для среды с ионизованными донорными элементами и разной степенью ионизации
х (цифры у кривых). Штрихпунктир КЛ — для среды, нагреваемой субкосмическими
лучами. Слева вверху на части а степень ионизации х - njn при Т * юЪс для нагрева
рентгеновскими и космическими лучами. Указаны вклады в охлаждение отдельных, ионов
(на части б) и элементов (а), тормозного излучения образования электрон-позитрон-
ных пар (е+е') и межзвездной пыли в горячей среде. Пунктирная линия на части а — А(Т)
для водородно-гелиевой плазмы. На врезке к части б показаны вклады в охлаждение от
возбуждения ударами электронов и атомов водорода различных ионов в среде с ионизован¬
ными донорными элементами. Пространство между сплошной и штриховой линиями в
правом верхнем квадранте части б указывает вклад в охлаждение от элементов тяжелее
неона (главным образом Mg - Fe)

тасгрофическое рождение элехтрои-повитронных пар приводит к тому, что прозрачная для
собственного излучения плазма не может находиться в стационарном состоянии при темпе¬
ратуре выше примерно 2Л • 10HK.
При Т> 10fa может оказаться существенным охлаждение среды на пыли, если она
имеется в тазе. На рис. 11.4,а показаны расчеты [38] скорости охлаждения на пыли при
нормальной концентрации ее в межзвездной среде. В интервале температур, указанном на
рис. 11.4,а горизонтальным отрезком, пылинки интенсивно разрушаются при соударениях
с ионами (пылинки как бы раэ^шзтваются, т.е. каждый ударивший пылинку ион выбивает
из нее целое облако частиц). При более высоких температурах ионы проскакивают сквозь
пылинки, не успевая их разрушать. В столь горячем газе пыль имеется редко. Некоторые
астрофизические приложения охлаждения горячей среды пылью можно найти в [38].
Для релятивистского электронного газа могут оказаться также существенными магни¬
тотормозные потери энергии. Они равны [35]
А,*-эрг см_3 с_|, (11.15)
где В — индукция магнитного поля (в Гс),x-ndn.
в) Тепловой баланс. Для идеального источника нагрева, эффектив¬
ность которого Сне зависит от физических условий в нагреваемой среде
(в данном случае от Т), уравнение (9.1) теплового равновесия сводится к
(9.32) с (?-const. Его можно переписать в виде
п = G/A(7), (11.16)
показывающем зависимость плотности от температуры. Поскольку Л(Т)
является вполне определенной функцией, столь же определенна в этом
случае и связь п и Т. Сложный характер зависимости к (Т) имеет следст¬
вием чередование областей слабых*и сильных изменений п(Т). В среде
может развиваться тепловая неустойчивость. Как указано в (9.36), не¬
устойчивыми являются участки с d \nT/d In п <-1.
Среда, в которой успевает установиться гидростатическое равновесие,
имеет во всем объеме одинаковое давление р - пкТ, Как было указано в
§9.46, в такой среде термически неустойчивы (развивается тепловая не¬
устойчивость) участки с d In р Id InT > 0. Зависимость p(D лепсо уста¬
навливается через2(Т) (см. (9.35)). Помимо “стандартного” случая раз-
биения на фазы с ТХ 100КиТ« 10^ появляется и рад более горячих
фаз [9, §14; 35].
г) О неравновесном состоянии газа за фронтом ударной волны. На
ударном фронте газ переходит в сильно неравновесное состояние, которое
затем постепенно релаксирует. Поскольку ударный фронт движется от¬
носительно невозмущенного газа, элементы газа, прошедшие через него
раньше, оказываются дальше от него. Иначе говоря, за фронтом ударной
волны эволюция состояния газа во времени “разворачивается” в про¬
странстве. Поэтому с равным правом можно говорить о времени, прошед¬
шем с момента прохождения фронта, и о расстоянии слоя газа от него.
На фронте ударной волны упорадоченное движение газа со скоростью
vo относительно фронта переходит в основном в хаотическое движение,
но часть энергии остается в виде кинетической энергии газа, оттекающего
за ударный фронт. За фронтом ударной волны частицы массы m приобре¬
тают тепловую энергию 3/2ЛТ « mvi2/2, где vi —скорость возмущен¬
185

ного газа относительно невозмущенного (для сильной ударной волны, т.е.
при условии, что vo » cs, где cs — скорость звука, или число Маха М -
= уо/с$» 1, в одноатомном газе Vi" 3/4vo). Энергия направленного дви¬
жения передается ионам, а электроны первоначально приобретают те же
хаотические скорости, что и ионы, т.е. оказываются намного холоднее их.
Отдельно о температуре электронов Те и ионов Ti можно говорить ввиду
того, что обмен энергиями (и импульсами) между частицами разных масс
происходит менее эффективно, чем для частиц близких масс (10.14).
Поэтому для выравнивания Те и Ti нужно в тысячи раз большее число
соударений сравнительно с формированием максвелловского распределе¬
ния скоростей электронов и ионов по отдельности [14,39 ]. Установление
общей температуры происходит за время [39 ]
tei ~ 6-103 "1 лет , (11.17)
где Ту — температура в единицах 107 К, п — концентрация, см'3.
В плазме с магнитным полем за фронтом ударной волны может раз¬
виться плазменная турбулентность, характеризующаяся быстрыми ко¬
лебаниями электрических полей: в среде возникают коллективные
движения электронов и ионов (плазменные волны). Рассеяние частиц
плазменными волнами значительно ускоряет процессы релаксации за
фронтом ударной волны, причем в этом случае хаотизация и релаксация
могут происходить за время, меньшее, чем необходимо для тесных сбли¬
жений (столкновений) частиц, т.е. способны возникать бесстолхнови-
тельные ударные волны. Характер релаксационных процессов в них
определяется главным образом магнитным, или альфеновским, числом
Маха Ма " vo/va — отношением скорости фронта vo к альфеновской у а "
"В /где В — индукция магнитного поля,р — плотность вещест¬
ва. Можно ввести Мсг такое, что при 2-2,5 £ Мег < Ма £ 12 за фронтом
волны ионы нагреваются сильнее электронов (явление аномальной вяз¬
кости) , а при Ма < МСг греются электроны (ионно-звуковыми колебани¬
ями) , так что Те и Ti сразу становятся примерно одинаковыми.
По мере удаления от фронта начинают играть роль процессы охлаж¬
дения газа и его рекомбинации. Ионизация успевает достичь высокого
уровня, соответствующего примерно температуре Те в том же слое удар¬
ного фронта, где идет процесс установления температур Те и Ti, т.е. в слое
с толщиной, соответствующей нескольким длинам свободного пробега
частиц в области релаксации температур [5,§21 ]. В горячем газе за фрон¬
тами ударных волн, например в остатках сверхновых, где излучение газа,
нагретого ударной волной, изучено в наблюдательном и теоретическом
плане наиболее полно, легкие элементы оказываются ионизованными
первоначально до голых ядер. Радиационная рекомбинация при темпера¬
турах, характерных для этого случая (миллионы кельвинов), идет мед¬
ленно (см. §9,26, табл. 9.1), с типичными значениями для углерода, азота,
186

кислорода а - 10’12см3/с. Поэтому характерное время установления
ионизационного равновесия для элементов тяжелее гелия больше, чем tea
лег.
Еще медленнее устанавливается равновесие для водорода и гелия.
В дальнейшем картина существенно зависит от скорости ударного
фронта vo, т.е. от температуры за фронтом (и отчасти от степени иониза¬
ции газа, по которому распространяется волна), поскольку из-за немоно¬
тонного характера зависимости эффективности охлаждения А от темпе¬
ратуры Т (см. рис. 11.4) при одних температурах (Т £ 3* 106К), когда Л
сравнительно мало, охлаждение идет медленно, а при других (Т-3-105-
3- 106К) — быстро. При медленном охлаждении, когда ударную волну
можно считать адиабатической, ионизационное равновесие во всех слу¬
чаях, кроме, может быть, Н и Не, успевает приблизиться к равновесному.
В условиях быстрого охлаждения этого не происходит.
Поскольку динамика течения газа за ударным фронтом приводит к
примерному равенству давлений р «* пкТ во всех точках, в случае, когда
роль охлаждения за счет излучения велика (радиационная ударная вол¬
на) , за фронтом нарастает плотность газа, что еще сильнее увеличивает
радиационные потери, и температура газа резко падает. В таких условиях
степень ионизации не успевает устанавливаться вслед за изменением
температуры, т.е. газ остается высокоионизованным. При этом может
наблюдаться одновременно рекомбинационное свечение водорода и гелия
вместе со спектральными линиями ударного возбуждения сравнительно
высокозарядных ионов, таких, как О III, Аг IV, Ne V. Иногда они могут
сопровождаться даже корональными линиями ионов Fe X-Fe XIV.
Физическое состояние, рассмотренное выше в пп. a-в, соответствует в
основном адиабатическим ударным волнам с установившимся ионизаци¬
онным равновесием или случаю, когда имеется ансамбль ударных волн,
т.е. через некоторый элемент газа часто проходят ударные волны с при¬
мерно одинаковыми скоростями и со временем устанавливается квази-
равновесное состояние среды.
6. Газ, нагреваемый космическими лучами
При температурах выше (15-20) • 103К, когда среда сильно ионизова¬
на, нагрев космическими лучами мало отличается от предыдущего слу¬
чая. Действительно, как было обсуждено в §10.2, космические лучи
эффективнее взаимодействуют кулоновским образом со свободными
электронами, нагревая среду, чем ионизуют атомы. Поэтому, когда ос¬
новной элемент — водород — ионизован (Г £ (15-20) • 103К), ионизаци¬
онное состояние среды в поле космических лучей близко к описанному
выше (см. рис.. 11.3).
Для Т £ 104К, когда среда в основном нейтральна, космические лучи
взаимодействуют с ней, главным образом ионизуя водород и другие эле¬
187

менты. Нагрев при этом происходит через d-электроны (§1О.За). В этом
случае ионизация элементов намного выше, чем при отсутствии ионизу¬
ющего излучения. Все элементы, включая водород и гелий, частично
ионизованы. Поскольку соотношение между расходом энергии космиче¬
ских лучей на нагрев и ионизацию практически не зависит от энергии
частиц космических лучей, связь степени ионизации х с температурой Т
оказывается вполне определенной; эта связь показана в верхнем левом
углу рис. 11.4,а. Указанное отличие в ионизации от случая, рассмотрен¬
ного в п. 5, влияет на эффективность охлаждения А (Т) для Т < 104К, но
это не приводит к качественным изменениям теплового состояния — сре¬
да термически неустойчива и может разбиваться на облака и межоблач¬
Рис. 11.5. Зависимость эффектив¬
ности Ом нагрева среды субкосми¬
ческими лучами с энергией частиц
2 МэВ/нуклон от температуры газа Т
ную среду.
На тепловое состояние влияет также зависимость от температуры
эффективности нагрева G(T). В отличие от идеального источника нагре¬
ва, рассмотренного выше, у космических лучей при уменьшении Т вели¬
чина G резко убывает вблизи 104К и далее медленно убывает с
уменьшением Т из-за ослабления ионизации среды, достигая в полно¬
стью нейтральной среде значения, при¬
мерно в 30 раз меньшего, чем в полностью
ионизованной. Как указано выше, изме¬
нения А(Т ) и G (Т) не влияют на вывод о
тепловой неустойчивости среды в области
Т<104К.
Для высоких температур эффектив¬
ность нагрева космическими лучами убы¬
вает с ростом температуры, если скорость
частиц космических лучей меньше скоро¬
сти электронов. Поскольку нагрев часто
осуществляется нерелятивистскими суб¬
космическими лучами, это может про¬
изойти при температуре всего в несколько
миллионов К (рис. 11.5). Очевидно, что
частицы космических лучей с энергией Е
не могут нагреть среду до температуры Т
больше E/k.
7. Газ в поле жесткого электромагнитного излучения
Эта очень распространенная в природе ситуация порождает большое
разнообразие возможных состояний среды в зависимости от спектрально¬
го состава ионизующего излучения.
а) Ультрафиолетовое излучение звезд. Зоны Н П.
Влияние излучения с А > 912 к. Почти все уголки межзвездной среды
188

пронизываются ультрафиолетовым излучением звезд с длинами волн
болыпе912А. Указанное излучение ионизует донорные элементы и слегка
нагревает среду. Этот случай подробно рассмотрен в §9.3. Ионизация
донорных элементов увеличивает эффективность охлаждения среды. Это
видно на рис. 11.4,п (ср. сплошную линию нулевой ионизации со штрихо¬
вой для х-10"4 в области Т £ 1(гК). Вклад различных ионов в охлажде¬
ние среды в этом случае показан на врезке к рис. 11.4,6.
Зоны НII. Другой важный и хорошо исследованный случай представ¬
ляют зоны Н II, находящиеся в поле очень сильного ультрафиолетового
излучения звезд со спектром, близким к планковскому с максимумом
излучения вблизи порога ионизации водорода (с точностью до множителя
1,5-3). В этом случае эффективность охлаждения резко отличается от
изображенной на рис. 11.4. Из-за высокой ионизации водорода резкий
подъем А (Г) вблизи 104К отсутствует. Высокая ионизация увеличивает
по сравнению с другими случаями эффективность охлаждения в области
Т < 104К. Характерный вид зависи¬
мости Л (Т ) для этого случая и состав¬
ляющие ее компоненты указаны на
рис. 11.6.
Рис. 11.6. Зависимость от температуры газа
эффективности нагрева (штриховые ли¬
нии) для двух звезд с различными эффек¬
тивными температурами и
эффективности охлаждения единицы объе¬
ма эоны НИ (эрг смЗ/с). Верхняя сплошная
линия — полная скорость охлаждения газа
единичной концентрации, линии под ней—
вклады различных спектральных линий в
охлаждение. Пересечение линий, показы¬
вающих скорости нагрева и охлаждения,
дает равновесную температуру газа [39]
Рост потока ионизующего излучения в расчете на одну частицу среды
приводит к увеличению температуры среды. Но одновременно он сопро¬
вождается все более сильной ионизацией водорода и других элементов. В
результате излучение слабее взаимодействует со средой, т.е. эффектив¬
ность нагрева G быстро убывает с ростом Т (рис. 11.6). Соотношение Л (Т)
и G (Т) оказывается таким, что тепловая неустойчивость в зонах НII не
развивается. Многочисленные неоднородности, наблюдаемые в них, име¬
ют гидродинамическую, а не тепловую природу. Очевидно, что зона НII
не может быть нагрета до температуры выше эффективной 7эф для излу¬
чения звезды из-за резкого падения G с ростом 7*.
Сопоставление наблюдательных проявлений среды, нагретой удар¬
ными волнами и ультрафиолетовым излучением. Во многих случаях
189

природу источников энергии светящегося газа удается легко установить
по характеру спектра излучения. Соответствующие качественные харак¬
теристики ионизационного состояния газа обсуждаются в данном пара¬
графе. Но в некоторых ситуациях качественный вид спектров при
различных источниках нагрева может оказаться одинаков. Практически
наиболее важен случай газа с температурой около 104К, нагретого ульт¬
рафиолетовым излучением горячей звезды или ударной волной. Для уда¬
ленных источников, например в других галактиках, различить эти случаи
по морфологии объектов или по наличию центрального источника ульт¬
рафиолетового излучения не удается.
При температуре газа за фронтом ударной волны Т - 104-106К тепло¬
вое равновесие достигается много быстрее ионизационного. Поэтому во
многих объектах ударного происхождения наблюдается сильное отклоне¬
ние от ионизационного равновесия: остывающая среда не успевает реком¬
бинировать, и в ней присутствуют более высокозарядные ионы, чем при
равновесии для тепловой ионизации. В зонах Н И вещество также иони¬
зовано до более высоких стадий, чем согласно рис. 11.3.
В результате в обоих случаях наблюдается рекомбинационное свече¬
ние Н и Не в линиях и в континууме одновременное сильными запрещен¬
ными линиями ударного возбуждения для широкого набора ионов
тяжелых элементов. Детальный анализ спектров областей Н II и плане¬
тарных туманностей, с одной стороны, и туманностей, созданных удар¬
ными волнами (остатки сверхновых; туманности, сформированные
звездным ветром), — с другой, показал, что обычно удается выделить
некоторые количественные, а иногда и качественные различия, достаточ¬
ные для распознавания этих случаев.
Основное качественное отличие состоит в том, что за фронтом удар¬
ных волн наряду с линиями водорода могут быть видны запрещенные
линии столь высокозарядных ионов, как [Fe X ] 6374А, [Fe XIV ] 5303А,
[Fe XIII ] 7060А. Однако из-за слабости эти линии далеко не всегда уда¬
ется наблюдать даже от ярких остатков сверхновых звезд. Поэтому важны
критерии, связанные с наиболее сильными спектральными линиями, по
возможности расположенными в одном участке спектра с тем, чтобы не
возникало проблем с учетом селективного межзвездного поглощения (см.
§16.1а).
Удобными группами линий являются [N II ] 6548 + 6584А и Н« 6563А;
[SII]6717+6731АиН«; [О I ] 6300 + 6363А и На; [011114959+5007X4^
4861 А; Не II4686А и H# [О II ] 3727 + 3729А и Н^ или более высокие
члены бальмеровской серии водорода. Как и выше, здесь использовано
обычное в астрофизике обозначение запрещенных линий — для них
спектроскопический символ иона заключен в квадратные скобки. В при¬
веденных здесь случаях тяжелые элементы создают дублеты — близко¬
расположенные пары линий. Для них указаны длины волн обеих
компонент.
190

В табл. 11.3 приведены характерные значения отношений интенсив¬
ностей линий в туманностях, созданных ударными волнами и горячими
звездами. В последнем случае для некоторых групп линий приведены
данные отдельно для “диффузных” зон НII вокруг звезд спектрального
класса О и для планетарных туманностей, характеризующихся в целом
более высокой степенью ионизации и немного повышенной температурой
по сравнению с диффузными зонами НII. Как видно из табл. 11.3, удов¬
летворительными критериями могут служить отношения интенсивностей
линий [NII ]/На, [SII ]/На, [О I ]/На и в меньшей степени [О II ]/Нд.
Таблица 11.3
Различие спектров зон излучения областей НII и туманностей, образован¬
ных ударными волнами (отношения интенсивностей приведенных в тексте
линий ионов и линий водорода)
Группы ЛИНИЙ
INIIJ
на
м
на
(ОП
на
loihl
[Hell]
loiii
Ударные волны
г 0,6
г о.з
>0,1
обычно
0.3-0,5
-2-10
>0.1
-3-10
Диффузные зоны Н П
<0,6
<0.3
<0,1
<7
0
* 1-5
Планетарные туман¬
ности
>7
>0,1
51
б) Степенной спектр без низкочастотного завала. Еще один часто
встречающийся в астрофизике случай — это плоский или степенной
спектр ультрафиолетового излучения, тянущийся далеко в рентгено¬
вский диапазон. Почти плоские спектры возникают при излучении очень
горячей плазмы за счет тормозного механизма. Степенные спектры обра¬
зуются при различных нетепловых механизмах излучения, таких, на¬
пример, как комптоновское или синхротронное излучение
релятивистских электронов космических лучей. Такие спектры типичны
для квазаров, активных ядер галактик, рентгеновских источников звезд¬
ной природы.
Характер ионизационного состояния среды в этом случае представлен
на рис. 11.7. Показаны доли xi (11.14) различных ионов ряда элементов в
зависимости от ионизационного параметра:
$ — L/nr2, Ш.19)
где L — светимость точечного источника рентгеновского излучения, г —
расстояние до него, п — концентрация частиц в среде (атомов и ионов).
Изображен пример ионизации среды тормозным излучением плазмы,
нагретой до 10*К. В сравнении со случаем, показанным на рис. 11.3, здесь
присутствует более широкий набор ионов в единице объема среды. Вели¬
чины xi превышают 10% сразу для трех-четырех стадий ионизации, а
191

Xi > 1 % имеет место для пяти-шести стадий вместо двух—четырех при
ионизации тепловыми электронами.
Когда спектр ионизующего излучения тянется в сторону малых энер¬
гий без низкочастотного завала вплоть до потенциала ионизации водоро-
Рис.11.7. Ионизационное равновесие Н, Не, С, N, О, Ne в функции параметра ионизации
lgf - £ / (nr) в единицах СГС для источника излучения со спектром оптически тонкой пла¬
змы, нагретой до 10*К. Цифры у кривых — спектроскопические символы ионов
192

да, сильнее всего ионизуются водород и гелий (см. рис. 11.7). Эффектив¬
ность нагрева» как и в зонах НII» быстро убываете ростом температуры»
и среда обычно не подвержена тепловой неустойчивости.
в) Рентгеновское излучение с низкочастотным завалом. Совершенно
иная ситуация возникает» если спектр ионизующего излучения оборван
(имеет достаточно крутой завал) со стороны низких энергий в области
Ли > 100-300 эВ. В этом случае [35], как обсуждено в §10.1а, рентгено¬
вские фотоны поглощаются в основном тяжелыми элементами» а водород
ионизуется в основном ^электронами. При каждом поглощении фото¬
на» например, кислородом» последний теряет в среднем два электрона
(из-за эффекта Оже; § 10.16)»а энергия выбитого электрона распределя¬
ется между атомами водорода и тепловыми электронами, которых в ты¬
сячи раз больше, чем атомов (ионов) кислорода. В результате в среде
возникает аномально высокая ионизация тяжелых элементов при данной
температуре среды. При Т < 2 • 104К очень активно идут реакции переза¬
рядки ионов тяжелых элементов с водородом и отчасти с гелием (п. 16),
при более высоких температурах — дизлектронные рекомбинации (п.
2а). Несмотря на это» газ очень сильно ионизован. Это влияет как на G(T)»
так и особенно на Л (Т ). Последняя приближается к случаю водородно-
гелиевой плазмы (пунктир на рис. 11.4)» так как тяжелые элементы
10~1
КГ*
1
10~1
10-2
отм. ед.
Рис.11.8. Стационарные состояния разреженного газа, нагреваемого рентгеновским излу¬
чением с плоским спектром, имеющим низкочастотный обрыв при энергии квантов 500 эВ,
в функции температуры газа Т: а — давление Л и поток ионизующего излучения в расчете
на одну частицу среды р- Н/п в среде с постоянным давлением; б — состояние ионизации
водорода и гелия; в, г—то же для углерода и кислорода соответственно. Цифры у кривых —
заряды ионов
193

ионизованы. В результате нередко появляется еще одна термически ус¬
тойчивая фаза в области температур около 5-104К (рис. 11.8), связанная
с охлаждением при воздействии уровней гелия.
Литература к главе Ш
1. Eddington A.S. // Proc. Roy. Soc. 1926. V. Al 11. P. 424.
2. МихаласД. Звездные атмосферы. M., 1982. Ч. 2. Гл. 12.
3. Methods in Radiative Transfer / Ed. W.Kalkofen. Cambridge, 1984; Rybicki G.B.,
L 1 g h t m a n A.P. Radiative processes in astrophysics. Cambridge, 1985.
4. Современные численные методы решения обыкновенных дифференциальных уравне¬
ний / Под ред. Дж.Холла и Дж.Уатта. М., 1979; Полак Л.С., Гол ьденбе рг
М.Я.,Л е в и ц к и й А. А. Вычислительные методы в химической кинетике. М., 1984.
5. Каплан С.А., Пикельнер С.Б. Межзвездная среда. М., 1963.
6. Соболев В.В. Курс теоретической астрофизики. М., 1985.
7. Биберман Л.М., Воробьев В.С., Якубов И.Т. Кинетика неравновес¬
ной низкотемпературной плазмы. М., 1982.
8. Osterbrock D.E. Astrophysics of gaseous nebulae. San Francisco, 1974; Astrophysics
of gaseous nebulae and active galactic nuclei. Mill Valley, 1989.
9. Каплан C.A., Пикельнер С.Б. Физика межзвездной среды. М., 1979.
10. Атомы в астрофизике / Под ред. Ф.Г.Берка и др. М., 1986.
И. S pi t zer L., Jr.// Astrophys. J. 1948. V. 107. P. 6.; 1949. V. 109. P. 337; S p i t -
z e r L., Jr., Savedoff M. // Astrophys. J. 1950. V. 111. P. 593.
12. S h о u b E.C. // Astrophys. J. Suppl. Ser. 1977. V. 34. P. 259,277; S h i z g a 1 B. //
Astrophys. J. 1977. V. 217. P. 78.
13. Пикельнер С.Б. // Астрой, ж. 1967. Т. 44. С. 915.
14. Пикельнер С.Б. Основы космической электродинамики. М., 1966.
15. Горбацкий В.Г. Космическая газодинамика. М., 1977. Гл. 2. § 1.
16. Field G.B. //Astrophys. J. 1965. V. 142.Р.531.
17. Щ е к и н о в Ю.А. // Астрон. ж. 1978. Т. 55. С. 311.
18. Ландау Л.Д., Л и ф ш и ц Е.М. Статистическая физика. Ч. 1. М., 1976. § 84.
19. Зельдович Я.Б., Пикельнер С.Б. // ЖЭТФ. 1969. Т. 56. С. 310; Pe¬
ns t о п M.V., Brown F.E. // MNRAS. 1970. V. 150. Р. 373.
20. Л е н г К. Астрофизические формулы. Ч. 1. М., 1978. § 3.1.6.
21. Дорошкевич А.Г., 3 ельдович Я.Б. // ЖЭТФ. 1981. Т. 80. С. 801.
22. Блохин М.А., Швейцер И.Г. Рентгеноспектральный справочник. М., 1982.
23. П а р и л и с Э.С. Эффект Оже. Ташкент, 1968.
24. Л е в и ч Е.В., С ю н я е в Р.А. // Астрон. ж. 1971. Т. 48. С. 461.
25. X а я к а в а С. Физика космических лучей. Ч. 1. М., 1973.
26. Гинзбург ВЛ.,С ыроватский С.И. Происхождение космических лучей.
М., 1963. §7.
27. Вайнштейн Л.А.,С обельман И.И.,Ю ков Е.А. Сечения возбуждения
атомов и ионов электронами. М., 1973; Возбуждение атомов и уширение спектральных
линий. М., 1979.
28. D а 1 g а г п о A., G г i f f i n g G.M.//Proc. Roy. Soc. 1958. V. A248. P. 415;
Spitzer L.,T oni ask oM.G. // Astrophys. J. 1971. V. 152. P. 971; Бочка¬
рев Н.Г. // Сообщения ГАИШ. 1973. № 183. C.3;BergeronJ.,Collln-
S о u f f i n S. // Astron. Astrophys. 1973. V. 25. P. 1.
29. Cravens T.E., D a 1 g a r n о A., // Astrophys. J. 1978. V. 219. P. 750; Crav¬
ens T.E., Victor G.A., D a I g a r n о A., // Planetary Space Sci. 1975. V. 23.
P. 1059.
30. Watson W.D. // Ann. Rev. Astron. Astrophys. 1978. V. 16. P. 585.
31. Смирнов Б.М. Введение в физику плазмы. М., 1982. § 5.
194

32. Пресняков Л.П., Шевелько В.П.»Я н е в Р.К. Элементарные процессы
с участием многозарядных ионов. М., 1986. Гл. 9.
33. К а г z a a WJM L a 11 е г R. // Astrophys. J. Suppl. Ser. 1961. V. 6. Р. 167.
34. Raymond J.C., Smith B.W.//Aatrophya. J. Suppl. Ser. 1977. V. 35. P. 419.
35. Бочкарев Н.Г.//Иссл. по геомагнетизму, аэрономии и физике Солнца. Вып. 48.
М., 1979. С. 195.
36. Бисноватый-Коган Г.С., Зельдович Я.Б., С ю н я е в Р. А. //
Астрой. ж. 1971. Т. 48. С. 24.
37. М ах onS.//Phya.Rev. 1972.V.A5.P. 1630.
38. Burke J.R., S i 1 k J. //Aatrophya. J. 1974. V. 190. P. 11.
39. С п и т ц e p Л. Физические процессы в межавездной среде. М., 1981.

Глава IV
МЕЖЗВЕЗДНЫЕ МОЛЕКУЛЫ
> 12. ОСНОВЫ МОЛЕКУЛЯРНОЙ СПЕКТРОСКОПИИ
В межзвездной среде известно более 80 молекул, содержащих до 13
атомов (см. табл. 1.4), более чем в ста различных изотопических вариан¬
тах. Молекулярный газ составляет около половины массы межзвездного
вещества и является колыбелью, в которой рождаются звезды. Это сдела¬
ло межзвездные молекулы очень важным объектом исследования. В аст¬
рофизических публикациях при обсуждении молекулярных данных
обычно используются принятые обозначения молекулярных линий и пе¬
реходов без каких-либо объяснений. Поэтому в настоящее время знание
основ систематики и номенклатуры молекулярных уровней стало для
астрофизиков столь же необходимо, как знание номенклатуры атомных
уровней. Изложить систематику молекулярных уровней кратко и в то же
время строго очень трудно. В этом параграфе немало упрощений.
В отличие от атомов в молекуле больше степеней свободы. Поэтому
спектры оказываются сложнее. С теоретической точки зрения система
молекулярных уровней определяется множеством собственных значений
{£} оператора Гамильтона Н (уравнение Шредингера для молекулы):
ЯФ = £Ф, <121>
где Ф—волновая функция, а гамильтониан Н можно представить в виде
суммы
Н = Тя + Тэ + Узя + Уяя + Ьэ + ... , (12-2)
первые два члена — операторы кинетической энергии ядер и электронов;
следующие три слагаемых соответствуют кулоновским взаимодействиям
электронов с ядрами, а также ядер между собой и электронов между
собой; многоточием обозначены члены, отвечающие за более тонкие эф¬
фекты. Учет в гамильтониане только слагаемых, указанных в (12.2),
называется кулоновским приближением гамильтониана.
В сложной в общем виде задаче на собственные значения (12.1) есть
малый параметр — отношение массы электрона к массе ядер те/М*.
Поскольку те « Мя, энергию молекулы Е можно представить в виде
суммы отдельных составляющих (приближение Борна—Оппенгеймера):
Е = Е3 + Ещол + 2?вр * (12.3)
определяющих энергию электронной оболочки Еэ (в нее входят члены,
описывающие электрон-ядерные взаимодействия), энергию колебаний
ядер в молекуле Екал, определяемую ядерно-ядерным взаимодействием,
196

и энергаю вращения молекулы как целого £»р. По порядку величины
отношение энергий этих трех типов движения для низких уровней про¬
стых молекул

(12.4)
т.е. энергии различаются во мнение десятки и сотни раз друг от друга.
Кроме указанных имеются многочисленные тонкие эффекты, которым в
легких молекулах отвечают еще меньшие энергии.
Это означает, что переходы между уровнями, описываемыми различ¬
ными составляющими энергии, попадают в различные диапазоны элект¬
ромагнитного спектра. В астрофизических объектах вообще и в
межзвездной среде в частности наблюдаются переходы всех типов.
Первые межзвездные молекулы СН, СИ* и CN были открыты в 1938-
1941 гг. по оптическим линиям поглощения, относящимся к электронным
переходам. В ближнем инфракрасном диапазоне обнаружены также меж¬
звездные линии поглощения молекулы Сг? соответствующие электрон¬
ным переходам. В большинстве случаев, однако, электронные переходы
попадают в ультрафиолетовый диапазон (А < 3000А). Там изучению мо¬
лекул мешает сильное межзвездное поглощение света пылью. Но тем не
менее именно по наблюдению в ультрафиолете были открыты и изучены
наиболее обильные молекулы во Вселенной — молекулы водорода Нг и
очень важная их изотопическая разновидность — дейтерированная мо¬
лекула HD. Изучаются также ультрафиолетовые межзвездные линии
поглощения молекул ОН, СО, Сг. Однако настоящим uцарством” элект¬
ронных молекулярных переходов являются атмосферы звезд поздних
спектральных классов, где такие молекулы, как TiO, ZrO и некоторые
другие, составляют основной источник непрозрачности. В электронных
переходах молекул флюоресцируют также кометы.
В ближнем инфракрасном диапазоне (1- 50 мкм) доминируют коле¬
бательные переходы в молекулах. Наиболее распространены они в атмос¬
ферах планет, образуя там сплошные полосы поглощения, составляющие
главный источник непрозрачности атмосфер в этом диапазоне. Большое
распространение колебательные переходы должны также иметь в около¬
звездных оболочках — пограничных областях между межзвездной сре¬
дой и звездами. В межзвездной среде колебательные переходы в
излучении наблюдаются в наиболее нагретых участках молекулярного
газа — в ударных волнах в областях звездообразования, например, пере¬
ходы сЛ ~ 2 мкм молекул Нг. Эти и аналогичные переходы — важный
механизм остывания нагретого до тысяч кельвинов молекулярного газа
низкой плотности. При возбуждении колебательных переходов Нг и иона
Нг+ в основном остывал газ первичного состава при образовании звезд
первого поколения (при температуре Т> 1000 К [1,§19]).Колебательные
полосы в поглощении и излучении наблюдаются также от молекул, нахо¬
дящихся в межзвездных пылинках. Обнаружены межзвездные линии 12
и 28 мкм, соответствующие вращательным переходам в молекуле Нг. Они
тоже могут играть важную роль в охлаждении газа (см. 12.33).
Субмиллиметровый диапазон (50-1000 мкм) пока слабо освоен на¬
блюдателями. Но именно там лежат основные вращательные переходы
многих молекул, т.е. основная доля излучения молекулярных облаков.
Уже в первых спектроскопических наблюдениях межзвездного газа в
субмиллиметровом диапазоне было открыто около 2000 молекулярных
линий — в три раза больше, чем за двадцать лет радиоастрономических
наблюдений.
По радиоизлучению было открыто большинство межзвездных моле¬
кул. Большая часть молекулярных радиолиний сосредоточена в милли¬
метровом диапазоне. Небольшая часть — в сантиметровом. Наиболее
длинноволновые молекулярные переходы лежат в дециметровой области:
линия 35 см метанола СНзОН, линии около 18 см гидроксила ОН. Послед¬
ние были предсказаны И.С.Шкловским в начале 50-х годов [2 ] и обнару¬
жены в 1963 г., открыв эпоху изучения межзвездных молекул. В
радиодиапазоне наблюдаются вращательные переходы тяжелых моле¬
кул, а также переходы, обусловленные рядом тонких эффектов в молеку¬
лярной спектроскопии.
Итак, межзвездные молекулы изучаются по переходам всех типов. В
связи с этим ниже последовательно рассмотрены основные особенности и
обозначения электронных, колебательных, вращательных переходов и
рассмотрены тонкие эффекты, которые проявляются в астрофизических
наблюдениях молекул. Поскольку молекулы в межзвездной среде в ос¬
новном изучаются по радиоизлучению, вращательные переходы и пере¬
ходы, обусловленные тонкими эффектами, особенно важны.
Систематике термов молекул посвящена обширная литература. Для
начального изучения полезны статья [3 ] и книги [4,5 ]. Более подробные
данные можно найти в обширных монографиях [6-8 ], полезны также
книги [9-11 ]. Количественные сведения о молекулах разбросаны в мно¬
гочисленных изданиях, наиболее доступны справочные издания [12-14 ].
1. Электронные состояния
а) Потенциальные поверхности. Энергия электронных уровней моле¬
кулы Еэ определяется движениями электронов и взаимодействием их
между собой и с ядрами при фиксированном положении последних. Вы¬
деление электронной составляющей энергии возможно благодаря тому,
что из-за большого различия в массах электронов и ядер скорости их
движения сильно различаются, и при рассмотрении движения электронов
перемещениями ядер можно пренебречь, т.е. считать координаты ядер
фиксированными. Значения Еэ и соответствующие им волновые функции
Фэопределяются уравнением
198

( 7*3 + Кзэ + Ья + Г«я) W, = ЕЭЧЭ . (12Л)
Координаты ядер здесь фиксированы и выступают как параметры. Поэ¬
тому значения Е3 — функции координат ядер. Для каждой взаимной
ориентации угловых и спиновых моментов электронов, определяющих
конфигурацию электронной оболочки, строят потенциальную поверх¬
ность, показывающую зависимость энергии Е3 этой конфигурации от
взаимного расположения ядер.
Наиболее проста ситуация в двухатомных молекулах, где взаимное
расположение ядер определяется единственным параметром—расстояни¬
ем между ядрами г. В этом случае потенциальные поверхности вращаются
в линии на плоскости (г, Еэ). Легко построить систему уровней молекулы
в пределах больших и малых расстояний между ядрами. На больших
расстояниях атомы изолированы, каждый со своей системой энергетиче¬
ских уровней. Значения Е3 определяются суммой энергий атомных состо¬
яний. При стремлении расстояния между ядрами к нулю, когда оно много
меньше размеров электронных оболочек атомов, получается по существу
атом с зарядом ядра, равным сумме зарядов ядер атомов, составляющих
молекулу. К соответствующим уровням энергии составного атома следует
добавить потенциальную энергию отталкивания ядер между собой Кяя. В
промежуточной области расстояний положение Е3 определяется расщеп¬
лением и сдвигом атомных уровней из-за эффекта Штарка.
На рис. 12.1 схематически показаны потенциальные кривые трех ниж¬
них электронных состояний молекулы Нг. Два из них образуются из
атомов водорода в основном состоянии, третье — когда один из атомов
возбужден. Кривые, имеющие минимум, отвечают связанным состояни¬
ям молекулы (на рис. 12.1 это !Eg+ и )• Минимум соответствует рав¬
новесному расстоянию между ядрами (г? на рис. 12.1). Глубина минимума
по отношению к асимптотике при стремлении г к бесконечности показы¬
вает энергию связи молекулы и близка к потенциалу диссоциации (De на
рис. 12.1). Кривые без минимума соответствуют несвязанным состояниям
молекул (л*ина рис. 12.1). В зависимости от взаимной ориентации угло¬
вых и спиновых моментов электронов при сближении атомов могут обра¬
зоваться молекулы с разным строением электронной оболочки, т.е. на
разных электронных термах. Из них, как видно на рис. 12.1, только часть
соответствует связанным состояниям молекул.
В настоящее время потенциальные кривые не очень сложных молекул
(до 4-6 атомов) удается рассчитать на ЭВМ.
б) Гундовские типы молекулярных термов. Движение вокруг ядер и
спиновые моменты электронов порождают внутри молекулы электриче¬
ские токи и магнитные поля. Как и при описании электронных оболочек
атомов, в молекулах удобно выражать электромагнитные взаимодейст¬
вия этих токов и полей между собой и ядрами на языке сложения угловых
моментов. Для квантовых систем угловые моменты могут принимать
199

<v*O,l, 2...) и вращательных (J-О,1,2...) уровней энергии, а также их четности Р. гл —
равновесное расстояние между ядрами, D« — глубина потенциальной ямы, Dm — энергия
диссоциации молекулы. Линии со стрелками показывают возможные типы переходов: а —
злектронно-колебательно-вращательные, б — колебательно-вращательные, в — враща¬
тельные. На врезке — кривые нижних электронных состояний молекулы Нг

лишь фиксированные значения. Прежде чем обратиться к молекулам,
напомним ситуацию с атомами.
Типы связи моментов в атомах. Как в атомах, так и в молекулах
каждый электрон характеризуется двумя моментами: орбитальным 1 и
спиновым s. В многоэлектронных системах систематика уровней прово¬
дится на основе тех или иных схем сложения моментов. Они описывают
соотношение энергий взаимодействия токов и магнитных полей, порож¬
даемых движениями электронов. В атомах различают два основных типа
связи. В легких атомах велико взаимодействие орбитальных моментов,
так что можно ввести полный орбитальный момент электронной оболоч¬
ки*
L = 2 (12.6)
Кроме того, можно ввести спин электронной оболочки:
S = £ s/. <12.7)
Полный угловой момент электронной оболочки J равен
J = L + S . (12.8)
Такой тип связи называется LS-связыо или рессел-саундеровским типом
связи.
Другой крайний случай соответствует преобладанию взаимодействий
lj и Si. отдельных электронов между собой. В этом случае электроны в
атоме имеют угловые моменты
j/ = l/ + sz. (12.9)
Полный угловой момент/ равен в этом случае
J = 2 j/. (12.10)
Этот тип связи называется //-связью.
Кроме этих двух однородных типов связи моментов в атомах выделя¬
ются еще два других типа [15 ].
Тип а молекулярных термов. Аналогичная, но еще более сложная
ситуация имеет место в молекулах. В соответствии с преобладающим
соотношением энергий связи между моментами выделяют четыре типа —
гундовские типы молекулярных термов а, Ь, с и d.
В астрофизике наиболее распространен и важен тип а. В этом случае
электрическое поле молекулы настолько сильно, что, как и в LS-связи в
атомах, взаимодействием отдельных 1/ с S/ можно пренебречь по сравне¬
нию с взаимодействием 1/ между собой и с электрическим полем молекулы
и Si между собой. Имеет смысл говорить о проекциях А; и а/ моментов 1/ и
s/ на электрическую ось молекулы Z. Вектор 1/ может иметь проекцию,
направленную вдоль электрического паля молекулы (вдоль вектора Z)
или навстречу ему. Это означает, что Ai (а также ст/) можно описывать
либо числом со знаком плюс или минус, либо вектором, который может
быть ориентирован только параллельно или антипараллельно Z.
Электронное облако молекулы имеет полный орбитальный момент
201

L = У 1/ и спиновый момент S = J s/. В молекулах с сильным электри-
i i
ческим полем вектор L процессирует вокруг электрической оси Z. Поэто¬
му сохраняется лишь проекция Л вектора L на ось Z. Как в случае Л/,
вектор Л параллелен или антипараллелен вектору Z. При А # 0 каждое
электронное состояние дважды вырождено: имеются две различные вол¬
новые функции, соответствующие двум возможным ориентациям А от¬
носительно Z.
Спиновый момент S взаимодействует с магнитным моментом, порож¬
даемым вращением электронного облака как целого при L # 0. Но L
процессирует вокруг Z, поэтому сохраняется лишь проекция 2 вектора S
на сохраняющуюся часть А момента L (т.е. тоже на ось Z). Это означает,
что при А * 0 Г может иметь две ориентации: параллельно и антипарал¬
лельно А. В отличие от атомов в молекулах приходится еще учитывать
вращение молекулы как целого. Оно создает магнитное поле, которое
взаимодействует с электронами. Пусть вращение характеризуется мо¬
ментом М. Тогда характер дальнейшего сложения моментов зависит от
соотношения энергий связи L и S с М. Колебания ядер не описываются
каким-либо угловым моментом и поэтому в векторной модели сложения
не участвуют.
В типе а взаимодействие с М мало. В этом случае сохраняется сумма
проекций Q = А + 2. Полный момент вращения молекулы J (без спинов
ядер) является суммой Q и М.
Символически последовательность сложения моментов в молекулах с
типом связи а можно представить в виде
(a) { [(L,Z),SJ ,М|. (12.11)
Взаимодействие, указанное в круглых скобках, является наиболее силь¬
ным и порождает момент А , указанное в квадратных скобках — момент
Q, а приведенное в фигурных скобках — полный угловой момент J.
Понятие о других типах связи моментов в молекулах [4]. При очень быстром вра¬
щении молекулы, когда велик момент М, многие молекулы переходят на тип связи b по
Гунду. В этом случае преобладает взаимодействие А и М. Вектор Q теряет смысл. Вместо
него вводят К - А + М. Сохраняющейся оказывается проекция спина на ось вращения
молекулы. Сумма ее и К образует полный момент J.
Символически тип b по Гунду можно представить в виде
(b) { [(L,Z),Mj ,S J. (12.12)
Тип с соответствует слабому электрическому полю молекулы, например, когда велико
расстояние между ядрами. Оно не способно разрушить связь моментов 1^ и S/ электронных
оболочек вокруг каждого ядра. Поэтому сохраняются полные моменты Ji электронной обо¬
лочки каждого атома. Символически этот тип связи можно записать
(c) ,М|. (12.13)
Тип d является очень редким случаем преобладания связи М с 1ь Практически он важен
для высоковозбужденных (ридберговских) состояний молекул.
Смешанные состояния. Как в атомах, так особенно и в молекулах чистые типы связи
202

являются предельными случаями. Реальные состояния атомов и молекул и переходы между
ними описываются смешанными случаями. Иначе говоря, волновую функцию Ч*, соответ¬
ствующую реальному состоянию, можно разложить по базису из чистых состояний, т.е.
представить в виде суперпозиции
I
вде Ф/ — волновые функции, соответствующие чистым типам связей с тем или иным набо¬
ром квантовых чисел. Состояние можно считать принадлежащим к определенному типу
связи, если один из коэффициентов щ преобладает над остальными. Нередко разные состо¬
яния одной молекулы принадлежат к разным типам, и переходы между ними нельзя описать
в рамках одного предельного случая. В дальнейшем, однако, рассмотрены лишь чистые
случаи, являющиеся хорошими приближениями в практически важных ситуациях.
Тип b по Гунду хорошо описывает состояния низкой энергии молекул с Л - S - 0. Со¬
стояния с Л > 0 или S > 0 при малом М обычно описываются случаем а, при болыиих М —
b. Молекулы с сильным спиновым мультиплетным расщеплением приближаются к случаю
c.
в) Систематика электронных уровней молекул различна для разных
типов связей в молекуле. Ниже рассмотрен лишь практически наиболее
важный тип а по Гунду, аналогичный LS-связи в атомах. Поскольку
обозначения во многом подобны, сначала напомним вкратце номенкла¬
туру уровней атомов с LS-связыо.
Номенклатура атомных уровней при IS-связи. Модуль орбитально¬
го момента электронной оболочки L (12.6) может иметь дискретные зна¬
чения И = V£(£+l), где £ — квантовое число углового момента
электронов, принимающее неотрицательные целочисленные значения.
При обозначении уровней энергии значениям L ставят в соответствие
прописные латинские буквы:
>10 1 2 3 4 5... (12.15)
l~ispdfg н...
Далее обозначения идут в соответствии с латинским алфавитом.
Квантовое число S модуля полного спина S (12.7) (не путать с S в
(12.15) !) обычно указывают в виде мультиплетности терма 2S + 1 в
качестве левого верхнего индекса. Квантовое число J модуля полного
момента J (12.8) обозначают в виде правого нижнего индекса. Каждый
уровень энергии, характеризуемый номером главного квантового числа п
внешнего электрона и числами £, 5, /, вырожден 2/ + 1 раз по энергии,
т.е. ему соответствуют 2J + 1 состояния с разной проекцией Mj момента
J на выделенное направление. Ввиду вырождения по Mj его квантовое
число М обычно не указывается. У атома во внешнем электрическом или
магнитном поле вырождение по М снимается, т.е. каждый уровень рас¬
щепляется на подуровни.
Кроме того, каждый уровень энергии характеризуется четностью вол¬
новой функции Ф. В центрально-симметричном поле Ф может быть либо
четной, либо нечетной функцией совокупности координат электронов г:
Ф(г) = ±Ф(—г) . (12.16)
Знак плюс в (12.16) соответствует четным состояниям, знак минус —
203

нечетным. Четность Р определяется суммой абсолютных значений k от¬
дельных электронов в атоме:
Р = (-1)1Х (12.17)
Для нечетных термов в правом верхнем углу ставят букву “о” от слова
“odd” (нечетный).
Таким образом, номенклатура атомных уровней в случае LS-связи
можно представить в виде
п25 + 1£^. (12.18)
Например, 23Р1 соответствует главному квантовому числу внешнего
электрона л - 2, орбитальному моменту L - 1, спину S ■ 1 (25 + 1 ■ 3),
полному моменту/-1; 1^ 1/2 означает л-1, L-0, 5-1/2,7-1/2.
Величина £ может принимать целые значения от 0 до n-1. Спин 5
принимает полуцелые значения: 0,1/2,1,3/2,...; / — также полуцелые
значения от I L-S I до £+5 включительно; магнитное квантовое число М
принимает 2/ +1 значение от -J до J через 1.
Номенклатура электронных состояний молекул для связи типа а по
Гунду аналогична рассмотренной. Однако вместо L и S сохраняются лишь
их проекции на электрическую ось молекулы А и 2 (см. п. б). В полной
аналогии с (12.6) и (12.7) А и 2 можно записать через А/ и аг.
А = S А/. = S • <12.19)
i i
Квантовое число Л может принимать неотрицательные целочисленные
значения, ему ставят в соответствие прописные греческие буквы анало¬
гично (12.15):
Л_г 0 1 2 3 4... (12.20)
л~{2 П А Ф Г...
Квантовое число 2 проекции 2 (не путать с 2 в (12.20)! принимает
полуцелые значения 0,1 /2,1, 3/2 .... Квантовое число Q, определяю¬
щее модуль вектора Q = Л + 2, может иметь лишь два значения:
Q=IA±2I. (12.21)
Q — неотрицательное полуцелое число. Оно указывается в виде правого
нижнего индекса. Как отмечено выше, вектор 2, а значит, и Q теряют
смысл для А - 0. В этом случае величина Q не указывается.
В левом верхнем углу, как и для атомов, приводится мультиплетность
терма. Мультиплетность показывает, на сколько компонент расщепляет¬
ся конфигурация с данным А из-за всех возможных проекций S на элек¬
трическую ось молекулы. Таких состояний, как и в атоме, 25+1, т.е. слева
вверху указывается величина, определяемая полным спином электрон¬
ной оболочки молекулы 5.
Кроме этого, как и в атомах, каждый уровень энергии характеризуется
симметрией волновой функции относительно обращения координат элек¬
тронов гэ и ядер гя:
204

Ф(Гэ,Гя) = ±Ф(-ГЭ,-ГЯ) .
(12.22)
Знак плюс отвечает симметричным состояниям, знак минус — антисим¬
метричным. Симметрия определяется четностью суммы
i
(12.23)
Выражение (12.23) приведено для двухатомной молекулы. В нем L\ и Lt
обозначают полные орбитальные моменты электронов, принадлежащих
каждому ядру. Последняя сумма в (12.23) аналогична сумме в выражении
(12.17). Иногда в верхнем правом углу знаками+и - указывается симмет¬
рия состояния.
Знаки + и - (выражения (12.22) и (12.23)) означают четность по
отношению к операции отражения в плоскости, содержащей электриче¬
скую ось молекулы.
Для центрально-симметричных состояний появляется дополнитель¬
ное квантовое число, описывающее четность относительно инверсии про¬
странства. Оно определяется выражением (12.17). Четные термы
обозначаются буквой g, нечетные — и. Различие по четности важно в
случае Л - 0, когда теряет смысл число Q. Четность обозначается в этом
случае справа внизу на месте, где указывается значение О.
Итак, номенклатуру термов молекул со связью типа а по Гу иду можно
изобразить в виде
Например, 2Пз/2 означает электронное состояние с Л» 1, 5» 1/2, Q -3/2;
это основное состояние гидроксила ОН. Терм (см. рис. 12.1) соответ¬
ствует Л - О, S -1, волновая функция — симметричная и нечетная.
Главное квантовое число (п для атомов) для молекул не вводится.
Вместо этого основное электронное состояние обозначают буквой X. Для
большинства химически устойчивых молекул основным состоянием яв¬
ляется Х*£ (Л-0,5-0). Таково оно, например, для молекулы Нг. Первое
возбужденное состояние обозначают буквой А, второе — Ви т.д., напри¬
мер А2Д — первое возбужденное состояние СН. При обозначении термов
кроме заглавных используются также строчные латинские буквы а, Ъ...
, для того, чтобы различить синглетные и триплетные термы:
a°Sg — первое возбужденное триплетное состояние молекулы Нг).
г) Правила отбора для молекул также аналогичны атомным. Наибо¬
лее вероятны дипольные переходы, т.е. переходы, в которых меняется
электрический дипольный момент молекулы. Такие переходы называют¬
ся разрешенными. Другие имеют вероятность на несколько порядков
меньше.
Среди правил отбора, как и для атомов, имеются строгие [16], не
зависящие от типа связи, и приближенные, выполняющиеся в той степе¬
ни, в которой оба уровня, между которыми совершается переход, описы¬
ваются рассматриваемым типом связи.
205

Для электронных переходов в молекулах, как и в атомах, строгими
являются правила отбора по симметрии и четности: разрешены лишь
переходы со сменой симметрии (+ *» -) (кроме S-состояний) и четности
(u**g) (для 2-состояний).
В приближении связи а по Гуиду нестрогие правила отбора аналогич¬
ны таковым для LS-связи в атомах: разрешены переходы с
ДЛ = 0,±1, Д2 = 0, ДО = ±1. (12.25)
Кроме того, сохраняется правило Д5 « 0 (запрет на интеркомбинаци¬
онные переходы). В отличие от атомов, где переходы с L или J типа
О ** 0 запрещены, в молекулах они разрешены, т.е. возможны переходы
2 2 или переход с Q - 0 на Q « 0. Правило Д2-0 существенно для по¬
нимания особенностей тонкой структуры молекулярных спектров.
При описании электронных (и всех других) переходов в молекулах
принято сначала писать символ верхнего уровня, а затем нижнего и ука¬
зать стрелкой направление перехода. Например, 2 -» П обозначает пере¬
ход в излучении с верхнего уровня 2 на нижний П, а 2 П — переход в
поглощении с нижнего уровня П на верхний 2.
Электронные переходы обычно лежат в ультрафиолетовом диапазоне
спектра сЛ < 3000А.
2. Колебательные состояния
а) Двухатомные молекулы. Потенциальные кривые электронных тер¬
мов, соответствующих устойчивым состояниям молекул, имеют хотя бы
один минимум (см. рис. 12.1). Вблизи него отличие энергии от оптималь¬
ного пропорционально квадрату смещения ядер от равновесия
ДЕ ~ Аг2.
(12.26)
Иначе говоря, на ядра действует возвращающая сила, пропорциональ¬
ная отклонению от равновесия. Таким образом, моделью колебательного
движения молекул может служить гармонический осциллятор.
Задача о гармоническом осцилляторе — одна из классических задач
квантовой механики. Уровни энергии гармонического осциллятора кван¬
тованы:
Якол = C(v+№), (12.27)
где С — колебательная постоянная молекулы, v — колебательное кван¬
товое число (от слова vibration — колебание), принимающее целочислен¬
ные значения v “0, 1,2,...Каждое колебательноесостояниенадиаграмме,
изображающей потенциальные кривые связанных состояний, можно изо¬
бразить в виде горизонтальной прямой, отстоящей на величину Екол от
минимума. Член с 1 / 2 указывает, что колебания ядер никогда полностью
Для 2-термов (Л - 0) дипольно разрешенными являются переходы с 2" на 2* или с 2*
на 2*.
206

Рис-12.2. Колебательные термы
двухатомной молекулы, штриховые
линии—гармонический осциллятор,
сплошные — ангармонический ос¬
циллятор (по Морзе — (12.29))
не затухают (остаются “нулевые” колебания). В связи с этим требуется
ввести небольшую поправку в определение энергии диссоциации молеку¬
лы (см. описание рис. 12.1), уменьшив ее на энергию С/2 нулевых коле¬
баний ядер.
Правила отбора разрешенных (дипольных) переходов в гармониче¬
ском осцилляторе сводятся к Av= ±1. Поскольку все уровни энергии
осциллятора эквидистантны (расположены на равных расстояниях друг
от друга), гармонический осциллятор создает всего одну спектральную
линию Ли "С в поглощении или излучении.
В симметричных молекулах, например Нг, СОг и др., дипольные мо¬
менты равны нулю. В этом случае разрешенных (дипольных) переходов
нет. Возможны квадрупольные переходы с
Av- ±2, магнитодипольные и др. Для них
силы осцилляторов и вероятности перехо¬
дов много меньше, чем для разрешенных.
На самом деле потенциальные кривые
двухатомных молекул (или сечения по¬
тенциальных поверхностей плоскостью
колебаний многоатомных) резко отлича¬
ются от закона (12.26). Для двухатомных
молекул они идут круче в области малых
расстояний между ядрами г и выходят на
плато при больших г (рис. 12.2). Это при¬
водит к сильным отличиям от модели гар¬
монического осциллятора, в результате
чего уровни энергии перестают быть экви¬
дистантными. Их можно представить в ви¬
де разложения
(12.28)
£кол = C(v+Vi) + Сг (v+1/i)2 +...
Форма потенциальной кривой обычно неплохо представляется функцией Морзе [4, §37]
U(p) - (1 - ехр(-<р)]2, П2-29>
- г?) / гв, ге — равновесное расстояние между ядрами, а—параметр. De—глубина
потенциальной ямы. В этом случае £км выражена в виде двух членов в формуле (12.28).
Величина х •* Ci/C называется постоянной ангармоничности.
В результате ангармоничности соседние уровни сгущаются кверху
(см. рис. 12.1,12.2), но в отличие от атомов число уровней в потенциаль¬
ной яме молекулы конечно и обычно не превосходит немногих десятков.
Нарушение эквидистантности колебательных уровней означает, что раз¬
ным уровням v соответствуют переходы с разной энергией фотонов. Кроме
того, в результате ангармоничности снимается запрет на переходы с
Av # ± 1: разрешены переходы с любыми изменениями v. Вследствие это¬
го вместо одной колебательной линии получается целая матрица перехо¬
дов, определяемая всевозможными значениями колебательных чисел на¬
чального и конечного состояний молекулы.
Длины волн колебательных переходов обычно находятся в диапазоне
1—10 мкм (ближний инфракрасный диапазон).
б) Многоатомные молекулы с W ядрами имеют 3N-5 колебательных степеней свободы,
если молекула линейная, и 3AF6, если молекула нелинейная. Для трехатомных молекул
имеются три основные моды (типа) колебаний, каждая со своей колебательной постоянной.
Для линейных симметричных молекул, например СНг, СОг, состоящих из ядра углерода и
двух ядер, симметрично* расположенных по обе стороны от него, или для HCN (линейной
несимметричной молекулы), возможны: 1) симметричные колебания ядер (рис. 12.3,а
вверху); это так называемая первая мода колебаний уг, 2) антисимметричные колебания,
когда два ядра сближаются, а третье удаляется от них (рис. 12.3а внизу, мода уз); и 3)
изгибные колебания (мода У2>-
а
Рис. 12.3. Нормальные моды колебаний vi, уз и уз линейной (а), нелинейной (б) трехатомной
молекулы
Изгибные колебания могут происходить независимо в двух взаимно перпендикулярных
плоскостях, так что всего оказываются четыре колебательные степени свободы. Частоты
изгибных колебаний во всех плоскостях одинаковы, но могут быть возбуждены колебания
по двум осям с разной фазой, что дает движение ядер по эллипсам. Соответствующий момент
количества движения ядер тоже квантован, и в результате кроме трех колебательных кван¬
товых чисел vi, V2, уз появляется еще квантовое число /. Колебательные состояния обознача¬
ют Vi, V27, уз, например, 02°1. Из-за ангармоничности Moiyr быть переходы с изменением
всех квантовых чисел, т.е. в колебательном спектре присутствуют комбинированные часто¬
ты vi±v2 и др. (vi, V2 — частоты переходов с изменением vi, У2 соответственно). Но не все
педеходы в симметричных молекулах оптически активны, т.е. дипольно разрешены. В СОг
и других симметричных молекулах симметричные колебания запрещены.
В длинных линейных молекулах, содержащих достаточно тяжелые атомы (например,
недокись углерода О-С-С-ОО и аналогичные углеродные цепи, характерные для межзвез¬
дной среды), изгибные колебания могут иметь очень низкие частоты, попадающие в субмил¬
лиметровый, а иногда и миллиметровый диапазон волн (для недокиси углерода С3О2 — 160
мкм).
Нормальные моды колебаний трехатомной нелинейной молекулы (например, НгО)
изображены на рис. 12.36. Имеется лишь три независимые степени свободы.
Теория колебаний тюлекул доведена до высокого уровня развития. Созданы алгоритмы
автоматического расчета колебательных спектров молекул [17].
208

Множество колебательных степеней свободы многоатомных молекул приводит к оби¬
лию колебательных переходов в них, плотно покрывающих иногда широкие участки спек¬
тра. Например, атмосфера Венеры практически непрозрачна в инфракрасном диапазоне
из-за поглощения молекулами СОг- Непрозрачность для инфракрасного диапазона земной
атмосферы определяется ее малыми составляющими НгО и СОг (сотые доли процента от
массы атмосферы).
в) Электронно-колебательный спектр. Изменение электронного со¬
стояния молекулы может сопровождаться одновременным изменением
колебательного (см. рис. 12.1). Правила отбора не накладывают никаких
ограничений на изменение колебательных квантовых чисел v. В резуль¬
тате каждый электронный переход распадается на матрицу электронно¬
колебательных.
Отношение интенсивностей различных электронно-колебательных
переходов определяется правилом Франка—Кондона. Согласно идее
Франка относительное положение ядер во время электронных переходов
измениться не успевает. Это означает, что на диаграммах, изображаю¬
щих электронные состояния молекул, электронно-колебательные пере¬
ходы выглядят в виде вертикальных прямых. Вероятность застать
колеблющиеся ядра на том или ином расстоянии друг от друга зависит от
параметров электронной потенциальной кривой и номера колебательного
уровня v (рис. 12.4,а). Согласно правилу Франка—Кондона, наиболее
сильны те электронно-колебательные переходы, для которых наиболее
Рис. 12.4. а — квантовомеханическое распределение вероятностей межъядерных расстоя¬
ний г для двухатомной молекулы; максимумы на кривых для колебательных состояний
отвечают наиболее вероятным значениям между ядрами; б — потенциальные кривые и
колебательные волновые функции, иллюстрирующие квантовомеханическую трактовку
правила Франка—Кондона
209

вероятные расстояния г между ядрами в начальном (1) и конечном (2)
состояниях молекулы примерно совпадают (рис. 12.4,6). Точнее, как
показал Кондон, интенсивность переходов в первом приближении про¬
порциональна квадратам интегралов перекрытия колебательных волно¬
вых функций Wi,2 двух состояний молекулы Ф1Ф5 dr^ .
Если в электронных состояниях, между которыми происходит пере¬
ход, равновесные расстояния между ядрами ге сильно различаются, пра¬
вило Франка—Кондона может привести к сильному запрету на переходы
между нижними колебательными уровнями. В этом случае в соответствии
с правилом Франка—Кондона электронные переходы как в поглощении,
так и в излучении могут перевести молекулу в колебательное состояние,
лежащее выше предела диссоциации, где имеется непрерывный спектр
состояний (см. ниже, рис. 14.2). Такой переход является предиссоциа¬
цией: через половину периода колебания ядра молекула диссоциирует —
развалится на две составные части.
При обозначении электронно-колебательных переходов часто рядом
с электронным термом в круглых скобках ставят значения колебательных
квантовых чисел (v,v'>: первым идет v верхнего состояния. Например,
1П <- 1Е4’(2,0) означает линию поглощения с переходом между 0 и 2
колебательными уровнями электронных термов *S+ и 1П.
3. Вращение молекул
а) Линейные молекулы в первом приближении можно рассматривать
как жесткий ротатор (рис. 12.5,а). Уровни энергии жесткого ротатора
£вр = BJ(J+1) , В = Л2/27; (12.30)
здесь J = 0,1,2, 3,... — вращательное квантовое число, В — вращатель-
Рис. 12.5.Вращение линейных молекул: а — схема вращающейся двухатомной молекулы,
М — момент вращения молекулы; б—схема вращательных уровней жесткого ротатора, J —
вращательное квантовое число; в — вращательный спектр жесткого ротатора, v — частота;
г — вращательные энергии орто- и парамолекул водорода, внизу показана взаимная ориен¬
тация спинов протонов в молекуле
210

ная постоянная, I— момент инерции молекулы. Типичные значения В -
- 10’2-10‘4эВ, что соответствует далекому инфракрасному (субмилли-
Таблица 12.1
Параметры межзвездных двухатомных молекул [12,14]
Молекула
Основное элек¬
тронное состо¬
яние
X- 38
От, л
С, см"1
В, см'1
Hi
0,741
15,43
4.4П
4395
60,85
Н2+
%+
1,06
2,647
2297
29,8
на
1,275
12,75
4,434
2991
10,59
сн
2П
1,120
10,64
3,46
2859
14,19
сн*
•х
1,131
4,08
2739
14,18
Ci
'Л?
1,242
12,0
6,2
1855
1,820
CN
2Х+
1,172
14
7,8
2069
1,899
СО
■х+
1,123
14,01
11,09
2170
1,931
CS
+1
1,535
11,33
7,35
1285
0,8200
NH
*2“
1,045
13,63
3,47
3203
16,67
NO
2П
1,151
9,25
6,505
1904
1,705
NS
2П
1,495
8,87
4,8
1219
0,7736
ОН
2П
0,971
13,36
4,39
3734
18,87
NaCl
■х+
2,361
8,93
4,23
364,6
0,2181
A1F
*х+
1,654
9,8
6,89
802,8
0,5525
А1С1
’х+
2,130
5,12
481,3
0.2439
PN
'х+
1,491
11,85
6,36
1337
0,7865
ка
'Х+
2,667
8,44
4,34
279,8
0,1286
SIO
'х+
1,510
10,51
7,8
1241
0,7268
SiS
’х+
1,929
6,4
749,6
0,3035
so
1,492
12,1
5,35
1149
0,7208
so*
2П
1,424
5,43
1360
— межъядерное расстояние, — потенциал ионизации, Dm — потенциал
диссоциации, С — колебательная постояннная (часто обозначается также су,.), Я —
вращательная постоянная. Все величины приведены для основного состояния молекул,
составленных из наиболее распространенных изотопов атомов.
21!

метровому) и радиодиапазонам (табл. 12.1), так как для фотона с Е -1 эВ
1 /А =8016 см’1 и 1 /А ~ Е. Легкие молекулы, содержащие атомы водорода,
имеют малый момент инерции /, и вращательная константа соответствует
инфракрасному диапазону, а для тяжелых молекул — радиодиапазону.
В момент вращения молекулы, описываемый квантовым числом 7,
включается не только вращение молекулы как целого, но также момент
вращения электронной оболочки. Спины электронов являются полуце-
лыми. Поэтому в состояниях молекул с квантовым числом Q # 0 (проек¬
ция полного момента электронной оболочки на электрическую ось
молекулы не равна 0) в отличие от случая простого ротатора величина J
может принимать и полуцелые значения (если Q — полуцелое). Но по-
прежнему шаг изменения J равен 1. При Q*0 минимальное значение J
равно Q. Поэтому, например, в основном электронном состоянии молеку¬
лы гидроксила ОН 2Пз/г возможны значения J - 3/2,5/2, 7/2 и т.д.
Как видно из (12.30) или ниже из (12.32), (12.33), для легких молекул
вращательные переходы соответствуют сравнительно большой энергии
возбуждения. Поэтому в холодных межзвездных облаках такие молекулы
находятся только во вращательных состояниях с малыми J. Лишь тяже¬
лые молекулы с очень низким значением вращательной постоянной
В « кТ для молекулярных облаков (т.е. приВ< 10‘3эВ) могут находиться
в межзвездной среде в состояниях с высокими 7. Для наиболее длинных и
тяжелых линейных молекул, таких, как HC7N, HC9N, HCuN, наблюда¬
лись вращательные радиопереходы с 7 до 20-70.
Правило отбора для дипольных переходов в жестком ротаторе имеет
вид Д7 = ±1. Учитывая, что интервал между уровнями энергии растет с 7
(см. (12.30) и рис. 12.5,6), получается система равноотстоящих друг от
друга по частоте спектральных линий:
/в' = ДЕ = 2В7 (12.31)
(рис. 12.5,в). В соответствии с этим первые шесть вращательных перехо¬
дов молекулы СО (пять из которых наблюдались в межзвездной среде)
имеют длины волн 2,6,1,3,0,87,0,65,0,52,0,43 мм. При быстром враще¬
нии молекул необходимо учитывать, что они не являются абсолютно
жесткими ротаторами. Это, как и в случае колебаний (см. 12.28)), приво¬
дит к появлению поправочных членов в уравнении (12.30) для Евр. В
результате нарушается эквидистантность спектральных линий в шкале
частот, но правило отбора остается прежним: Д7 = ±1. Правило отбора
по 7 связано с тем, что симметричность волновых функций меняется с
изменением 7 на 1. Поэтому в пределах одного электронно-колебатель¬
ного состояния все термы с четными 7 имеют один вид симметрии (напри-
мер, симметричны), а нечетными 7 — другой (например,
антисимметричны). Это делает правило отбора по 7 универсальным.
Для гомоядерных молекул, т.е. молекул, состоящих из двух одинако¬
вых атомов (из одинаковых изотопов атомов, например 1601 а) *Н *Н, но
212

не ,60 180 или HD), и при симметричной комбинации атомов, например
СО2, дипольные моменты равны нулю и разрешенных вращательных
переходов нет. Они имеют лишь квадрупольный вращательный спектр.
Для более слабых квадрупольных переходов правило отбора имеет вид
А/ = ±2. В этом случае спектр снова состоит из равноотстоящих друг от
друга спектральных линий:
hv = &Е = 4BJ. (12.32)
В соответствии с вышесказанным наиболее обильная во Вселенной
молекула Н2 имеет самый длинноволновый переход между вращательны¬
ми уровнями/-2 и J-0 (2**0) с длиной волны около 28 мкм. Соответ¬
ствующее этому переходу слагаемое в скорости охлаждения межзвездной
среды за счет возбуждения уровня J - 2 столкновениями (с атомами или
молекулами Нг) имеет вид
Лн2 ~ пнг п ехр(—510/Т) , (12.33)
где п — концентрация возбуждающих частиц, [Г] - К.
Таким образом, как отмечалось в §9.36, молекула Н2 слабо охлаждает
среду при низких температурах. Зато изотопическая разновидность мо¬
лекулы Н2 — молекула HD, в десятки тысяч раз более редкая в межзвез¬
дной среде, имеет отличный от нуля дипольный момент (из-за
несовпадения оси вращения с электрическим центром молекулы), т.е.
разрешенный переход J -1 0. Поэтому скорость охлаждения на ней:
Ано ~ лщэ л ехр(—128/Т) (12.34)
превышает для Т £ 80К скорость охлаждения на Нг. Этот факт имел важ¬
ное значение для образования звезд первого поколения в ранней Вселен¬
ной [18]. Малость постоянной 7* - 128К (см. 9.20)) под экспонентой
связана как с тем, что разрешен переход J -1 -* 0, так и с тем, что боль¬
шая масса дейтерия увеличивает момент инерции и уменьшает враща¬
тельную постоянную В.
Отсутствие дипольных переходов в симметричных молекулах соот¬
ветствует тому, что по состоянию вращения молекулы распадаются на две
модификации. Одна из них содержит каждый второй вращательный уро¬
вень с симметричными волновыми функциями, другая — остальную по¬
ловину уровней с антисимметричными волновыми функциями.
Радиативных переходов между этими двумя разновидностями молекул
нет.
6) Орто- и парамолекулы. При рассмотрении реальных молекул надо
иметь в виду еще и спины ядер. Для молекул с тождественными ядрами,
обладающими ненулевыми спинами, квантовомеханическая теория сим¬
метрии волновых функций [19, 20] приводит к тому, что одна часть
вращательных уровней принадлежит к молекулам с одним сочетанием
ориентаций ядерных спинов (например, два параллельно расположенных
спина), другая — к молекулам с другими взаимными ориентациями спи¬
нов. Это разделение — следствие принципа Паули. В результате появля¬
213

ются две слабо взаимодействующие между собой разновидности одной
молекулы. Из-за различия в полном спине ядер уровни энергии этих
разновидностей обладают разными статистическими весами. Разновид¬
ность молекулы с большими статистическими весами называется ортосо¬
стоянием, с меньшим — парасостоянием. Различие в статистических
весах уровней приводит к различию теплоемкостей и других физических
свойств этих разновидностей, которое особенно ярко проявляется при
низких температурах.
Для молекул, содержащих два симметрично расположенных одинако¬
вых ядра с полуцелыми спинами, например для Н2 и Н2О одна из разно¬
видностей содержит ядра с параллельной ориентацией спинов
(ортомолекулы), а другая—с антипараллельной (парамолекулы). В дан¬
ном случае статистические веса различаются в три раза. Основное состо¬
яние молекулы Н2 с квантовым числом / = 0 и уровни с четными
значениями J принадлежат параводороду (рис. 12.5,г), а уровень J = 1 и
другие нечетные — ортоводороду. Разделение молекул водорода на эти
два состояния было обнаружено экспериментально по различию их физи¬
ческих свойств.
Экспериментальное разделение орте- и параводорода возможно бла¬
годаря очень слабому взаимодействию между ними. Вероятность спон¬
танного перехода из одного состояния в другое очень мала.
Действительно, самопроизвольный переворот спина ядра — событие
крайне маловероятное. Более вероятен конверсионный процесс — обмен¬
ное столкновение в реакции типа
Н + Н2(f t)*»H2(f I) + Н , (12.35)
когда атом водорода при взаимодействии заменяет один из атомов моле¬
кулы Н2. Если налетающий атом имеет спин ядра, противоположный
спину заменяемого атома, происходит обмен между орто- и параводоро¬
дом. Однако реакция (12.35) имеет активационный барьер: атом Н 1 и
молекулы Н2 отталкиваются друг от друга, и при низких температурах
реакция идет очень медленно. Барьера активации не имеет реакция с
протоном р:
p + H2(f t)*»H2(t I) + P, U2.36)
но в холодной среде мало протонов.
в) Вращательно-колебательный спектр определяется одновремен¬
ным изменением вращательных и колебательных состояний (пример см.
на рис. 12.1). Правилами отбора для дипольных переходов разрешены те,
для которых J меняется на AJ * 0, ± 1. В результате каждый колебатель¬
ный переход превращается во вращательно-колебательную полосу (раз¬
ным значениям J соответствует разная частота фотонов). Три возможных
значения AJ приводят к расщеплению вращательно-колебательной по¬
лосы на три ветви Р, Q, R в зависимости от значения AJ = -1, 0, 1 соот¬
ветственно [5, 21 ]. Для большинства двухатомных молекул в основном
электронном состоянии переходы с AJ = 0 запрещены, и наблюдаются
214

только ветви Р и R. Для симметричных молекул с квадрупольными пере¬
ходами возникают ветви, называемые О (AJ- -2) и S(AJ = +2). Отдель¬
ные линии ветвей принято характеризовать значениями J нижнего состо¬
яния, располагаемыми в качестве числового индекса при букве,
обозначающей ветвь, например, Ri и Pi относятся к нижнему уровню с
/-1-
При высоких значениях J вращательная энергия много больше кванта
колебательной энергии (см. рис. 12.1). Однако правила отбора I AJ I < 1
не позволяют образовываться низкочастотным фотонам при переходах
между близко расположенными по энергии уровнями с различными v и
сильно отличающимися J.
г) Электронно-колебательно-вращательные спектры характеризу¬
ются теми же правилами отбора как вращательно-колебательные и элек¬
тронно-колебательные: AJ - 0, ± 1; Av — любые, причем запрет на AJ =
- О, нередко встречающийся во вращательно-колебательных полосах,
здесь обычно отсутствует. В результате электронно-колебательно-вра¬
щательные переходы образуют в спектре сложные полосы, состоящие из
многочисленных линий. В спектрах холодных звезд эти полосы образуют
столь густой частокол спектральных линий, что являются основным ис¬
точником непрозрачности атмосферы в непрерывном спектре.
В межзвездной среде электронно-колебательно-вращательный
спектр поглощения молекул (межзвездные линии поглощения молекул)
гораздо беднее, чем в звездах. Низкие плотности и температуры приводят
к тому, что молекулы главным образом находятся в своем основном (са¬
мом нижнем) электронном и колебательном состояниях и лишь низкорас-
положенные вращательные состояния иногда возбуждены, т.е. значения
v и J нижнего состояния зафиксированы, и полосы поглощения бедны
линиями . Впрочем, в сравнительно теплых областях молекулярного га¬
за, например вблизи горячих звезд, несколько нижних вращательных
уровней иногда оказываются заметно заселены (см. § 15.5а). Особенно
заметно проявляется это в спектрах поглощения молекул Нг: отсутствие
разрешенных вращательных переходов замедляет опустошение враща¬
тельных уровней, а большое количество молекул Н2 на луче зрения
делает заметным поглощение даже от малых добавок молекул на сравни¬
тельно высоких (J - 5-6) вращательных уровнях.
При обозначениях электронно-колебательно-вращательных перехо¬
дов после символов электронных термов в круглых скобках указываются
колебательные квантовые числа состояний, между которыми произошел
переход (см. конец п. 2в). Далее ставится буква Р, Q, R, соответствующая
Как указано выше, в тяжелых молекулах могут быть заселены высокие но расщеп¬
ление по / электронных переходов столь мало, что оно замывается тепловыми движениями
и не наблюдаемо. В легких молекулах (например, Нг, CN) это расщепление удается
наблюдать, но вращательные уровни слабо заселены.
215

hJ = -1, 0, 1, ив скобках номер уровня J, с которого совершен переход,
например, Р(1)-переход J - 1 -► 0.
д) Нелинейные молекулы. Для нелинейных молекул характер враща¬
тельного спектра зависит от соотношения трех главных моментов инер¬
ции молекулы Л, /у, h. Возможны три основных случая: сферический,
симметричный и асимметричный волчки.
Сферический волчок: Ix-Iy** h (пример: молекула метана СЩ). Си¬
стема вращательных уравнений такова же, как для линейных молекул
(см. п. а). Статистические веса уровней (кратность их вырождения) вме¬
сто gj-2J + 1 равны & - (2J + I)2 . Симметрия молекул делает враща¬
тельные и многие другое переходы запрещенными.
Заметим, однако, что как для симметричных волчков, так и для других
типов симметричных молекул запрет на переходы обычно снимается вли¬
янием давления. Воздействие соседних атомов (или молекул) делает мо¬
лекулу слегка асимметричной, в ней наводится небольшой дипольный
момент, и излучение в запрещенном переходе оказывается слабо разре¬
шенным. Силы осцилляторов переходов и коэффициенты Эйнштейна
пропорциональны давлению. В результате в атмосферах планет-гигантов
метан является важным источником непрозрачности.
Часть запретов снимается быстрым вращением, изменяющим харак¬
(12.37)
тер симметрии молекулы.
Симметричные волчки: Ix = Iy* Ц. Возможны два варианта: вытя¬
нутый волчок (вдоль оси z) 1хж1у<1хИ сплюснутый волчок Ix~Iy> I z.
Поскольку в данном случае имеется возможность вращения вокруг раз¬
ных осей, вращение характеризуется не одним, а двумя квантовыми чис¬
лами. Кроме /, указывающего как и в других случаях, полный момент
вращения молекулы, вводят квантовое число К. Энергия вращения зави¬
сит от / и К следующим образом:
Число К принимает 2/+1 целых значений от -J до +/. Как видно, все
состояния с X # 0 дважды вырождены по К. Статистические веса уровней
2/+1 для X- 0 и 2 (27+1) при К # 0. Каждое состояние с J * 0 расщепля¬
ется на /+1 вращательный уровень. Для вытянутых волчков Евр растет с
ростом К при фиксированном /, для сплюснутых — уменьшается (см.
крайние столбцы на рис. 12.6). Правила отбора для разрешенных перехо¬
дов имеют вид АК«0, Д/ = 0, ±1, т.е. увеличение числа вращательных
уровней не обогащает вращательный спектр. Лишь при быстром враще¬
нии (большое J) из-за центробежного растяжения молекулы каждая вра-
щательная линия с данным J распадается на У+1 компоненту в
зависимости от значения К.
Асимметричный волчок: все три главных момента инерции различны.
Как и для симметричных вол’ эв, энергия вращения выражается через
216

квантовые числа / и К, но зависимость от них сложнее, чем для симмет¬
ричного волчка, и не представляется в конечных алгебраических выраже¬
ниях. Вырождение по квантовому числу К снимается, т.е. каждое
состояние с заданным J распадается на 2J+1 уровень.
Обозначим наименьший момент инерции молекулы Ль средний —
наибольший — 1с. Им соответствуют вращательные постоянные:
А=-^П1а, В =~!г/21Ь, С^!21е. <12,38)
Введем параметр асимметрии молекулы:
к = (2В-А- С) /(А- С) . (12.39)
Для сплюснутого симметричного волчка Лх m /а * /у “ Л» Л • Л? и № 1.
Для вытянутого симметричного волчка /хЛ:" /у ■* Л» Л “ Лг и № -1. Для
асимметричных волчков -1 < к < 1.
Рис. 12.6 показывает связь системы вращательных уровней асиммет¬
ричного волчка с уровнями симметричных волчков. Каждый уровень
Рис. 12.6. Схема энергетических уровней симметричного и асимметричного волчков. Сле¬
ва — система уровней вытянутого симметричного волчка (7, < 1Х - 7У), справа — уровни
сплюснутого симметричного волчка (/* > /л - /у), сплошные линии — уровни энергии
асимметричного волчка (приведены два варианта обозначений согласно (12.40)), пара¬
метр асимметрии. Слева и справа указаны значения квантовых чисел / в К
0 —
и
и
L
0,
1
217

симметричного волчка с К Ф 0 расщепляется при появлении асимметрии
на два» При этом каждому уровню асимметричного волчка можно поста¬
вить в соответствие уровень вытянутого волчка и уровень сплюснутого
волчка, из которых "происходит” рассматриваемый уровень» Это соответ¬
ствие положено в основу номенклатуры вращательных уровней асиммет¬
ричных волчков.
В литературе встречаются два типа обозначений:
Jk~и /к“-к+. (12.40)
В обоих случаях значение J указывают в виде числа. Справа внизу от
него указываются либо два индекса (в виде чисел), показывающих зна¬
чения К вытянутого (К ") и сплюснутого (К+) волчков, соответствующих
рассматриваемому уровню асимметричного волчка, либо один индекс,
равный разности К -К +. Первый тип обозначений встречается чаще.
Самым нижним уровнем является Ооо или Оо» Это единственный уро¬
вень с J - 0. При J -1 имеются 3 уровня. Минимальной энергией обладает
уровень loi» или 1-ь выше него лежит 1ц, или 1о, и самый верхний 1 ю,
или 1+ь Для J = 2 имеется 5 уровней 2о2, 212, 2ц, 221, 2го, или 2 с
индексами от -2 до +2 и т.д.
Правило отбора разрешенных переходов по J сохраняется прежним
Рис. 12.7. Схема вращательных уровней молекулы воды НгО. Стрелки с числами — пере¬
ходы, которые могут наблюдаться в условиях межзвездного пространства в радиодиапазоне
(числа — частоты переходов в МГц). Слева — пара-, справа — ортосостояния. Левая ось
ординат — шкала волновых чисел, правая — эквивалентная шкала температур. Отмечен
наблюдавшийся переход с мазерным усилением
218

Л/ = О, ±1. ПоА'в принципе разрешены многие переходы, однако карти¬
на довольно сложна и во многом зависит от квантовомеханических огра¬
ничений на симметрию волновых функции в молекулах с одинаковыми
ядрами (в связи с делением на орто- и парасостояния). Силы переходов в
общем случае можно найти в [22], а для очень важного для многих
астрофизических приложений случая молекул воды — в [23 ].
Молекула воды НгО из-за взаимодействия водородных атомов пред¬
ставляет собой асимметричный волчок (* “ -0,437715) с равновесным
значением угла между линиями, соединяющими ядро кислорода с ядрами
водорода 104,3* [9 ]. Поскольку два тождественных ядра водорода имеют
полуцелые спины, молекула воды может существовать в модификациях
параводы (спины ядер антипараллельны), к которой принадлежит ни¬
зшее состояние Ооо, и ортоводы (спины протонов параллельны). На рис.
12.7 изображены нижние вращательные уровни молекулы воды. По гори¬
зонтальной оси отложены значения J, по вертикальной — энергия воз¬
буждения Е в обратных сантиметрах (1 эВ соответствует 8065,479 см'1) и
в кельвинах (Г -АЯ/к). Указан мазерный переход на Л * 1,35 см для
молекулы воды: 616 523-
4. Тонкие эффекты в молекулярных спектрах
а) К-удвоение — это расщепление термов симметричного волчка при
появлении слабой асимметрии молекулы (ж близко к ± 1; см. (12.39)).
При сильной асимметрии, как например, в Н2О, асимметрия приводит к
расстояниям между уровнями, образованными снятием вырождения по
К> соизмеримым с расстоянием между другими вращательными уровнями
(для Н2О такие переходы попадают в инфракрасный диапазон). Слабая
асимметрия, возникающая в эфирах и спиртах (например, в метаноле
СН3ОН) из-за асимметричного положения ядра Н относительно оси мо¬
лекулы, приводит к возникновению близко расположенных пар уровней,
переходы между которыми попадают в существенно длинноволновый (в
данном случае в радио-) диапазон. Это и есть К-удвоение. Благодаря ему
в спектрах появляются радиопереходы, используемые для обнаружения
молекул в межзвездной среде.
К—удвоение — это пример снятия вырождения вращательных уров¬
ней.
б) Инверсионные переходы, или заторможенные колебания, являют¬
ся одним из примеров снятия вырождения колебательных уровней.
В молекуле аммиака NH3 (и многих других гидридах типа ХУз) атом
азота расположен вне плоскости, образованной тремя атомами водорода;
молекула имеет форму треугольной пирамиды с атомом азота в вершине.
Очевидно, атом азота может находиться в двух идентичных равновесных
положениях: над и под плоскостью из трех атомов водорода. Если постро¬
ить разрез многомерной потенциальной поверхности молекулы аммиака
219

линией, проходящей через оба равновесных положения ядра азота, то
получится кривая с двумя симметричными минимумами и потенциаль¬
ным барьером между ними (рис. 12.8).
В данном случае имеем два одинаковых гармонических осциллятора с
равными собственными частотами. Возможность туннельного перехода
между ними делает эти два осциллятора слабо связанными между собой.
Механический аналог такой системы можно представить в виде двух
одинаковых грузов на пружинках со слабой пружинной связью между
ними. В этом случае происходит расщепление собственной частоты ос¬
циллятора на две, тем более близкие, чем слабее связь между осциллято¬
рами. Каждый колебательный уровень молекулы, расположенный ниже
вершины потенциального барьера между осцилляторами, оказывается
расщепленным на два близких уровня.
Колебательные уровни, лежащие над
вершиной потенциального барьера (см.
рис. 12.8), также расщеплены на два,
причем с ростом энергии колебаний ве¬
личина расщепления стремится к поло¬
вине расстояния между соседними
невозмущенными уровнями.
Рис. ] 2.8. Инверсионное расщепление колеба¬
тельных уровней в молекуле аммиака NH3. х —
расстояние атома N от плоскости, проходящей че¬
рез атомы водорода, Хе — равновесное расстоя¬
ние; v — колебательное квантовое число.
Волнистой стрелкой показан туннельный переход
Переходы между возникающими уровнями попадают в радио- и инф¬
ракрасный диапазоны. Соответствующие им колебания называются ин¬
версионными, или заторможенными. Форма молекулы, а значит, и
частоты инверсионных колебаний зависят от характера вращения моле¬
кулы. Поэтому при фиксированном колебательном уровне заторможен¬
ному колебанию соответствует система линий, отвечающих разным
значениям вращательных квантовых чисел J и К (см. п. Зд). Самый
низкочастотный переход этого типа в основном колебательном состоянии
молекулы NH3 имеет длину волны около 6 см. В этой радиолинии зарабо¬
тал первый лабораторный мазер Ч.Таунса (1954). Она же является основ¬
ным источником информации о межзвездном аммиаке, хотя
наблюдаются также и другие линии этой молекулы.
в) Группы с внутренним вращением. Во многих случаях система из нескольких мини¬
мумов энергии возникает вдоль угловой координаты, определяющей поворот одних атомов
в молекуле относительно других. Такова, например, ситуация в спиртах. В метаноле СНзОН
к остову молекулы С-0 с одной стороны прикреплены три симметрично расположенных
атома Н, а с другой — один, отклоняющийся от оси остова. Вращение группы Нз вокруг оси
220

остова С—О приводит к трем минимумам и трем максимумам энергии на один полный оборот.
Аналогична ситуация в соединениях типа этана СгНь-
При возбуждении молекулы выше максимумов потенциальных кривых вращение групп
происходит свободно, но ниже максимума, в потенциальных ямах оно возможно лишь за
счет туннельного перехода и называется замедленным (заторможенным) вращением. В
пределе высокого потенциального барьера и низкой температуры возбуждения они соответ¬
ствуют крутильным колебаниям одних групп атомов относительно других. Соответствую¬
щие уровни энергии крутильных колебаний расщеплены за счет влияния замедленного
вращения. В данном случае расщепление происходит на три уровня. Переходы между ними
оптически не активны (запрещены) из-за симметрии молекулы (отсутствия дипольного
момента).
Если один или два атома водорода в каждой группе Нз замещены другими атомами,
появляются два пространственных изомера с различной взаимной ориентацией групп ато¬
мов. Их называют гош- и трансизомерами. Две из трех потенциальных ям равны по глубине,
а третья имеет другую глубину.
В случае, когда на остов С-С (или другой) “навешено” по два атома с каждой стороны
(например, в этилене С2Н4), имеется лишь две потенциальные ямы. Если навешенные
атомы различны, появляются два пространственных изомера: цис- и транс- (в последнем
одинаковые атомы расположены по “диагонали” молекулы — на максимальном удалении
друг от друга), иначе возникает заторможенное вращение — расщепление уровней кру¬
тильных колебаний на два (рис. 12.9).
Рис. 12.9. Зависимость потенциальной энергии от угла кручения в молекулах типа этилена
С2Н4. Указано расщепление колебательных уровней. Сверху показаны скелетная схема мо¬
лекулы и угол кручения^
Частоты переходов, соответствующих замедленному вращению, обычно приходятся на
радиодиапазон.
В отдельных случаях, когда на остов молекулы с одной стороны “навешено” 4, а с
другой — 5 атомов или групп атомов, на одном обороте может быть до 20 минимумов.
г) Спин-вращательное расщепление. Имеется ряд случаев, когда вра¬
щение молекулы снимает вырождение электронных уровней. Например,
в молекулах, имеющих электронные уровни с квантовым числом А « О,
но спином электронной оболочки S * 0 (термы м+12), отсутствует тон¬
кое расщепление электронных термов (квантовое число Q теряет смысл).
221

Однако магнитный момент, возникающий при вращении молекулы как
целого, взаимодействуя со спиновым магнитным моментом, приводит при
S * 0 к расщеплению каждого вращательного уровня энергии на 2S+1
подуровень. Например, в основном электронном состоянии межзвездной
молекулы CN (S« 1/2) каждый вращательный уровень расщепляется
на два подуровня, а в основном электронном состоянии молекулы SO 3Е+
(5 = 1) каждый вращательный уровень расщеплен на три подуровня.
д) Л-удвоение. Когда проекция на электрическую ось молекулы Z
момента количества движения электронной оболочки не равна нулю
(Л#0), возможны две ориентации вектора Л: вдоль вектора Z и против
него. Таким образом, электронные уровни дважды вырождены. Вырожде¬
ние снимается вращением молекулы. Иначе говоря, всякое состояние с
Л 0 и J # 0 расщеплено на два. На классическом языке его можно
Рис. 12.10. Нижние вращательные уровни молекулы ин, л-удвоение и сверхтонкое рас¬
щепление (не в масштабе). Справа внизу приведено распределение электронной плотности,
поясняющее образование Л-дублета. Стрелками указаны переходы, которым соответству¬
ют радиолинии, наблюдавшиеся в спектрах межзвездных и околозвездных источников, J —
вращательное квантовое число, F — квантовое число полного момента молекулы; указана
симметрия волновых функций (±)
222

пояснить следующим образом: в неинерциальной системе координат вра¬
щающейся молекулы из-за кориолисовой силы небезразлично, в какую
сторону вращается электронная оболочка.
С точки зрения квантовой механики при Л 0 электронное облако
молекулы не является сферически симметричным. При Л = 1, когда эф¬
фект наиболее выражен, электронное облако имеет вид гантели, ориен¬
тированной перпендикулярно оси молекулы (рис. 12.10). Во вращающей¬
ся молекуле электронное облако может быть вытянуто либо вдоль оси
вращения молекулы, либо перпендикулярно ей. Моменты инерции моле¬
кулы в этих двух случаях чуть различны, и вращательные уровни расщеп¬
ляются на два.
Подавляющее большинство молекул в своем основном электронно-
колебательно-вращательном состоянии имеют А - 0 СЕ-^гермы) и / « 0.
Однако в сравнительно редких случаях радикалов — неустойчивых, бы¬
стро вступающих в химические реакции и поэтому трудно наблюдаемых
в лабораторных условиях молекул — встречаются случаи Л-удвоения в
основном состоянии. Низкие плотности и температуры в межзвездной
среде делают радикалы достаточно долгоживущими и поэтому весьма
распространенными. Радикал — это молекула с неспаренными электро¬
нами. При нечетном числе электронов в радикале один (неспаренный)
может оказаться в л-состоянии, когда квантовое число проекции его мо¬
мента количества движения I на электрическую ось молекулы Z равно
Я = 1. Такой электрон порождает 2П-термы.
Описанная ситуация имеет место в распространенных в межзвездной
среде свободных радикалах гидроксила ОН и метилидина СН (но не в NH,
где четное число электронов). В обоих случаях нижние электронные
термы 2П1/2 и 2Пз/2. В ОН ниже расположен терм 2Пз/2, с СН — 2П1/2.
Какотмеченовп.За, Q * 0 означает, что электронная оболочка как целое
вращается. Это вносит вклад в общее вращение молекулы. Для терма
2Пз/2 нижним вращательным уровнем является J - 3/2, далее по возра¬
станию энергии идут 5/2, 7/2 и т.д. Для терма 2П1/г нижним является
/-1/2 и далее 3/2,5/2,...
Итак, в основном состоянии молекул ОН и СН Л # 0 и J * 0, и все
вращательные уровни расщеплены Л-удвоением на два. Для гидроксила
ОН схема нижних уровней изображена на рис. 12.10 (Л-расщепление
показано не в масштабе). Компоненты Л-дублетов имеют разную сим¬
метрию, и между ними разрешены дипольные переходы.
Для основного состояния ОН величина Л-расщепления соответствует
длине волныЛ = 18 см. Ее впервые рассчитал И.С.Шкловский [2 ], указав
на необходимость поиска соответствующего перехода. Эта радиолиния
была обнаружена в 1963 г. и явилась первой радиолинией межзвездных
молекул. В 1965 г. было открыто мазерное радиоизлучение молекул ОН
(в той же линии 18 см). Для основного состояния молекулы СН А-удвое-
223

ние соответствует длине волны 9 см. На этом переходе также наблюдается
мазерное излучение, хотя и весьма слабое (по сравнению с ОН).
е) Сверхтонкое расщепление уровней молекул является аналогом
линии 21 см водорода: оно возникает в результате взаимодействия маг¬
нитного момента ядра (ядер) с магнитным полем электронной оболочки.
В атоме водорода последнее обеспечивается спином электрона. В молеку¬
ле магнитное поле связано также с вращением молекулы как целого и
поэтому определяется квантовым числом J (в него входят все типы вра¬
щений, в том числе спиновые). Величина расщепления всегда мала. Ха¬
рактер расщепления зависит от величин спинов, входящих в молекулу
ядер. Каждый подуровень характеризуется полным моментом количества
движения молекулы F, включающим полный момент электронной обо¬
лочки (характеризуемый числом /), и спином ядер.
В молекулах СН и ОН спином обладает только протон (имеются в виду
основные изотопические варианты молекул, содержащие изотопы 12С и
16О, не имеющие ядерного спина). Спин ядра (1/2) относительно спина
электронной оболочки (1/2) может в этих молекулах иметь две ориента¬
ции: параллельную и антипараллельную. Каждый компонент А-дублета
расщеплен еще на два подуровня, имеющие одинаковую симметрию (по¬
этому переход между ними запрещен), но разные значения квантового
числа F, характеризующего модуль вектора F (числа у подуровней на рис.
12.10).
Таким образом, основное состояние молекул ОН и СН расщеплено на
четыре подуровня. Правило отбора для дипольных переходов разрешает
изменение F на AF* 0, ± 1, кроме 0 *♦ 0. Молекула ОН имеет в нижнем
состоянии 2Пз/2 J я 3/2 значения F - 1 и 2 для подуровней каждого
компонента А-дублета. Поэтому разрешены все четыре перехода, ука¬
занные на рис. 8.10 стрелками. Частоты этих переходов равны 1612,231;
1665,402; 1667,359 и 1720,530 МГц. Все эти четыре радиолинии наблюда¬
ются в межзвездной среде. Найдены также аналогичные переходы и в
более высоких вращательных состояниях (см. рис. 12.10). В молекуле СН
основное состояние 2П1/2, J “ 1/2, F = 0 и 1. Поэтому вместо четырех
разрешено лишь три перехода (все, кроме 0 0).
Сверхтонкое расщепление и смещение уровней энергии могут возни¬
кать также в результате взаимодействия квадрупольных моментов ядер в
электрическом поле электронов.
ж) Зеемановское расщепление в магнитном поле. Каждый уровень
(подуровень) молекулы с полным моментом F вырожден 2F+1 раз. Это
вырождение снимается наложением внешнего электрического (эффект
Штарка) или магнитного (эффект Зеемана) поля. Таким образом, в меж¬
звездном магнитном поле основное состояние молекулы ОН расщепляет¬
ся на 16 подуровней, изображенных на рис. 12.11. Каждый подуровень
характеризуется своим магнитным квантовым числом М, изменяющимся
224

1665
Зеемановское расщепление f (км/с)/ мГс
Рис. 12.11. Аномальный эффект Зеемана в молекуле гидроксила ОН. Вверху приведена
диаграмма энергетических уровней основного состояния ОН (не в масштабе). Знаки + и -
указывают симметрию компонентов Л-дублета, F— квантовое число полного момента, М —
магнитное квантовое число. Справа отмечены лишь переходы для излучения с круговой
поляризацией при F- 1-* 1 (а* 1665 МГц) и Г- 1-* 2 (о*1’2,3,1612 МГц). Внизу указана
зеемановская структура четырех линий с Л ** 18 см излучения при продольном эффекте
Зеемана. Компоненты линий с левосторонней круговой поляризацией нанесены сплошными
линиями, а правосторонней — штриховыми. Линейно-поляризованные компоненты пока¬
заны штрихпунктиром

от -Т^до +F через единицу. Правило отбора по М такое же, как и в случае
атомов. Для дипольных переходов разрешены изменения ДМ = 0, ±1 при
изменении симметрии состояния (+ ** —).
В отличие от ситуации с линией 21 см межзвездного атомарного водо¬
рода (§6.6), в молекуле ОН наблюдается аномальный эффект Зеемана.
Это связано с различием зеемановского расщепления разных уровней
квартета, на который распадается основное вращательное состояние ОН
(см. рис. 12.11). В результате в главных компонентах линии 18 см (1665
и 1667 МГц) наблюдается нормальный эффект Зеемана, но разный по
величине (см. рис. 12.11 внизу). Но в сателлитах (1612 и 1720 МГц)
вместо трех компонент переходы с ДМ - 0, ± 1 порождают по 9 составля¬
ющих для каждой линии.
Компоненты линий имеют разную поляризацию. В частотах линий
1665 и 1667 МГц, где имеется нормальное зеемановское расщепление,
наблюдения, аналогичные выполненным для радиолинии 21 см (§6.6),
позволили непосредственно измерить магнитное поле в конденсациях,
создающих мазерное излучение, а также в уплотнениях молекулярных
облаков.
§ 13. КОСМИЧЕСКИЕ МАЗЕРЫ
1. Основные наблюдательные данные
Наблюдения радиоизлучения молекул ОН на волне 18 см привели в
1965 г. к открытию аномального излучения, объясненного мазерным ме¬
ханизмом [24 ]. Линии излучения оказались очень яркими, узкими, быс-
тропеременными и сильно поляризованными. Отношение их
интенсивностей радикально отличалось от ожидавшегося при тепловом
излучении оптически тонкого газа. Хотя переходы являются разрешен¬
ными, малая частота линий излучения приводит к значениям коэффици¬
ентов Эйнштейна для спонтанных переходов Ajk (6.15) порядка 10’*1 с1.
В соответствии с этим критическая плотность для деактивации ударами,
а значит, и термализации уровней (см. (6.18) и (9.26)) ожидается низкой.
Высокая яркость излучения и в то же время исключительная компакт¬
ность источников предполагают высокую плотность и как следствие тер¬
модинамически равновесное отношение интенсивностей линий
/<1612 МГц) : 7(1665 МГц) : 7(1667 МГц): 7(1720 МГц) » (13.1)
= 1 :5:9: 1.
В противоречии с этим наблюдения показали, что обычно одна линия
наблюдается с аномально сильным излучением, а остальные — либо в
поглощении, либо в эмиссии, но являются слабыми.
Ширины линий в предположении, что они объясняются только тепло¬
выми движениями (отсутствуют другие источники уширения), приводят
к оценке температуры Т ~ ЮОК. Вместе с тем сочетание необыкновенно
226

высоких потоков (некоторые источники имеют излучение, превосходя¬
щее 105 янских* с очень малыми угловыми размерами, вытекающими из
радиоинтерферометрических измерении (отдельные детали имеют угло¬
вой размер менее 0,001 угловой секунды), дают значения яркостной тем¬
пературы излучения (см. (6.34)) Ть до 1012К и светимости в одной лишь
узкой (сотни килогерц ширины) эмиссионной линии примерно до
Ю^эрг/с (0,02 % болометрической светимости Солнца). В 1982 г. были
обнаружены так называемые мегамазеры в других галактиках со свети¬
мостью до Ю^-Ю^эрг/с. Еще выше яркостные температуры оказались
для некоторых источников излучения водяного пара: Гадо 1015К. От ряда
околозвездных оболочек найдено излучение молекул моноокиси кремния
SiO с Га « 1010К.
Очевидно, что столь высокие яркостные температуры не могли быть
объяснены тепловым излучением нагретого до температуры Ть газа. Ока¬
залось, что они объясняются сильным мазерным усилением собственного
(теплового) излучения среды.
Кроме сильных мазеров на перечисленных выше трех молекулах на¬
блюдаются также многочисленные слабые мазерные источники с невысо¬
кими коэффициентами усиления на молекулах метанола СНзОН и реже
ацетальдегида СНзСНО, формальдегида НгСО, цианполиинов HC3N,
HC5N. В табл. 13.1 приведены длины волн и частоты наиболее сильных
мазерных переходов.
Таблица 13.1
Наиболее сильные мазерные линии, наблюдавшиеся в межзвездной среде
и околозвездных оболочках
2. см |
V, МГц
2, см
V, МГц
№0
SK)
1,34« |
22235,080
0,695
43122,03
он
0,700
42820,48
18395
1612,231
0,348
86243,27
18,001
1665,402
0,232
129363,12
17,980
1667,359
СНзОН
17,424
1720,530
1,202
24933,468
4,971
6030,747
1,201
24959,080
4,967
6035,092
1,198
25018,123
6,433
4660,242
1,193
25124,873
1 Ян- КГ23 эрг/(см2-с-Гц).
227

6,291
4765,562
1,185
25294,411
2,230
13441,371
Космические мазеры ОН были разделены Тернером [25 ] на два класса:
в I классе усилены главные линии 1665 и 1667 МГц, во II классе одна из
линий сателлитов. В подклассе Па усилена линия 1720 МГц, в подклассе
114 — 1612 МГц. Мазеры НгО и SiO на классы не делят.
а) Мазеры ОН I типа являются одними из наиболее сильных космиче¬
ских мазеров. Они связаны с областями звездообразования и коррелиру¬
ют по положению с компактными зонами Н II и мазерами Н2О. Часто
рядом встречаются объекты Хербига—Аро. Сильные мазеры ОН I типа
найдены в таких известных галактических источниках звездообразова¬
ния, как туманность Ориона, области W3, W49, W51.
Типичный мазерный источник ОН I типа состоит из нескольких (1—10)
гнезд размером порядка /гнезд " 1016-1017см. Каждое гнездо состоит из
3-30 отдельных конденсаций поперечным размером порядка /конд “ Ю13-
1014см. Большая часть этих конденсаций заключена в ядре гнезда разме¬
ром порядка /ядра “ 1015-1016см. Радиоинтерферометрические измерения
показывают, что каждая конденсация в гнезде имеет свою лучевую ско¬
рость. Общий разброс скоростей в гнезде обычно достигает 50-300 км/с.
Разброс скоростей в ядре составляет немногие десятки км/с.
Излучение мазеров ОН, как правило, сильно поляризовано по кругу,
иногда на 100%. Направления поляризации разных конденсаций различ¬
ны.
Мазеры НгО всегда расположены рядом с мазерами ОН I типа. Они
состоят из отдельных конденсаций, сосредоточенных в тех же гнездах, что
и мазеры ОН. Однако мазеры ОН и Н2О излучают из разных конденсаций.
Обычно в пределах гнезда источники НгО разбросаны по слегка меньшей
площади, чем в случае ОН. Излучение мазеров НгО не обнаруживает
круговой поляризации, но зачастую сильно линейно поляризовано (до
десятков процентов).
Все гнездо, по-видимому, в целом излучает примерно изотропно. Что
касается направленности излучения отдельной конденсации, то она не
известна. Скорее всего отдельные конденсации излучают направленно
(см. п. 36). Оценка энергетики излучения всего гнезда от этого не зависит.
Действительно, пусть Q — телесный угол излучения одной конденсации.
Тогда их общее число в гнезде в 4л / Q раз больше, чем наблюдается, но
каждая конденсация излучает в 4л / Q раз меньшую мощность, чем если
бы она излучала изотропно. Считается, что вероятный телесный угол
излучения конденсаций по порядку величины равен отношению площа¬
дей отдельной конденсации и ядра гнезда:
(13.2)
228

Мазерные источники ОН I типа проявляют переменность в очень ши¬
роком диапазоне характерных времен. Переменны отдельные мазерные
конденсации. Наблюдается переменность на временах — годы, месяцы,
недели. Замечены редкие случаи переменности за 20 мин и даже за время
порядка 100 с. Изменяются все основные характеристики линии: интен¬
сивность, лучевая скорость, ширина и профиль. Обнаружены случаи по¬
гасания конденсаций, возгорания новых, уярчения конденсаций в сотни
раз.
Малое время переменности накладывает жесткое ограничение на раз¬
мер излучающей области вдоль луча зрения: информация не может рас¬
пространяться быстрее, чем со скоростью света с, и переменность на
времени А/ ограничивает размер источника (точнее, в области в которой
происходит усиление в е раз) величиной cAt В сочетании с мощностью
излучения и возможной энергоотдачей единицы объема среды (см. ниже)
это позволяет найти пределы на плотность излучающих конденсаций
порядка 107-101°см'3 (в пересчете от ОН на молекулы водорода, предпо¬
лагая некоторое “стандартное” отношение содержаний этих молекул,
получаемое для других областей межзвездной среды). Характерная масса
таких конденсаций порядка 1024-1 О^г, что соответствует массам планет.
Совокупность эмпирических данных о мазерах ОН I типа и сопутст¬
вующих им мазерах Н2О укладывается в модель, впервые предложенную
Шкловским в 1966 г. и развитую Стрельницким и Сюняевым в 70-е годы.
Согласно этой модели каждое мазерное гнездо образовано одной недавно
родившейся массивной протозвездой. Она должна обладать очень мощ¬
ным звездным ветром — до 10‘3 массы Солнца в год. Оттекающее веще¬
ство поглощает и переизлучает основную часть света звезды в
инфракрасном диапазоне. Согласно этой модели разлетающийся от очень
молодой звезды поток газа обжимает имеющиеся в околозвездной среде
(оболочки) сгустки и газодинамическим напором ускоряет их в направ¬
лении от звезды. В энергию мазерного излучения перерабатывается инф¬
ракрасное излучение протозвезды как непосредственно (см. п. 36), так и
через ударные волны (п. Зг), порождаемые давлением излучения.
Вначале среда содержит молекулы НгО, но они постепенно разруша¬
ются, образуя ОН. Поэтому конденсации ОН видны в среднем на большем
удалении от центра, чем конденсации Н2О. Время вылета конденсации из
гнезда, т.е. за пределы расстояний, где возможна накачка мазерного из¬
лучения, составляет 10-103 лет. Далее ускоренные таким образом “меж¬
звездные пули” попадают в межзвездную среду и наблюдаются,
вероятно, как объекты Хербига—Аро.
Радиоинтерферомстрические наблюдения 80-х годов позволили опре¬
делить собственные движения (в картинной плоскости) отдельных кон¬
денсаций в ряде мазерных источников НгО. Эти наблюдения подтвердили
явление разлета и показали, что он происходит в двух широких конусах
с общей вершиной и противоположной направленностью. Такая картина
229

подтверждает общую схему образования звезд при конденсации из меж¬
звездной среды, когда в результате аккреции медленно вращающегося
вещества на первоначально маломассивную протозвезду вокруг нее обра¬
зуется массивный диск, наблюдающийся по радиоизлучению молекул.
Этот диск коллимирует оттеняющий от протозвезды газ в виде двух кону¬
сов, направленных поперек диска (см. рис. 2.1).
б) Мазеры ОН типа Пр. В мазерах ОН типа Па усилена линия 1720
МГц, остальные видны в поглощении. Это — редкий тип мазеров (изве¬
стно всего 5*6 источников). Они возникают на месте взаимодействия
остатков сверхновых с молекулярными облаками. Накачка мазера осуще¬
ствляется, видимо, за счет энергии ударной волны (см. п. Зг). С мазерами
Н2О и другими они не ассоциируются.
в) Мазеры в околозвездных оболочках. Большое количество мазер¬
ных радиоисточников связано с гигантами и сверхгигантами поздних
спектральных классов с сильным звездным ветром, формирующим вокруг
них протяженные холодные околозвездные оболочки. Это прежде всего
звезды-сверхгиганты типа Миры (омикрон Кита), а также типа VY Боль¬
шого Пса. С ними связаны мазеры невысокой светимости. В переменных
звездах типа Миры они меняют свой поток коррелированно с изменения¬
ми блеска звезды. К ним относятся мазеры ОН типа 115, где усилена линия
1612 МГц, а в остальных линиях видна слабая эмиссия. В тех же звездах
видны мазеры на воде Н2О и обычно мазеры на SiO.
В спектре излучения наблюдаются два пика, разнесенных в случае ОН
на десятки км/с. Мазеры на Н2О и SiO имеют, как правило, нерегулярный
профиль линии с меньшим разбросом по скоростям (для SiO обычно менее
10 км/с). Тепловое излучение в немазерных линиях занимает диапазон
скоростей между пиками ОН.
Интерферометрические наблюдения показывают, что мазерное излу¬
чение возникает в различных слоях оттекающих оболочек. В наиболее
внутренних и горячих слоях светит молекула моноокиси кремния SiO.
Мазерное излучение в линиях этой молекулы на длинах волн 2-7 мм (см.
табл. 13.1) наблюдается при вращательных переходах, но не в основном,
а в нижних возбужденных колебательных состояниях (до v » 4). Возбуж¬
дение на такие уровни требует высокой температуры газа, более 1000К,
что имеет место лишь во внутренних частях оболочек. Область, где воз¬
никает мазерное свечение SiO, удалена от звезды на расстояние меньше
или порядка 1014см.
Работа мазеров на Н2О и ОН требует меньших температур газа. Из
наблюдений следует, что мазеры Н2О образуются в оболочке размером
около 1014см, а ОН — около 1016см. Весьма вероятно, что оттекающее
вещество в этих звездах образует газопылевой диск, в разных слоях кото¬
рого (концентрических кольцах) и возникает мазерное излучение. Во
многих случаях возбуждение мазеров происходит под действием ударных
230

волн, распространяющихся в околозвездных оболочках и создаваемых
пульсациями центральной звезды.
2. Общие принципы действия космических мазеров
а) Мазер непрерывного действия. Космические мазеры, как и лабора¬
торные, усиливают сигнал за счет индуцированного излучения. Космиче¬
ские мазеры работают не в режиме генератора (предполагающего
положительную обратную связь), а в режиме усилителя: за один проход
сквозь среду усиливается излучение, самопроизвольно возникающее в
источнике, а также падающее на оптически активную среду извне. Режим
работы космических мазеров является непрерывным. Интенсивность вы¬
ходящего излучения определяется уравнением переноса излучения
(6.26), учитывающим поглощение фотонов и излучение энергии как за
счет спонтанных, так и индуцированных переходов. Как было показано в
§6.4а, индуцированное излучение действует как "отрицательное” погло¬
щение, в связи с чем можно ввести эффективный коэффициент поглоще¬
ния (6.26), величина которого определяется отношением населенностей
(6.36)) сигнальных уровней (уровней, между которыми происходит излу¬
чение в исследуемой, в данном случае мазерной, линии). Выпишим вновь
основные уравнения
dlv ~ г (13.3а)
— -+
инд to
5’ = в,’(1__АГ) =й,,(1_даш ) ' <13-3б>
Здесь, как и ранее, Iv — интенсивность излучения на частоте v, s — ко¬
ордината вдоль луча зрения, а» — эффективный коэффициент поглоще¬
ния, av — истинный коэффициент поглощения, определяемый (6.25) и
(5.4), в» — сбъемяш. коэффициент излучения среды (за счет спонтанно¬
го, т.е. самопроизвольного излучения), £уННД 1У — то же за счет индуци¬
рованного (вынужденного) излучения, щ и пг — населенности нижнего
и верхнего сигнальных уровней соответственно, #1 и до — их статистиче¬
ские веса, Ли — энергия перехода в рассматриваемой линии, Ti,2ex —
температура возбуждения сигнальной пары уровней (см. (6.16)).
Очевидно, что излучение, спонтанно возникающее в среде (соответст¬
вующее члену ev в (13.3а)) и падающее извне (входящее в граничные
условия к (13.3а)), может усиливаться в случае, если а? < 0, т.е. если
наступают условия "отрицательного поглощения”. Такая ситуация уже
обсуждалась в §7.4. Как видно из (13.36), для этого надо, чтобы было
£уИНД > а*, т.е.
П2 /до > П1 /до . (13.4)
Иначе говоря, верхний уровень должен быть перенаселен по отноше¬
нию к нижнему в соответствии с (13.4). Такая ситуация называется ин¬
231

версией населенностей уровней. Формально это выражается отрицатель¬
ной температурой возбуждения Т] ,2ех сигнальных уровней. Заметим, что
71,2е* < 0 соответствует более сильному возбуждению уровней (больше¬
му пг /л1), чем при положительной температуре возбуждения.
Высокая мощность выходящего излучения мазера возникает за счет
индуцированных переходов с верхнего сигнального уровня на нижний,
стимулированных фотонами, спонтанно рождающимися в среде за счет
тепловой энергии. Стимулированное излучение возникает на той же ча¬
стоте, с той же фазой и распространяется в ту же сторону, что и вызвавший
его появление фотон.
б) Мазер как тепловой насос. В процессе индуцированного излучения
населенность верхнего уровня уменьшается, и для поддержания работы
мазера необходимо “накачивать” в него энергию так, чтобы поддержи¬
вать на достаточно высоком уровне, удовлетворяющем условию (13.4),
населенность верхнего сигнального уровня.
Таким образом, мазер представляет собой некоторую “машину”, пе¬
рерабатывающую с коэффициентом полезного действия ?/< 1 энергию
накачки, поступающую от стороннего источника, в энергию мазерного
излучения. В этом смысле он является примером теплового насоса —
системы, в которой непрерывно циркулирует поток тепла. Бытовым при¬
мером теплового насоса может служить холодильник, открытый камерой
на улицу, а радиатором в комнату. Таким образом, можно эффективно
обогревать помещение, поскольку поток тепла будет идти в таком тепло¬
вом насосе с улицы в комнату.
Для того, чтобы тепловой насос функционировал, в принципе необхо¬
димо не менее трех компонент или термостатов. В нашем примере — это
улица, комната и хладоагент холодильника. В космических условиях ими
являются “резервуар” энергии, вызывающий накачку, “резервуар”, в
который идет сток энергии, и сами мазерные переходы. Поэтому для
работы космического мазера (как и любого другого мазера непрерывного
действия) необходимо задействовать минимум три энергетических уров¬
ня излучающих частиц. На рис. 13.1 стрелками вверх показаны акты
накачки, двойными стрелками — излучение между сигнальными уров¬
нями, простой стрелкой вниз — сток энергии.
Для поддержания работы мазера сток так же необходим, как и накач¬
ка. Отсутствие или ослабление стока энергии в случае, изображенном на
рис. 13.1 слева, приведет к уменьшению
населенности верхнего сигнального
5—J
2
1 —
5

2
1

j
I
Рис. 13.1. Трехуровневая схема циркуляции энер¬
гии в мазере непрерывного действия. Двойная
стрелка — мазерный переход, стрелка вверх —
накачка энергии, одиночная стрелка вниз — сток
энергии
232

уровня, и инверсия населенности окажется невозможной. В случае, ука¬
занном на рис. 13.1 справа, без стока повысится населенность нижнего
сигнального уровня и вновь нарушится условие (13.4) инверсии населен¬
ности уровней.
Три уровня минимально необходимы для функционирования мазера
непрерывного действия. В космических мазерах (см. п.З) циклы накачки
и стока энергии захватывают гораздо большее количество уровней. Одна¬
ко все они сводятся к эффективной трехуровневой схеме.
В трехуровневой системе для температур возбуждения всегда выпол¬
няется соотношение
£13 /471з“ = £12 /4712“ + £23 IkTrf* , <13-5)
здесь £12, Егз и £13 — разности энергий между соответствующими уров¬
нями (очевидно, 2?1з e JS12 + ^23), а Тдех — температуры возбуждения.
Поскольку для мазерного перехода Т сх < 0, равенство (13.5) накладывает
жесткое ограничение на соотношение температур возбуждения для на¬
качки и стока.
в) Классификация типов накачки мазеров. Накачка и сток энергии
могут происходить либо через радиативные процессы (R — от слова
radiation), либо через столкновительные (С — от слова collision).
Накачка и сток энергии могут также протекать за счет химических
процессов, когда в результате химической реакции образуется молекула
в возбужденном состоянии или молекула на нижнем сигнальном уровне
разрушается в результате химического превращения. В лабораторных
условиях такие системы успешно работают — это, например, эксимер¬
ные лазеры на неустойчивых соединениях благородных газов. Соедине¬
ния типа Не2 и Хег могут существовать только в возбужденном виде, а в
основном состоянии между составляющими их атомами действует сила
отталкивания, и молекула разваливается сразу после излучения фотона.
Этим всегда поддерживается малая населенность нижнего сигнального
уровня. Химические реакции можно отнести к одному из тех же двух
типов процессов, что и другие (R или С), обычно к столкиовительному
типу (С).
Поскольку как накачка, так и сток могут происходить одним из двух
типов процессов (R или С), то всего может быть четыре основных типа
работы мазера (их часто называют типами накачки, включая в этот
термин и сток энергии):
RR, RC, CR, СС. (13.6)
Первой буквой указывается тип накачки, а второй — тип стока. Описан¬
ная классификация и обозначения предложены В.С.Стрельницким в
1980 г. Иногда в классификацию включают и химический fy) механизм
накачки и стока наряду с радиативным и столкновительным [26 ]. В этом
случае будет 9 основных классов.
При радиативном стоке важно, чтобы кванты стока уходили из мазер¬
233

ного источника. Иначе они будут поглощаться в нем и термализовать
уровни энергии — тепловой насос “перегреется” и заглохнет. Для СС-
мазера необходимо, чтобы накачка и сток энергии осуществлялись части¬
цами с разными температурами. Это возможно в неравновесных
условиях, например, в ударных волнах, где температуры электронов и
атомов (молекул) могут быть различны (п. Зг).
Дальнейшая классификация типов мазеров зависит от того, через
какие молекулярные уровни “перекачивается” энергия. Накачка может
идти через вращательные, колебательные или электронные переходы в
молекуле. Их указывают в виде индекса справа внизу малой латинской
буквой г для вращательных (от слова rotation), v для колебательных
(vibration) и е для электронных (electronic), например RRr.
Коэффициент полезного действия мазера rj не может превышать от¬
ношение энергии сигнального перехода Es (Es - Е\2 или Егз) к энергии
перехода накачки Е13:
rj < Es /Е\з . (13.7)
Все наблюдаемые мазерные переходы лежат в радиодиапазоне (0,2 -
18 см; см. табл, 13.1), где Es очень мало (в шкале температур Es/k нахо¬
дятся в пределах 0,08 до 7К). Поэтому КПД т] может быть тем выше, чем
через менее высоковозбужденные (более длинноволновые в случае R)
переходы осуществляется накачка. Наибольшим КПД могут обладать
накачки через вращательные уровни. Они чаще всего и реализуются в
космических условиях (см. ниже п. 3). Наименее выгодны накачки через
электронные уровни: энергия их возбуждения обычно превышает 3-4 эВ
(А < 3000А, Es /к > 40000К). Для поддержания работы таких мазеров не¬
обходимо не менее одного ультрафиолетового фотона накачки (для Reni¬
na) на каждый радиофотон (а реально много больше одного). Поэтому в
космических условиях случаи е-накачки пока не найдены.
Не менее расточительна и химическая накачка: для образования каж¬
дого радиофотона должно быть разрушено не менее одной молекулы. При
разрушении молекул Н2О с образованием гидроксила ОН возникают
условия, способные обеспечить преимущественное заселение верхнего
сигнального уровня, но для обеспечения светимости 1045 радиофотонов в
секунду, характерной для сильных ОН мазеров I типа (п. 1а), необходимо
разрушить 1033г воды за тысячелетие. Такого количества его не запасено
даже в целом гигантском молекулярном облаке. Вместе с тем мазеры
работают по крайней мере не менее нескольких десятилетий (о чем сви¬
детельствуют более 20 лет их наблюдений) и, видимо, многие тысячи или
десятки тысяч лет (для сильных мазеров ОН).
Хотя накачка r-типа наиболее выгодна энергетически, она обладает
наименьшей “пропускной способностью”, т.е. мощностью в расчете на
единицу массы вещества. Действительно, например, при радиативном
стоке энергии (RRr или CRr) сток должен осуществляться за счет спон-
234

тайных радиационных переходов в инфракрасном диапазоне. Коэффици¬
енты Эйнштейна Aik пропорциональны кубу частоты v радиационного
перехода: для разрешен»» переходов, лежапщх в разных диапазонах
волн, сохраняют порядок величины матричные элементы д# (или так
называемые силы линий [7, гл. 4]). Для дипольных (а также магнитоди¬
польных) переходов силы осцилляторов fik^v a Aik ~l^til2.
Поэтому в далеком инфракрасном диапазоне, где происходят вращатель¬
ные переходы; для них характерны величины Ajk £ 1с**1. В результате
каждая молекула не „ может обеспечить более одного цикла накачки в
секунду, а значит, излучить более одного радиофотона в секунду.
г) Режимы работы космических мазеров. Уравнение переноса излу¬
чения (13.3а) при отсутствии источников излучения е? приводит к зако¬
ну Бугера (5.1) — экспоненциальному изменению интенсивности:
/v(s) = МО) e~'v, (13.8)
где
$
Ту = / а» ds'. (13.9)
о
Очевидно, что при а» < 0 происходит экспоненциальное усиление сиг¬
нала в ехр( 1ту I) раз. При внутренних источниках излучения (см. (6.31))
s s'
Ms) = f Ms’) expf -j <*> ds” I ds', (13.10)
о 1 о 1
т.е. при а» < 0 сильнее всего усиливается излучение, прошедшее наиболь-
ший путь в среде.
Насыщенный и ненасыщенный мазеры. Экспоненциальный закон по¬
зволяет усилить слабое исходное излучение до сколь угодного высокого
уровня. Действительно, если к оптически активной среде добавить еще
слой с оптической толщиной Тр~-1, выходящий сигнал станет в е « 2,72
раза сильнее. Проделав такую операцию достаточное число раз, можно,
казалось бы, достичь любой выходной мощности. На самом деле это не
так. Ограничение на экспоненциальный рост сигнала накладывает конеч¬
ность скорости накачки. С мазера можно снять не больше полезного
сигнала, чем обеспечивает механизм его накачки и стока.
Если оптическая толщина мазера невелика и выходная мощность ма¬
зера (по числу фотонов) много меньше мощности накачки (количество
излучаемых за единицу времени мазерных фотонов много меньше коли¬
чества актов накачки за то же время), населенности сигнальных уровней
не зависят от мощности мазерного сигнала, и добавление оптической
толщины среды приведет к экспоненциальному усилению сигнала. Такой
режим работы мазера называется ненасыщенным.
Как только во внешних слоях тела мазера количество актов снятия
возбуждения верхнего сигнального уровня индуцированным излучением
в единице объема среды за единицу времени станет приближаться к обь-
235

емной скорости накачки, населенности сигнальных уровней, а значит, и
av (см. (13.3» начнут зависеть от Iv (уменьшаться с увеличением ЛЛ, и
усиление сигнала окажется слабее, чем по экспоненциальному закону.
В предельном случае насыщенного мазера, когда каждый акт накачки
приводит к испусканию мазерного фотона, мощность излучения мазера
пропорциональна полному количеству актов накачки в объеме мазера за
единицу времени. При увеличении длины пути в такой среде вдвое сигнал
увеличится лишь в два раза.
Реальные космические мазеры работают, видимо, в основном в нена¬
сыщенном режиме, хотя часто вблизи предела насыщения и лишь в наи¬
более ярких компонентах осуществляется, вероятно, режим насыщенного
мазера. С наблюдательной точки зрения эти два случая различаются
профилями линии.
Профиль мазерной линии. В ненасыщенном режиме в процессе усиле¬
ния происходит сужение спектральной линии. Действительно, при макс¬
велловском распределении скоростей центральные части профилей
коэффициентов поглощения и излучения (зависимость их от частоты в
пределах контура линии) имеют вид гауссианы:
(13.11)
здесь уо — частота центра линии, Дур — доплеровская ширина контура
линии (5.116). Лоренцевские крылья коэффициента поглощения (см.
§5.3) не играют в данном случае никакой роли, поскольку в них вещество
космического мазера всегда прозрачно и усиления не возникает.
Как видно из (13.3) и (13.9), имеет ту же зависимость (13.11) от
частоты. Контур линии выходящего излучения имеет вид
/г = /го ехр( - Itvo-Tp Q . (13.12)
Очевидно, /р0 /1у = епри lrVo—rvl = 1 и значит при
(у- vo) /Дур = 1 .
(13.13)
В сильных космических мазерах, работающих на пределе насыщения,
Тр0 - 25-40. Таким образом, линия оказывается в 5-6 раз уже, чем при
тепловом излучении без усиления. Именно эта наблюдаемая ширина
соответствует доплеровским движениям со скоростями, отвечающими
Т ~ 100К. Это означает, что реальная температура газа в мазерных ис¬
точниках может быть в несколько раз выше (Т » 500К).
В случае насыщенного мазера насыщение достигается прежде всего в
центре контура линии, в то время как края еще усиливаются в ненасы¬
щенном режиме. В результате края линии “подтягиваются”, и в полно¬
стью насыщенном режиме контур линии повторяет профиль
коэффициента излучения.
В ненасыщенном режиме все параметры контура линии гораздо чув¬
ствительнее к условиям в среде мазерного источника, чем в насыщенном
236

режиме. Действительно, всякие изменения условий во внутренних слоях
мазерного источника усиливаются им по экспоненциальному закону. Это
способно приводить к быстрым и сильным вариациям параметров мазер¬
ных линий. Именно наблюдения такой переменности и убеждают, что
большинство мазеров работает в ненасыщенном режиме.
3. Механизмы накачки мазеров на молекулах Н2О, ОН и др.
В этом разделе рассмотрены механизмы работы нескольких конкрет¬
ных типов космических мазеров и показано, как реализуются в природе
те весьма жесткие условия (прежде всего (13.4)), которые необходимы
для работы мазера.
а) Мазер на водяных парах. Мазеры на молекулах Н2О, вероятно,
имеют в различных объектах разные механизмы накачки, но система
нижних уровней НгО (см. рис. 12.7) наиболее подходит для CRr-накачки.
Переход 616_523 ортоводы лежит далеко от основного состояния. Правило
отбора I А/1 S 1 делает радиативную накачку НгО неэффективной.
Напротив, столкновительные процессы способны обеспечить перехо¬
ды с большими изменениями А/. У возбуждающего переходы электро¬
магнитного излучения длины волн много больше размеров частиц (ато-
мов, молекул). Поэтому в поле волны молекула испытывает
периодические возмущения, которые возбуждают (возмущают) практи¬
чески лишь ее дипольный момент. Вероятности квадрупольных переходов
и переходов более высокого порядка несравненно меньше дипольных.
В отличие от длинных электромагнитных волн удар частиц малых
размеров (электрона, атома, другой молекулы) создает переменное элек¬
тромагнитное поле масштабов самой молекулы и возбуждает в ней возму¬
щения как низкой, так и высокой мультипольности. В результате при
столкновениях почти одинаково легко могут произойти переходы как с
малыми, так и с большими изменениями квантовых чисел. В частности,
частица достаточной энергии одинаково легко возбуждает при столкно¬
вениях как низкие, так и высокие вращательные уровни Н2О. Для эффек¬
тивного возбуждения сигнальных уровней Н2О необходима температура
в несколько сотен кельвинов (см. правую шкалу на рис. 12.7).
Радиативный сток энергии может обеспечить инверсию населенности
уровня 616 относительно 5гз (а также ряда других, приводящих к линиям
в субмиллиметровом диапазоне волн). Это связано с особенностями веро¬
ятностей радиационных переходов. Столкновительное возбуждение на¬
селяет уровни с разными квантовыми числами / и К. Вероятность
спонтанного излучения наиболее велика для переходов без изменения J
и с изменением К на 1 [23]. Поэтому молекулы совершают в начале
каскады переходов по уровням с одинаковым /, населяя нижние энерге¬
тические уровни К при данном J (см. рис. 13.7). Далее совершаются
радиационные переходы с нижних по К вращательных уровней с умень¬
237

шением J. Верхний сигнальный уровень 616 принадлежит как раз к такой
категории уровней (он является нижней ступенькой “лестницы” уровней
с /= 6 и разными К). Его населенность велика, так как на него собираются
молекулы Н2О со всех более высоких уровней.
Нижний сигнальный уровень 523 не является нижним по К в группе
J - 5 ортоводы. Поэтому он легко опустошается радиационными перехо¬
дами в 514 и ниже, и его населенность всегда мала. Как видно, структура
вращательных уровней молекул воды и значения вероятностей переходов
создают благоприятные условия для инверсии населенностей для пары
уровней 616-523, как и некоторых других. Но в отличие от других только
переход между уровнями 616 и 523 попадает в наблюдаемый радиодиапа¬
зон (Л » 1,35 см), в то время как все остальные приходятся на субмилли-
мстровый. Это обстоятельство связано со случайной близостью этих двух
уровней между собой.
б) Радиационная накачка мазеров ОН I типа. Сильные космические
Частота , ГГц
б
Рис. 13.2. а — схема нижних вращательных уровней молекулы гидроксила ОН в электрон¬
ных состояниях 2Пз/2 и 2П|/2. Указаны (не в масштабе) А-удвоение и сверхтонкое расщеп¬
ление; б — частотная зависимость коэффициентов поглощения в инфракрасной линии Л -
- 49 мкм (переход 2Пз/г J - 5/2 2Пi/2 J - 5/2) для циклов накачки (справа; отмечен бук¬
вой /) и снятия возбуждения ("антинакачки") (слева; отмечен буквой а)
238

мазеры ОН, видимо, принадлежат типу RRr [27 ]. Схема нижних уровней
ОН, изображенная на рис. 12.10, повторена на рис. 13.2. В обоих случаях
Л-удвоение и сверхтонкое расщепление показаны не в масштабе. Сиг¬
нальными являются четыре нижних уровня, соответствующих состоянию
2Пз/2 / * 3/2. Мазерными являются переходы между верхним и нижним
уровнями, образованными Л-удвоением. Каждый из них в свою очередь
разделен еще на два близких уровня сверхтонким расщеплением.
Перенос возбуждения между компонентами Лг-дублета. Процесс ра¬
диационной накачки через возбужденные вращательные уровни элект¬
ронного состояния 2Пз/2 оказывается невозможным. Дело в том, что сим¬
метрия верхних и нижних компонент Л-дублетов (+ и -) чередуется при
возрастании J так, как это показано на рис. 12.10 и 13.2. Радиационные
переходы разрешены только со сменой симметрии и с А/-±1. Это иск¬
лючает перемешивание верхних и нижних компонент Л-д убл ето в п у-
тем любого чередования разрешенных радиационных переходов во вра¬
щательной структуре терма 2Пз/2. А процесс накачки требует такого пе¬
ремешивания, так как накачка — это перевод молекулы ОН с нижнего
компонента Л-дублета на верхний.
На шкале энергий близко к 2Пз/2 расположено состояние 2П1/г с ниж¬
ним вращательным уровнем J-1 /2 и качественно таким же Л-удвоением
и сверхтонким расщеплением уровней, как для 2Пз/г. Поэтому в преде¬
лах состояния zni/2 радиационные переходы также не могут перенести
возбуждение между компонентами Л-дублета. Единственной возможно¬
стью для радиационной накачки оказываются разрешенные переходы
между вращательными уровнями с равными J электронных состояний
2Пз/2 и 2П1 /2. Примеры таких переходов для / - 3/2 и J - 5/2 изображены
на рис. 13.2 наклонными стрелками. В этом случае симметрии верхних и
нижних компонент Л-дублетов совпадают, т.е. разрешены переходы
нижними компонентами Л-дублета состояния 2Пз/2 и верхними компо¬
нентами Л-дублета состояния 2П1/г (отмечены буквой а на рис. 13.2) и
наоборот (отмечены буквой i на рис. 13.2). Наиболее короткий цикл
накачки проходит через уровни с 3/2. Первый шаг, собственно накач¬
ка, отмечен штриховой стрелкой и буквой а. Именно в нем происходит
“перемешивание” компонент Л-дублета. Он осуществляется фотонами с
длиной волны около 50 мкм. Далее происходят два еще более длинновол¬
новых радиационных перехода, приводящих к стоку энергии (между J *
• 3/2 и J « 1/2 в 2П1/2 и с / “ 1/2 2П1/2 на / * 3/2 2Пз/г). В результате
цикла из этих трех переходов возбуждение переносится с нижнего сиг¬
нального уровня на верхний между компонентами Л-дублета 2Пз/2» Пра¬
ктически более важный цикл через J • 5/2 (см. ниже) проходит в пять
шагов.
Преобладание накачки над снятием возбуждения. По той же схеме,
239

как накачка, могут осуществляться и циклы снятия возбуждения — пе¬
реходы с верхнего компонента Л—дублета на нижний. Причем, посколь¬
ку расщепление уровней Л-дублета в 4000 раз меньше энергии инфрак¬
расных переходов, через которые идет накачка, следует ожидать с высо¬
кой точностью равного количества циклов переходов в обе стороны.
Для того чтобы преобладала накачка, необходимо выполнение допол¬
нительных условий, выделяющих одну группу переходов. Они связаны со
случайным совпадением длин волн в цикле накачки, через уровни с J =
» 5/2. Разрешены переходы с изменением квантового числа полного мо¬
мента Г на 0, ±1. Поэтому накачка и возбуждение при “антинакачке”
осуществляются группами из четырех линий с очень близкими длинами
волн. Оказалось, что при / » 5/2 для цикла накачки все четыре перехода
вблизи Л - 49 мкм имеют разные длины волн (рис. 13.2; справа внизу), а
для “антинакачки” длины волн попарно совпадают между собой (точнее,
лежат в пределах ширины контура линии, рис. 13.2, слева внизу), т.е.
фактически вместо четырех линий “антинакачку” вызывают две, но с
большими коэффициентами поглощения.
В результате возникающего различия оптических толщин в глубине
мазерного источника интенсивность излучения, вызывающего накачку,
оказывается больше, чем для излучения, приводящего к снятию возбуж¬
дения. Этим обстоятельством и предопределяется возможность существо¬
вания сильных мазеров на молекуле ОН.
Оптическая толщина в мазерных линиях. Следующая проблема,
которую весьма изобретательно преодолела природа, создавая мазеры
ОН, — это вопрос об отношении оптических глубин в мазерном переходе
и переходах, вызывающих сток энергии. Оптическая толщина в мазерных
радиолиниях составляет I т I» 25-40, а для инфракрасных переходов сто¬
ка энергии она должна быть мала.
В мазерных конденсациях, находящихся в оттекающем газе мощных
инфракрасных источников — массивных протозвезд, следует ожидать
значительные градиенты скорости. Их достаточно для уширения допле¬
ровским образом инфракрасных линий настолько, чтобы среда оказалась
достаточно прозрачной. Проблема, однако, остается в формировании в
этих условиях узких радиолиний большой оптической толщины. Важную
роль здесь играет случайная компенсация доплеровских сдвигов частоты
из-за градиентов скорости сдвигом частот из-за зеемановского расщепле¬
ния уровней в среде с градиентом магнитного поля.
Плотность вещества в мазерных конденсациях (107-Ю10см“3) намного
выше, чем в межзвездной среде в среднем. При сжатии среды из-за сохра¬
нения вмороженности силовых линий поля в вещество возрастает напря¬
женность поля (см. конец §6.6). В связи с этим ожидалось, а затем было
подтверждено экспериментально по зеемановскому расщеплению линии
ОН (§12.4ж), что магнитное поле в мазерных конденсациях имеет вели¬
чину порядка В в10_2-10'3Гс.
240

Суммарный сдвиг частоты линии за счет эффектов Доплера и Зеемана
равен
1 ~ У г
v — vo = ~ vo ± = “ г0 ±
4л те с ’
(13.14)
Здесь vr—лучевая скорость движения элемента газа, вызывающая допле¬
ровский сдвиг, g— фактор Ланде, vh = 2 л юн — ларморова частота из
(8.11). Первые члены в (13.14) соответствуют эффекту Доплера, вто¬
рые— эффекту Зеемана. Знаки ± относятся к разным зеемановским
компонентам. ПодугиВ| i имеются в виду продольные (вдоль луча зрения
г) компоненты скорости и магнитного поля. В мазерных конденсациях
ширина профиля коэффициента поглощения Av, определяемая естест¬
венной шириной линии (см. §5.3), уширением давлением (см. §7.26) и
доплеровским расширением тепловыми движениями, оказывается мень¬
ше, чем регулярные сдвиги частоты согласно (13.14). Ситуация аналогич¬
на рассмотренному в §6.46 случаю оптически тонкой линии 21 см
межзвездного атомарного водорода в дифференциально вращающейся
Галактике. В этом случае оптическая толщина Ту на частоте v определя¬
ется геометрической толщиной Аг слоя вещества, в котором имеются ато¬
мы, излучающие вблизи частоты v в интервале частот Av, задаваемом
шириной контура коэффициента поглощения.
При градиентах уг и Bi i сдвиг частоты линии меняется по закону
dv_ __ vq dvr eg dBw (13.15)
dr ~ c dr ~ 4л me c dr
Пусть к — коэффициент поглощения единицы объема среды в линии
и п(г) — распределение концентрации поглощающих молекул в среде.
Тогда оптическая толщина на частоте v равна
Ту = Ли(г)Аг, (13.16)
где Аг определяется из (13.15) по Av, соответствующему ширине контура
коэффициента поглощения к. Тогда
т ^я(г)Ау (13.17)
TV + 1 ~ ун dB\ | ‘
с dr ~ 2*В\\ dr
При определенном сочетании проекций на луч зрения градиентов
скорости и индукции магнитного поля члены в знаменателе уравновеши¬
вают друг друга, и оптическая толщина велика (ее величина, конечно, не
достигает бесконечности, как следует из (13.17), а определяется в этом
случае шириной Av, не учтенной в (13.15)).
В мазерной конденсации с запутанным магнитным полем и турбулен¬
тными скоростями вдоль некоторых случайных направлений происходит
компенсация сдвигов частот за счет градиентов скорости и магнитного
поля, что приводит согласно (13.17) к резкому возрастанию оптической
толщины в этих направлениях. В ненасыщенном мазере вдоль них интен¬
сивность выходящего излучения экспоненциально велика по сравнению
241

с другими направлениями. В этих направлениях конденсация излучает
основную часть энергии мазерного перехода.
На луче зрения может оказаться не одна, а несколько областей, где на
некоторой частоте v возникает компенсация сдвигов за счет эффектов
Доплера и Зеемана. В этом случае полная оптическая толщина tv набира¬
ется не в одном слое толщиной Дг, а в нескольких таких слоях, т.е. об¬
ласть преимущественного усиления оказывается неодносвязной. Такое
явление получило название нелокальных взаимодействий. Оно возника¬
ет во вращающихся облаках и, вероятно, весьма распространено в турбу¬
лентном веществе мазерных конденсаций.
Компенсация сдвигов частоты, имеющая место в радиодиапазоне, не
происходит на длинах волн инфракрасных линий накачки и стока энер¬
гии. Это связано с тем, что доплеровский сдвиг, пропорциональный час¬
тоте, для инфракрасных линий в тысячи раз больше, чем в радио, а
зеемановский сдвиг частоты примерно одинаков в обоих диапазонах (воз¬
можно лишь небольшое различие в факторах Ланде). Поэтому в инфрак¬
расных линиях конденсации остаются достаточно прозрачными.
Как следует из (13.17), компенсация сдвигов частоты может произой¬
ти только для одной из двух зеемановских компонент спектральной ли¬
нии — либо для право-, либо для левополяризованной по кругу. Поэтому
усиливается излучение, поляризованное по кругу в ту или иную сторону.
В ненасыщенном мазере оптической толщины 20-40 разница в коэффи¬
циентах усиления право- и левополяризованных компонент всего на 10%
приведет к почти полной круговой поляризации излучения каждой ма¬
зерной конденсации, что и наблюдается в мазерах ОН.
в) “Перегрев” уровней в слабых мазерах. Во многих случаях наблю¬
даются “перегрев” уровней, соответствующий высокой температуре воз¬
буждений, и инверсия населенностей уровней с небольшим (в несколько
раз) мазерным усилением. Такая ситуация часто возникает в условиях,
когда температура излучения Тг, характеризующая интенсивность поля
излучения в среде (см. (6.22)), много ниже температуры среды (кинети¬
ческой температуры) Т. В межзвездной среде в Тг обычно определяющий
вклад вносит реликтовое излучение, в связи с чем Тг близко к ЗК. Темпе¬
ратура газа Т обычно много выше.
Для любой молекулы в пределе низкой плотности среды столкнови-
тельные процессы, пропорциональные квадрату плотности, несуществен¬
ны по сравнению с радиационными, под действием которых количество
переходов между уровнями в единице объема среды за единицу времени
пропорционально первой степени концентрации или плотности (см. соот¬
ношение членов в (6.12), (9.24)).
В результате при малых концентрациях частиц в среде п населенности
уровней определяются радиационными процессами, и температуры воз¬
буждения всех уровней приближаются к Тг.
В пределе высокой плотности среды преобладают столкновения и де-
242

активация частиц, и температура возбуждения стремится к кинетической
температуре среды: Тех ~ Т. Такая ситуация рассмотрена в §6.3 для уров¬
ней, между которыми образуется радиолиния водорода 21 см. Для каждо¬
го уровня существует своя критическая концентрация частиц Пег, при
которой сравниваются скорости радиационных и ударных процессов. Для
спонтанных радиационных переходов (без учета индуцированных) выра¬
жение для лег дано в (9.26) или (6.18).
При концентрациях порядка Лег ударные и радиационные процессы
вносят соизмеримые вклады в формирование населенности рассматрива¬
емого уровня. Если произвести расчеты населенностей по уравнениям
типа (9.24) или в более общем виде, решая систему уравнении (7.10),
можно убедиться, что во многих случаях зависимость отношения насе¬
ленностей уровней от плотности среды не¬
монотонна и имеет экстремум при плотно¬
стях порядка лсг. При Тг < Т обычно име¬
ется максимум в отношении
населенностей. В пересчете на температу¬
ру возбуждения Тех он соответствует по¬
вышенному значению Тех по сравнению с
Тг и Т (перегрев уровней), а часто и к
Тех < 0 (инверсия населенностей). В этих
случаях может возникнуть мазерное уси¬
ление излучения. Качественный вид зави¬
симости Тех (и) показан на рис. 13.3.
Рис. 13.3. Зависимость населенности уровней и тем¬
пературы возбуждения от плотности среды (концен¬
трации л) в ситуации, когда радиационная
температура Те меньше кинетической Т, Показаны
случаи “перегрева" и инверсии населенности, приво¬
дящей к слабому мазерному эффекту
Если среда оптически толста в молекулярных линиях, то для частот
спектральной линии излучение самой молекулы приближает Тг к значе¬
нию Т. В этом случае сильное отклонение от изотермичности, необходи¬
мое для возникновения инверсии населенности, исчезает, и мазерного
усиления не наблюдается. Таким образом, мазерный эффект на CR- или
RC-накачке обсужденного здесь типа обычно возможен, только, если
оптическая толщина среды для сигнального перехода не превосходит не¬
скольких единиц (Ту£ 3). Тем самым может наблюдаться лишь слабый
мазерный Эффект. Такая ситуация весьма распространена в молекуляр¬
ных переходах.
То обстоятельство, что инверсия населенностей возникает в рассмат¬
риваемом случае лишь в сравнительно узком интервале концентраций
(шириной в 1-2 порядка величины), позволяет использовать наблюдае¬
243

мый перегрев уровней и слабый мазерный эффект для оценки плотности
среды (по порядку величины).
г) Инверсия населенностей уровней в ударных волнах. За фронтом
ударной волны упорядоченное движение частиц переходит в хаотическое.
В первый момент все частицы приобретают примерно одинаковую скоро¬
сть, близкую к скорости ударного фронта. Позже обмен энергии при
соударении частиц стремится привести к равнораспределению скоростей
и равнораспределению энергий различных компонент. Наиболее эффек¬
тивны для обмена энергией столкновения частиц одинаковой массы, когда
при лобовых соударениях вся кинетическая энергия одной частицы пере¬
дается другой. Поэтому быстро устанавливается максвелловское распре¬
деление скоростей для электронов и чуть медленнее — для атомов,
молекул и ионов. В этом случае можно говорить о температуре электронов
Те и атомов, ионов, молекул Та.
Обмен энергиями между частицами, сильно различающимися по мас¬
се (электроны и молекулы), затруднен, поскольку при каждом упругом
столкновении передается доля энергии порядка отношения масс частиц
(меньше 10'3-10"4 для столкновения электронов с атомами, ионами, мо¬
лекулами). Требуются десятки тысяч соударений, прежде чем темпера¬
тура электронов Те станет равной Та. Такое равенство достигается лишь
далеко за фронтом ударной волны. Вблизи фронта Те < Та.
Несмотря на то что Те < Та, для скоростей неравенство обратное; ve < va,
т.е. электроны остаются наиболее подвижными частицами. В связи с этим
и с большими сечениями взаимодействия именно электроны, несмотря на
меньшую температуру, наиболее активно возбуждают молекулы и расхо¬
дуют свою энергию на охлаждение. Ударные фронты в молекулярных
облаках являются радиационными: в них важно охлаждение среды на
возбуждение спектральных линий. Тем самым охлаждение поддерживает
неравенство Те < Та в течение сравнительно длительного времени. Таким
образом, за фронтом ударной волны практически всегда появляется слой
газа с Те * Та.
В двухтемпературной среде, когда Те * Та, можно повторить те же
рассуждения, как и проделанные в предыдущем разделе, когда рассмат¬
ривался случай Тг * Т. В плотной среде в пределе высокой степени иони¬
зации населенность уровней определяется возбуждениями и деактиваци¬
ями электронами, а в пределе низкой степени ионизации — ударами
атомов и молекул. При некоторой промежуточной плотности, когда оба
типа столкновений играют соизмеримую роль в определении населенно¬
стей уровней, возникают условия, подходящие для перегрева и инверсии
населенностей ряда молекулярных уровней. Этот механизм, видимо, мо¬
жет быть важен для мазеров на воде и быть ответственен за образование
космических мазеров ОН II типа.
244

114. МЕЖЗВЕЗДНАЯ ХИМИЯ
Для того чтобы при столкновении двух частиц образовалась новая
молекула, т.е. произошла реакция типа
А + В-АВ (14.1)
(А, В — атомы, ионы, молекулы, АВ — новая молекула), необходимо,
чтобы в процессе соударений избыточные энергии и количество движения
ушли из образующейся системы, например чтобы они были отданы треть¬
ему телу, которое "вберет их в себя** или изменит свое движение. Полная
энергия образующейся молекулы АВ должна стать отрицательной.
В одних случаях избыток импульса передается твердому телу, на
поверхности которого происходит реакция. В лабораторной химии это
либо стейка сосуда, либо поверхность катализатора. В межзвездной среде
такую роль исполняют поверхности пылинок. В других случаях реакции
проходят в жидкой или газообразной среде (в межзвездной среде — толь¬
ко в газообразной). Последние называются газофазными реакциями. В
этом случае избыток энергии уносит либо третья частица, т.е. требуется
тройное столкновение, либо излучающийся в процессе реакции фотон,
либо отщепляющийся от молекулы АВ фрагмент (электрон, ион, атом,
группа атомов — молекула).
Рассмотрим последовательно процессы образования молекул, разру¬
шения их и обмен частями молекулы. Во всех трех случаях могут созда¬
ваться новые молекулы, т.е. разнообразится химический состав среды.
При разрушении сложные молекулы распадаются на более простые. При
реакциях обмена может сохраниться или даже уменьшиться концентра¬
ция молекул, но образуются молекулы, не существовавшие ранее.
1. Газофазные реакции образования молекул
а) Тройные соударения. Проще всего удовлетворить законам сохра¬
нения энергии и импульса в процессе создания разнообразных молекул
из атомов или простых соединений, если избыток энергии уносится треть¬
им телом. В тройных соударениях это — частица, находящаяся во время
взаимодействия поблизости от двух соединяющих (на расстоянии поряд¬
ка размера атома). Реакцию можно представить в виде
Л + В + С-*ЛВ + С. (14.2)
Очевидно, что, как и для всякого тройного соударения, скорость протека¬
ния таких реакций пропорциональна произведению концентраций всех
трех реагентов пл пв пс, т.е. третьей степени концентрации газа, или
плотности среды. Такого рода реакции обычно преобладают в лаборатор¬
ной химии, а также в плотных космических средах, где концентрация
частиц л превосходит Ю10-1012см“3 — в атмосферах звезд поздних спек¬
тральных классов и, вероятно, в наиболее плотных участках протозвезд-
ных и протопланетных конденсаций.
245

В остальных местах, включая весьма плотные сгущения в молекуляр
ных облаках, тройные соударения не эффективны.
б) Радиационный захват (излучательная, или радиативная, ассоци¬
ация. Если в процессе столкновения двух частиц излучается фотон с
энергией, превосходящей кинетическую энергию сталкивающихся фраг¬
ментов, они объединяются, образуя молекулу. Для того чтобы в процессе
соударения мог излучиться фотон, необходимо, чтобы сталкивающиеся
частицы А и В сближались не по самой нижней потенциальной кривой
молекулы АВ, а по одной из возбужденных.
Фрагменты при лобовом столкновении сближаются до расстояния, при
котором кинетическая энергия частиц переходит в потенциальную энер¬
гию отталкивания, после чего они расходятся. Если за время сближения
- 10'11 с испустится фотон и система перейдет в связанное состояние, то
химическая реакция (14.1) состоится. Константа реакции радиационного
захвата пропорциональна коэффициенту Эйнштейна радиационного пе¬
рехода между термом, по которому сближаются фрагменты, и более низко
расположенными, приводящими молекулу в связанное состояние. Эф¬
фективно идут лишь те реакции, для которых есть каналы сближения,
имеющие разрешенные переходы в
устойчивые состояния. Например,
сближение двух атомов водорода по
терму 3Su+ (см. рис. 12.1) неэффек¬
тивно из-за запрета на изменение
спина.
В случае молекул СН и СН+,
термы которых изображены на рис.
14.1, такими переходами могут
быть B2S” -♦ Х2П или 4П -> а4Х”
для нижних термов СН и
А’п -» Х*Е+ и 3Z+ -* а3П для ниж-
них термов СН+.
Примерами реакций радиаци¬
онного захвата, способными играть
заметную роль в межзвездной сре¬
де, являются
Рис. 14.1. Нижние электронные состояния
молекул СН и СН4. Справа приведены элек¬
тронные термы атома углерода С и иона С\
из которых происходят электронные состоя¬
ния молекул. Указано пересечение потенци¬
альных кривых СН и СН4, приводящее к
явлению диссоциативной рекомбинации
246

С+ + Н - СН+ + Ли, k = 1.710-17 , см3/с,
С+ + Н2 - СН1 + hv, к = 6-10-16 , см3/с ,
(14.3а)
(14.36)
СО + S *OCS + Ли, к= 1,6 1О_,7(ЗОО/Т)3-2 см3/с, <14-3в)
СгН + CN - HC3N + Ли, к = 1 • 10-16 см3/с. <14-3г>
Здесь Лн указывает, что излучается фотон. Справа от реакций приведены
их константы скоростей к(Т), где Т — температура в кельвинах (в едини¬
це объема среды за единицу времени происходит пл пв клв реакций).
Лабораторные измерения чаще всего относятся к Т « ЗООК. Большинство
(но не все, см. (14.3в>) реакций этого типа слабо зависит от температуры.
Эффективность протекания реакций определяется следующими двумя
обстоятельствами.
Во-первых, при столкновении нейтральных частиц между ними обыч¬
но возникают квантовомеханические силы отталкивания, природа кото¬
рых вкратце обсуждена ниже в п. За. Эти силы не позволяют сблизиться
частицам низкой энергии до расстояния, на котором они способны реаги¬
ровать. В результате в холодной среде взаимодействие между нейтралами
(нейтральными реагентами) обычно неэффективно. Однако бывают иск¬
лючения, например реакция (14.3в).
Во-вторых, реагирующие атомы (молекулы) в условиях межзвездной
среды пребывают на своих самых нижних, основных состояниях. Поэтому
не могут идти реакц ии захвата, когда один из атомов перед столкновени-
¥— 2 Л F
ных атомарных термов Р и Р , на рис. 14.1). Но основные термы многих
атомов, например 3Р и 2Р°, на рис. 14.1, расщеплены соответственно на
три и два уровня с разными значениями квантового числа J (см. рис. 9.2).
Разные молекулярные термы, образованные одним электронным термом
атома, происходят из разных уровней тонкой структуры терма. Величины
расщепления не велики (см. табл. 9.2), но в холодных молекулярных
облаках (7 - 1О-ЗОК) даже они могут быть серьезным препятствием
протекания реакции.
Следует особенно подчеркнуть, что при образовании основной моле¬
кулы Вселенной Нг радиативный захват не работает: единственно воз¬
можный в среде с 7 £ 104К) радиационный переход 1Е (см. рис.
12.1) очей» сильно запрещен из-за изменения спина (константа скорости
реакции к ~ 10_23см^/с). Вместе с тем в условиях достаточно горячей
межзвездной среды важную роль может играть реакция
(14.4)
H + H+-*Ht+Av, * « 3,4’ 10-22 Т1,46 см3/с,
где 7 — в К, а выражение для константы скорости справедливо при 1000£
£ 7 £ 10 000К. Эта реакция (наряду с другими, см. следующий раздел)
могла играть важную роль в первичном газе Вселенной, практически не
содержавшем элементов тяжелее гелия, при образовании звезд первого
247

поколения [18]. В современной межзвездной среде реакция (14.4) не
существенна.
в) Безызлучательный захват (ассоциативная ионизация) — это ре¬
акция с передачей энергии электрону, идущая по схеме
Л + В -» АВ+ + е~ , <14-5)
где е — электрон. Пояснить происходящие процессы удобно на примере
реакции С + Н -► СН+ + е ”, не играющей, однако, заметной роли в
холодном межзвездном газе.
На рис. 14.1 приведены электронные термы молекул СН и СН+, обра¬
зованных слиянием атомов Н с атомом С и ионом С+. В атомной физике
часто бывает удобно изображать термы ионов над термами атомов, поме¬
щая основной уровень иона на границу ионизации атома. В этом случае
термы иона лежат в непрерывном спектре атома. Расстояние между ос¬
новными уровнями атома и иона указывает величину потенциала иони¬
зации атомаАтом или ион (в данном случае углерода), взаимодейст¬
вуя с другой частицей (с атомом Н) , образуют систему термов молекулы
(здесь СН) или молекулярного иона (СН+). Расположение системы тер¬
мов молекулярного иона над термами нейтральной молекулы указывает
величину потенциала ионизации молекулы:
= /а + 2Лп - Dm+ , (14.6)
где Dm и Dm4*— потенциалы диссоциации молекулы и ее иона.
В данном контексте важно отметить, что некоторые термы молекулы
и молекулярного иона пересекаются (на рис. 14.1 показано качественное
поведение одного такого терма 2S+, возникающего из возбужденного со¬
стояния атома углерода). Пересечение означает, что если реагенты
(здесь атом Н с основном состоянии и атом С в состоянии ]S) столкнутся,
обладая энергией, позволяющей им сойтись по терму, пересекающемуся
с термом молекулярного иона (по терму 2S+) до точки пересечения, то
может произойти реакция типа (14.5) — безызлучательный захват.
Без активации (т.е. без предварительного возбуждения и большой
кинетической энергии реагентов) реакции безызлучательного захвата
идут в основном с участием ионов, например,
С + Н~ -* СН + е ~ , Л = 1,0-10"’ см3/с. <14-7)
В наиболее горячем молекулярном газе, например за фронтом ударной
волны в области звездообразования, безызлучательный захват происхо¬
дит иногда и между нейтральными частицами, например
О + СН - НСО+ + е ~ , * = 2,0-10"п (з^)0,44 см3/с. (14‘8)
При образовании молекул водорода в газе первичного, состава на ран¬
них этапа эволюции Вселенной важную роль играла реакция
Н" + Н Н2 + е ", к = 3,4- Ю"’ Т”0,11 см3/с , 500 < Т < 15000К .
(14.9)
248

Константа скорости этой реакции, как и других подобных реакций с
участием ионов, от температуры практически не зависит. Хотя в этой
реакции к много больше, чем для (14.4), количество ионов Н‘ гораздо
меньше, чем Н*, и обе реакции по своей значимости сравнимы между
собой [18].
г) Радиационная рекомбинация. Как и в случае атомов, взаимодей¬
ствие молекулярного иона с электроном может привести к рекомбинации
с образованием нейтральной молекулы. Например,
СН+ + е~ *СН + Ли. (14.10)
Константы скорости радиационных рекомбинаций молекул имеют тот же
порядок величины, что и для атомов, т.е. в условиях холодных межзвез¬
дных облаков к » 10”11см3/с. Как и для атомов (§9.26), зависимость к от
...-1/2
температуры оказывается несколько круче, чем по закону Т , пример¬
но — Т . Однако, в отличие от атомов, для молекул появляется несрав¬
ненно более мощный конкурирующий процесс диссоциативной
рекомбинации, приводящей к разрушению молекул.
2. Процессы разрушения молекул
а) Диссоциативная рекомбинация. Если при сближении электрона с
молекулярным ионом образующаяся молекула попадает на потенциаль¬
ную кривую, соответствующую несвязанному состоянию молекулы или
в случае связанного состояния на уровень выше энергии диссоциации,
молекула разваливается на составные части. Например, при рекомбина¬
ции СН+ с большой вероятностью происходит процесс
СН++ е_-* С + Н , * = 1,0 10-7 ( 300/Т)1/2 см3/с .
Как видно из рис. 14.1, потенциальная кривая несвязанного состояния
2Е+ молекулы СН пересекает основной электронный терм СН+ вблизи его
нижнего колебательного состояния (отмечено на рис. 14.1). Если элект¬
рон приближается к СН4" с подходящими величиной и ориентацией мо¬
мента количества движения и ориентацией спина, происходит
диссоциация молекулы. Когда для перехода в несвязанное состояние мо¬
лекулы необходимо преодолеть небольшой потенциальный барьер, это
легко происходит в результате квантовомеханического туннелирования.
Диссоциативная рекомбинация является безызлучательным процес¬
сом. Поэтому она протекает значительно эффективнее радиационной
рекомбинации: в сравнение с последней в константу скорости диссоциа¬
тивной рекомбинации (как идиэлектронной; см. § 11.2а) не входит посто¬
янная тонкой структуры 1 /137 в третьей степени. Характерное значение
коэффициента рекомбинации к ~ 10’7см3/с для Т - 300К, причем зави¬
симость от температуры Т имеет примерно вид к ~ Тх , как и для ради¬
ационной рекомбинации.
Большинство молекул при рекомбинации диссоциирует. Сложные мо-
249

лекулы при этом превращаются в более простые. У многоатомных моле¬
кул обычно имеется несколько каналов диссоциации, например СНг++
+ С+ НгилиСН + Н, для каждого канала А-1,5-10'7 (300/Т)1/2
см3/с; НзСО+ + е‘ - СО + Н + Н2, НСО+ Н + Н или НгСО+Н с А- 2-10'7
(300/Т)1/2 см3/с в каждом из каналов. Современное состояние вопросов,
связанных с диссоциативной рекомбинацией, см. в [28 ].
б) Фотоионизация. Как видно из (14.6) и из табл. 12.1, молекулы
имеют потенциалы ионизации, соизмеримые с атомными. Поглощение
фотона с энергией выше порога ионизации может перевести молекулу в
одно из состояний молекулярного иона, т.е. ионизовать ее. Для многих
молекул губительно жесткое ультрафиолетовое излучение звезд, выхо¬
дящее за пределы зон НII (длины волн А > 912А), — излучение, вызы¬
вающее ионизацию донорных элементов (§9.3а), например
СН + Av - СН+ + е~, $р| = 2,9- Ю-10 е ~2>8Л* с-1 , (14.12а)
ОН + Av -* ОН+ + е~, $р| = 1,6-IO-’2 е ~3’1Av с~* , (14.126)
СН2 + Av - CHj + е~, £pi = 1,0- 10-9 е ~2'3Av с-1 . (14.12в)
Справа указаны скорости этих реакций £pi (см. (9.13)) в поле ультрафи¬
олетового излучения звезд Галактики, способного проникать в молеку¬
лярные облака (Л > 912А). Экспоненциальный множитель в выражениях
для £pi учитывает влияние межзвездного поглощения света на темп про¬
текания реакций при средней кривой межзвездной экстинкции; Лу —
коэффициент межзвездного поглощения в фотометрической полосе V.
а Нг потенциал диссоциации Dm в 4,478 эВ боль¬
ше, чем для иона Нг+ (Dm+ » 2,647 эВ), т.е., как видно из (14.6), потен¬
циал ионизации молекулы Н2%ш * 15,43 эВ выше потенциала ионизации
атомов водородах» 13,60 эВ. Поэтому фотоны, выходящие за пределы зон
Н II (hv < 13,6 эВ, А > 912А), не ионизуют молекулярный водород.
в) Фотодиссоциация. Молекула при поглощении фотона может раз¬
рушаться не только путем отрыва электрона, но и разваливаясь на час¬
ти — диссоциируя. Фотодиссоциация — это процесс, обратный
радиационному захвату. Развал молекулы может произойти в результате
перехода молекулы при поглощении фотона либо в несвязанное состоя¬
ние, либо выше потенциала диссоциации связанного состояния (рис.
14.2,а,б). В обоих случаях через половину колебательного периода ядер
в молекуле она развалится.
Потенциалы диссоциаций молекул обычно много ниже потенциалов
ионизации (см. табл. 12.1). Поэтому более широкий участок спектра
межзвездного ультрафиолетового излучения с А > 912А может вызывать
диссоциацию молекул. В связи с этим скорость фотодиссоциации обычно
слабее зависит от величины межзвездного поглощения Л у , например
(14.13а)
(14.136)
CH + Av-»C + H, $pd = 1,4'10-,0е_,’5л*с-1
ОН + Av - О + Н , foj = 7,2-10"10 е ~‘-8Лу с-’
250

СО + ЙУ-С + О, • (МЛЗв)
На рис 14.3 для нескольких простых молекул сравнены скорости фото¬
диссоциации и фотоионизации для разных Ау п приведены времена жиз¬
ни Iph* (£pi +Cpd) 1 до разрушения молекул ультрафиолетовым излуче¬
нием в межзвездных облаках. В местах, не экранированных межзвездной
пылью от излучения звезд, /рь обычно составляет от нескольких лет до 104
лет, что несравненно меньше, чем характерное время образования моле¬
кул (1—3) • 10'9/пн лет (лн — в см’3), т.е. ~ 107 летв молекулярных обла¬
ках со средней концентрацией 100-1000см'3 (см. п. 5а). Поэтому большое
содержание молекул (кроме Н2, см. ниже) возможно только в глубине
плотных облаков с большим поглощением света Ау £ 3-6“; см. п. 56).
Для молекул водорода нет разрешенных переходов, способных вызы¬
вать прямую диссоциацию ее фотонами с длиной волны больше 912А.
Поэтому диссоциация идет в два этапа. На первом этапе происходит
поглощение фотонов в отдельных спектральных линиях в полосах Лай¬
мана (В1^ XlEg) и Вернера (С!Пй Х1^) с переходом в возбуж-
Рис. 14.2. Схема протекания процесса фотодиссоциации, а — переход при поглощении
фотона в несвязанное состояние молекулы с последующим ее развалом; б — переход в
связанное электронное состояние выше порога диссоциации; в — схема двухступенчатой
фотодиссоциации молекул Нг при поглощении фотонов в полосах Лаймана и Вернера с по¬
следующей спонтанной радиативной диссоциацией
251

денные состояния В*е£ и С^Пц. Правило Франка—Кондона приводит к
преимущественному заселению возбужденных колебательных состоя¬
ний, поскольку межъядерные расстояния в основном и возбужденном
электронных состояниях Н2 различны (см. рис. 14.2в).
Рис. 14.3. Скорости фоторазрушения излучением звезд Галактики и времена жизни неко¬
торых молекул и молекулярных ионов в межзвездных облаках в зависимости от величины
межзвездного поглощения Av (по данным [29]). Времена жизни до фоторазрушения /рь
указаны сплошными линиями, отмеченными буквой i\ им соответствует правая шкала.
Скорости фотодиссоциации £pd нанесены сплошными линиями, идущими из левого верхне¬
го угла в правый нижний; скорости фотоионизации указаны штриховыми линиями.
Величинам £pd и £pj соответствует левая шкала
252

В 90% случаев опустошение возбужденных уровней идет назад в свя¬
занные состояния молекулы Нг, но примерно с вероятностью 10% ради¬
ационный распад возбужденных состояний приводит молекулу Нг в
основное состояние выше порога ее диссоциации {спонтанная радиатив-
ная диссоциация), и она разваливается. Таким образом, в отличие от
других молекул, которые разрушаются фотонами в широком участке
непрерывного спектра, молекулы водорода могут разрушаться лишь из¬
лучением в узких спектральных линиях. Наибольшая длина волны таких
линий 1108А. В диапазоне Л > 912А лежит около 20 линий молекулы Нг.
Только при поглощении фотонов в этих линиях молекула водорода может
оказаться разрушенной и то лишь с вероятностью около 10%. В межзвез¬
дных облаках часть молекул Нг находится в возбужденных вращатель¬
ных состояниях / > 0 (см. рис. 15.2). Из-за этого кроме примерно 20
сильных появляется в несколько раз больше слабых линий, при поглоще¬
нии излучения в которых также может возникнуть фотодиссоциация. В
глубине межзвездных облаков вклад этих слабых линий в процессе фото¬
диссоциации Нг существен для J ^2.
Как видно, молекулы Нг трудно образовать в газовой среде, но зато и
трудно разрушить. Из наблюдений следует, что в плотных облаках (пн £
100 см3) водород становится молекулярным в областях, экранированных
со всех сторон слоем газа с лучевой концентрацией Nh "5-10 ' см'2, что
соответствует Л у « 0,25щ.
В диффузных облаках (пн « 10 см’3) требуется значительно большая
экранировка (см. п. 56).
3. Реакции обмена и перезарядки
а) Взаимодействие между нейтральными частицами (нейтралами).
Если Л, В и С — какие-нибудь нейтральные атомы или молекулы, спо¬
собные создавать более сложные соединения, то могут происходить реак¬
ции обмена частями молекул типа
АВ + С-А + ВС, (14.14)
где АВ и ВС — молекулы. Эти процессы обычно не изменяют числа моле¬
кул в среде, но способны одни молекулы превращать в другие, в том числе
в такие, которые не возникают путем прямого соединения атомов.
При температуре молекулярных облаков (10-30К) константы скоро¬
сти этих реакций за редким исключением не превышают 3 -10"1 1см3/с,
но могут быть и много меньше. Как и для всякого бинарного процесса,
константа скорости реакции является интегралом от потока налетающих
частиц, умноженного на сечение реакции о (см. (6.3)). Интеграл берется
по максвелловскому распределению скоростей v в пределах от минималь¬
ной скорости реагентов, при которой может быть выполнен закон сохра¬
нения энергии, до бесконечности. Иными словами, константа скорости
253

реакции к (или q в случае (6.3)) это — усредненное по максвелловскому
распределению скоростей произведение о v, т.е. Л - < er v >.
Для атомов и молекул в молекулярных облаках v £ 1 км /сж 105см/с.
При взаимодействии двух нейтральных частиц сечение имеет порядок
газокинетического ст ~ 10~16см2, откуда и получаем оценку 1О‘псм3/с
и зависимость от температуры Л ~ v ~ Т1 ^2.
В холодных участках межзвездного газа могут протекать лишь экзо¬
термические и нейтральные (по энергии) реакции, т.е. те, которые идут
без поглощения энергии. Для эндотермичных реакций, в которых энергия
поглощается, в интеграле (6.3) нижний предел интегрирования не равен
нулю, и в константе скорости реакции появляется экспоненциальный
множитель ехр(-АЕ /кТ), где АЕ — энергетический порог реакции. Этот
множитель обычно на много порядков снижает скорость таких реакций в
молекулярных облаках.
Для экзотермических реакций скорость протекания также имеет экс¬
поненциальную зависимость от температуры, выражающую выведенный
эмпирически закон Аррениуса (1889), согласно которому скорости хими¬
ческих реакций пропорциональны
к ~ &ф(-Еа/кйТ) , (14.15)
здесь кв — постоянная Больцмана, Еа — некоторая константа, называе¬
мая энергией активации. Величина Еа обычно весьма велика, о чем сви¬
детельствует сильная зависимость от Т скоростей химических реакций в
лабораторных условиях (при Т ~ 300 К): достаточно изменить, напри¬
мер, температуру проявления для фотопленки с 18 до 13°С (АТ/Г-
~ 1 /60), чтобы время проявления увеличилось в несколько раз.
Присутствие барьера активации при взаимодействии между нейт¬
ральными реагентами делает реакции обмена малоэффективными в хи¬
мии холодных участков межзвездной среды. Но в околозвездных
оболочках и молекулярном газе, нагретом ударными волнами (а в обла¬
стях звездообразования ударные волны, распространяющиеся по молеку¬
лярному газу, встречаются очень часто), эти реакции нередко бывают
важны. В таких областях интенсивно протекают, например, реакции
О + Н2 -> ОН + Н , к = 3,0-10“14 е см3/с ,
ОН + Н2 - Н2О + Н , к = 3,6-10"11 е ~2599/т см3/с ,
HS + СО - OCS + Н , к = 3,0-10"“ е ~5360'т См3/с ,
определяющие концентрацию гидроксила, воды и карбонилсульфида за
фронтом ударной волны. При более высоких температурах реакции могут
идти преимущественно по другим каналам, например
ОН + Н2 -» О + Н + Н2 , к = 6-10-9 е -5О9ОО/Т См3/с , <М.16г)
здесь, как и в (14.16а-в), Т — в кельвинах.
Протекание элементарного акта химической реакции. Энергия активации имеет
квантовомеханическую природу, понятую Ф.Лондоном в 1928 г. Она связана с отрицатель¬
ным значением так называемого обменного интеграла при взаимодействии нейтральных
(14.16а)
(14.166)
(14.16в)
254

частиц. В результате при сближении двух нейтралов возникает сила отталкивания. В клас¬
сической физике она известна как сила Ван-дер^-Ваальса, вызывающая поправки к уравне¬
нию состояния идеального газа.
Если происходит взаимодействие трех частиц А, В, С согласно (14.14), наименьшие
силы отталкивания возникают, когда все три частицы расположены на одной прямой. При
этом частица В в результате реакции перехо¬
дит от соседства с одной частицей А в окрест¬
ности другой С (рис. 14.4,а). Процесс проис¬
ходит через образование промежуточной
квазимолекулы АВС. В оптимальных услови¬
ях взаимодействия она линейна. В этом случае
потенциальная поверхность АВС является
функцией двух расстояний — между ядрами
Ан В (гдв) и ядрами В и С (тле) и может быть
представлена в виде “ топографической кар¬
ты", схематически изображенной на рис.
14.4,6с указанием изолиний с равными значе¬
ниями энергии.
Рис. 14.4. Протекание элементарного акта хи¬
мической реакции: а — схема сближения мо¬
лекулы АВ с атомом С и переход атома В к С;
б — потенциальные поверхности для реакции
АВ+С -*• А +ВС; а—энергетический профиль
реакции вдоль реакционной координаты $,
Еа — энергия активации; г — потенциальные
кривые молекул АВ и ВС (слева) и возникаю¬
щая при “перезамыкании” пересекающихся
состояний система термов квазимолекулы
АВС (справа)
Из “долины”, отвечающей начальному состоянию АВ+С, в долину конечного состояния
А + ВС ведет наивыгоднейший путь, требующий наименьшего подъема (штриховая линия
на рис. 14.4,6), который проходит через “перевальную", или седловую, точку (х). Путь,
пройденный точкой, изображающей систему, называется реакционной координатой, или
координатой реакции. Положение, соответствующее седловой точке, называется активи¬
рованным комплексом. Система может переходить из начального состояния в конечное по
разным траекториям, но при низких температурах кТ&Еа подавляющее большинство ак¬
тов реакции следует по путям, близким к седловой точке.
Разрез энергетической поверхности по наивыгоднейшей траектории дает профиль, на
котором виден барьер, преодолеваемый системой (рис. 14.4,а). Высота его и указывает
энергию активации Еа. На самом деле еще надо учитывать величину нулевых колебаний
ядер в начальном и конечном состояниях и ее вариацию в промежуточных состояниях.
Взаимодействие молекулы АВ с атомом или свободным радикалом С с ненасыщенной
валентной связью (свободен валентный электрон) приводит к малым значениям Еа, порядка
0,05 энергии диссоциации молекул При взаимодействии двух молекул с насыщенными
связями Ев порядка D«.
Энергетический профиль, изображенный на рис. 14.4,а, можно представить на основа¬
нии потенциальных кривых молекул АВ и ВС (рис. 14.4,г): перед реакцией зависимость
энергии связи от расстояния между ядрами изображается потенциальной кривой молекулы
АВ, после — кривой молекулы ВС. В промежутке появляется пересечение кривых на стадии
образования квазимолекулы АВС. За счет сил взаимодействия в квазимолекуле АВС в
области пересечения потенциальные кривые “перезамыкаются”, образуя энергетические
профили основного (/) и возбужденного (2) состояний квазимолекулы АВС (рис. 14.4,6).
255

Это — другое объяснение происхождения профиля с активационным барьером, изображен¬
ного на рис. 14.4,в. Обычно реакция идет адиабатически вдоль основного состояния 1
квазимолекулы и приводит при достаточной энергии к свершению акта реакции (14.14).
Подробнее с теорией элементарного акта химической реакции можно познакомиться в [ 30].
Обычно реакции происходят по “классической” траектории с преодолением потенци¬
ального барьера активации Еа за счет кинетической энергии компонент. Этот факт и
отражен в законе Аррениуса (14.15). Зависимость от температуры (14.15) возникает при
вычислении интеграла типа (6.3) с учетом нижнего предела vo - (2Еа /т)^\ где т —
приведенная масса реагентов (6.5). Однако при очень низких температурах наблюдается
отступление от закона Аррениуса за счет эффекта квантовомеханического туннелирования,
и константа скорости реакции к в области малых температур выходит на постоянное значе¬
ние. Величина к за счет туннельного эффекта мала и не играет важной роли в газовой фазе.
Но на поверхности твердого тела (например, межзвездной пылинки), где реагенты могут
длительное время проводить рядом, этот процесс может быть важен (см. п. 4д).
б) Ионно-молекулярные реакции. Малое количество реакций обра¬
зования молекул, эффективных в разреженном и холодном межзвездном
газе, активационные барьеры на пути реакций обмена и высокая эффек¬
тивность разрушения молекул ультрафиолетовым излучением звезд при¬
вели в начале 60-х годов к выводу о том, что в межзвездной среде кроме
ненайденных тогда еще молекул Нг могут существовать лишь небольшие
количества нескольких двух- и трехатомных молекул [31, §9 ]. Открытие
в конце 60-х—начале 70-х годов широкого ассортимента межзвездных
молекул поставило перед специалистами по химической физике пробле¬
му понять пути образования такого разнообразия молекул. В результате
был по существу найден и исследован класс ионно-молекулярных реак¬
ций, играющих, как оказалось, исключительно важную роль в межзвез¬
дной среде. Это реакции типа
г АВ + С + (14.17а)
(14.176)
г* АВ + С +
А + ВС+ J
^АВ + + С
(14.17в)
(14.17г)
Они представляют собой молекулярный аналог реакций перезарядки,
рассмотренных в § 11.16 для атомарных ионов.
Причина важной роли ионно-молекулярных реакций в межзвездной
среде состоит в отсутствии у них активационного барьера. В противопо¬
ложность рассмотренному выше случаю взаимодействия нейтралов при
взаимодействии нейтральной частицы с ионизованной последняя поляри¬
зует первую, притягивая электроны и отталкивая ядра (или наоборот, при
отрицательном заряде иона). Между поляризованной частицей и ионом
возникает квантовомеханическая сила притяжения. Она приводит к то¬
му, что реагенты, сблизившиеся на расстояние порядка 10А (в 10 раз
больше геометрического размера атомов и молекул!), притягиваются и
256

вступают во взаимодействие. Эффективное сечениетаких реакций может
* ~ ~ 11 7 г 1Х
на два порядка превышать газокинетическое (10’ см вместо 10’ см
Поэтому константы скорости ионно-молекулярных реакции оказывают¬
ся очень большими: fc- Ю’10-10’9см3/си почти не зависят от температуры
[32].
Сечения реакций рекордны среди молекулярных процессов. Лишь
сечения диссоциативных рекомбинаций имеют близкие значения, по¬
скольку также обязаны силам взаимного притяжения разноименных ча¬
стиц.
Наиболее эффективно ионно-молекулярные реакции протекают, ес¬
ли в качестве нейтрала выступает симметричная молекула типа В2. В
этом случае взаимодействие происходит по верхнему каналу <14.17а, б).
Поскольку наиболее распространенная молекула Нг относится к этому
типу, ионно-молекулярные реакции наиболее интенсивно идут с молеку¬
лярным водородом:
(14.18)
А+ + Н2 - А Н+ + Н .
Экзотермичными реакциями такого типа оказываются те, в которых А -
D, С, N, О, Н2 и многие другие молекулы (здесь D — дейтерий). Появле¬
ние одного атомарного иона может послужить основой для образования
через ионно-молекулярные реакции довольно сложных соединений. На¬
пример, ион азота может вызвать цепочку реакций:
(14.19а)
(14.196)
(14.19в)
N+ + Н2 * NH+ + Н , к = 71O"10 см3/с ,
NH+ + Нг -» NHj + Н , к = 10- Ю-10 см3/с ,
NHJ + Нг -* NHj + Н , к = 1,2- Ю-10 см3/с ,
NHj + H2->NHf 4-Н, * = О,171О_,о<?"1°44/7'см3/с. <14Л9г)
Далее экзотермические реакции невозможны. Реакция (14.19г) имеет
активационный барьер Еа в 0,09 эВ. Поэтому в холодном газе более
см/с). Молекулярный ион NH4 разрушается диссоциативной рекомби¬
нацией
NH3 + Н , к = ЗЮ"7 (300 /Т)1/2 см3/с ,
(14.20а)
NHt + е ~ —
NH2 + Н + Н , к = 3-Ю-7 ( 300 /Т),/2 см3/с .
(14.206)
В межзвездных облаках, где ионов мало, особенно важно, что в про¬
цессе ионно-молекулярных реакций количество ионов сохраняется и
каждый ион может породить целую цепочку реакций. Наиболее вероятны
реакции типа (14.18), но возможно и взаимодействие с многими другими
молекулами [29 ], что порождает широкий спектр химических соедине¬
257

ний. Диссоциативная рекомбинация происходит лить на последних ста¬
диях цепочек реакций, поскольку в слабоионизированных облаках у иона
гораздо выше вероятность столкнуться с молекулой, чем с электроном.
4. Реакции на поверхности межзвездных пылинок
Ни одна из газофазных реакций образования молекул водорода в
условиях холодных межзвездных облаков не эффективна и не способна
обеспечить той скорости образования Нг, которая равна скорости их раз¬
рушения (фотодиссоциации) ультрафиолетовым излучением звезд. Та¬
ким образом, по крайней мере для самой распространенной молекулы во
Вселенной Н2 в современных условиях преобладает образование не в
газовой фазе, а на поверхности межзвездных пылинок. Для этого необхо¬
димо, чтобы происходила адсорбция атомов водорода на их поверхности.
а) Адсорбция — это прилипание к поверхности подлетающих к ней
атомов и молекул. Есть несколько механизмов адсорбции.
Физическая адсорбция связана с тем, что кристаллическая решетка
тела или внешние слои некристаллического вещества создают на поверх¬
ности распределенное квазипериодически электрическое поле. Это поле
поляризует приближающиеся к поверхности атомы и молекулы. Появля¬
ется сила притяжения Ван-дер-Ваальса, которая и удерживает частицу
на поверхности. Энергия связи частиц с поверхностью (энергия адсорб¬
ции) зависит как от состава и свойств поверхности адсорбирующего мате¬
риала, так и от свойств прилипающих частиц. Для большинства молекул
типичны значения Еадс “ 0,05-0,5 эВ (табл. 14.1). Атомы и молекулы
водорода связываются с большинством химически инертных чистых по¬
верхностей слабее,, для них Еадс “ 0,02-0,05 эВ.
Энергия связи является функцией координат на поверхности пылин¬
ки, а также расстояния до нее. Зависимость энергии связи от расстояния
до поверхности качественно соответствует потенциальным кривым для
молекул (см. рис. 12.1), так что имеется несимметричная потенциальная
яма глубиной Еадс. Вдоль поверхности образуется система потенциаль¬
ных ям. определяющих места наиболее сильной связи. Для идеального
кристалла глубины всех ям одинаковы. Но поверхности пылинок могут
быть аморфными или неоднородными по свойствам. В этом случае в
пределах пылинки от одного места к другому Еадс меняется. Наиболее
сильная связь с поверхностью кристаллов наступает вблизи дислокаций
и других нарушений структуры.
Хемосорбция и полухемосорбция. Другой тип адсорбции — химиче¬
ский (хемосорбция), состоит в том, что частица вступает в химическое
взаимодействие с веществом поверхности. В этом случае характерное
значение энергии связи составляет от одного до нескольких эВ. Хемосор¬
бция может быть важна в первую очередь для свободных радикалов (ато¬
мов и молекул, имеющих неспаренные электроны) ввиду их высокой
258

реакционной способности. Промежуточный тип — полухемосорбция с
образованием слабых связей (типа водородных связей в молекулах) с
энергией порядка десятых долей эВ. Полухемосорбция наиболее важна
для прилипания к поверхности атомов водорода и водородосодержащих
молекул.
Таблица 14.1
Параметры физической адсорбции для некоторых пар веществ
Атом ням
молекула
Подложка
£адс, эВ
Коде /А, X
Vq, 10м с’1
т (Гаде), К
С
Гаде - ЗЧО7
лет
н
Н2О
0.039
450
-0,01
25
7
н
графит
0,039
450
-0,01
25
7
и
н2
0,017
200
-0,01
11
3
н2
Н2О
0,047
550
-0,01
30
9
н2
графит
0,047
550
-0,01
30
9
н2
Н2
0,022
250
-0,01
14
4
N2
N2
0,085
990
4
42
15
СО
СО
0,089
1030
7
41
15
СН4
сн<
0,097
1120
0,3
51
17
Н2СО
Н2СО
0,26
2980
13
127
44
HCN
HCN
0,32
3690
3
153
54
NH3
NH3
0,33
3750
160
134
52
Н2О
Н2О
0,52
6070
300
212
84
Ввиду избирательности химического и полухимического типов связи
ими обладает, обычно, лишь малая часть полного количества “посадоч¬
ных мест’* на поверхности пылинки. Поэтому в большинстве случаев
преобладает физическая адсорбция, для которой число возможных мест
связи на поверхности типичной межзвездной пылинки радиусов 0,1 мкм
составляет несколько миллионов.
Подробнее о хемосорбции см. в книге [33}.
Тепловая десорбция. Время пребывания частиц в адсорбированном
состоянии ^адс, т.е. до того как произойдет спонтанный отрыв (тепловая
десорбция), определяется формулой Френкеля
*адс = V01 ехр( Каде /kTd), <14-2,)
где Td — температура пылинки, го — характерная частота колебаний
259

адсорбированной частицы в потенциальной яме на поверхности пылинки.
Типичное значение vo порядка 1012cwl. В настоящее время данные об ад¬
сорбции обычно получают из экспериментов по давлению насыщенных
паров веществ при низких температурах. В этом случае формулой (14.21)
пользуются как удобной аппроксимацией экспериментальных данных.
Тогда vo становится формальным параметром с типичным значением
Ю^-Ю^с'1 (см. табл. 14.1). В последнем столбце табл. 14.1 приведены
температуры “вмерзания” молекул в пылинки на время /аде “ 1015с,
соизмеримое со временем химической эволюции молекулярного облака.
В предпоследнем столбце указаны температуры, при которых молекулы
удерживаются на поверхности в течение времени, достаточного, чтобы
“посетить” при миграции по поверхности все места адсорбции.
б) Миграция на поверхности. Холленбах и Солпитер в 1970 г. [34]
обратили внимание на обстоятельство, оказавшееся принципиально важ¬
ным для протекания химических реакций на поверхности. Частицы при¬
липают в тех местах, где сильнее поляризация электрическим полем. Как
отмечено выше, таких точек на пылинке, радиусом 0,1 мкм порядка 106.
Для того чтобы перейти из одной точки в другую, адсорбированной час¬
тице необходимо преодолеть потенциальный барьер. В бесконечной пери¬
одической потенциальной яме, каковой оказывается поверхность
идеального кристалла, квантовомеханическое туннелирование позволя¬
ет свободно проходить сквозь потенциальные барьеры. Поэтому адсорби¬
рованные атомы и молекулы способны легко мигрировать по поверхности,
причем скорость миграции, определяемая квантовомеханическими сила¬
ми, практически не зависит от температуры. Время преодоления одного
потенциального барьера для атомов водорода близко к 10_ 1с.
Способность адсорбированных атомов блуждать по поверхности резко
увеличивает вероятность химических реакций. Достаточно, чтобы на
поверхность пылинки налипло всего два атома (например, водорода),
чтобы они успели встретиться за ~ 10'4с. В табл. 14.1 указаны темпера¬
туры пылинок для такого времени удержания на поверхности. При сбли¬
жении атомов, способных вступить в реакцию, они легко делают это,
отдавая избыток энергии и импульса телу пылинки.
Из-за неоднородностей поверхности глубины ям различаются, что
несколько затрудняет миграцию. Для аморфных тел, где потенциальные
ямы могут иметь сильно различающиеся глубины, миграция ограничена
и оканчивается в ближайшей глубокой яме. При определенных условиях
это может замедлить химические реакции на поверхности аморфных
пылинок в сотни раз по сравнению с кристаллическими.
Эксперименты по криогенной химии подтверждают, что квантовоме¬
ханическая миграция радикалов по поверхности играет важную роль в
активировании химических реакций.
в) Об эффективности реакций на поверхности межзвездных пыли¬
нок. Оценить эффективность образования молекул на поверхности пы¬
260

линки из теоретических соображений трудно (см. сводку данных в [35, с.
170 ]>• Из наблюдений количества молекул Нг в межзвездной среде и
скорости их разрушения ультрафиолетовым излучением звезд следует,
что константа скорости образования молекул Н2 в межзвездной среде
кн2" (1“3) • 10’17см3/с с неопределенностью в несколько раз. Таким обра¬
зом, в атомарном газе с концентрацией пн количество образующихся за
единицу времени в единице объема молекул Н2 равно Лдон [32]. По¬
скольку в газовой фазе Н2 образовываться с такой скоростью не успевает,
следует считать, что Н2 формируется на поверхности пылинок. Из коли¬
чества и размеров пылинок можно оценить, что эффективность образова¬
ния молекул Н2 на пылинках велика — десятки процентов атомов
водорода, сталкивающихся с пылинками, покидают их в виде молекул.
Эта оценка находится в согласии с имеющимися теоретическими расче¬
тами эффективности образования Н2 на пыли [35, с. 170 ].
Таким же образом могут образовываться и другие молекулы. Атом или
молекула, адсорбированные на пылинке, имеют наибольшие шансы
встретиться и соединиться с водородом и меньшие шансы, примерно про¬
порциональные числу налипших частиц, — с другими атомами и молеку¬
лами. Детальный анализ показывает, что вероятность вступить при
встрече в экзотермическую реакцию весьма велика, обычно близка к
единице. После реакции часть молекул остается на пылинке, другие по¬
кидают ее. Остаются прежде всего соединения с насыщенными валентны¬
ми связями, такие, как СН4, NH3, Н2О, Н2СО.
Как в лабораторной химии, так и в астрофизических условиях коли¬
чественное рассчитать химические процессы на поверхности твердой фа¬
зы пока очень трудно. Чаще всего расчеты проводят в предположении, что
каждое прилипание атома или молекулы к пылинке приводит в какой-
нибудь химической реакции. Скорость реакции пропорциональна веро¬
ятности встречи на поверхности партнера, с которым может произойти
экзотермическая реакция.
г) Отрыв молекул от пылинок (десорбция). Важной является пробле¬
ма ухода молекул с пылинок. В п.б рассмотрена тепловая десорбция. Из
табл. 14.1 видно, что при низкой температуре пылинок молекулы способ¬
ны примерзать к ним. Вместе с тем наблюдения показывают, что даже в
самых холодных участках межзвездных облаков большое количество мо¬
лекул, в том числе малолетучих, наблюдается в газообразном состоянии.
Для объяснения этого обстоятельства привлекается несколько механиз¬
мов нетеплового сбрасывания молекул с поверхности пылинок, способ¬
ных работать в условиях молекулярных облаков. Они обсуждены ниже. В
теплых ( ~ 104К) и горячих участках межзвездного газа к ним прибавля¬
ется еще несколько.
Отрыв образующихся на поверхности молекул. При образовании
молекулы освобождается энергия Е S £>w, где Dm — энергия диссоциа¬
261

ции (Е > Dmi если реагенты возбуждены или двигаются относительно
друг друга). Если реакция происходит на поверхности, эта энергия час¬
тично поглощается подложкой (пылинкой), а частично уходит на возбуж¬
дение внутренних степеней свободы образовавшейся молекулы и /или
передается в кинетическую энергию ее движения. Характер распределе¬
ния энергии между этими тремя составными частями с трудом поддается
расчету или анализу в лабораторных условиях. Поэтому установить долю
молекул, покидающих пылинку в результате химической реакции, во
многих случаях затруднительно.
При образовании молекулы Н2 выделяется энергия в количестве Dm я
4,48 эВ. Согласно расчетам ряда авторов, 0,2-2 эВ уходит в кинетическую
энергию, т.е. молекула Н2 отрывается от пылинки и улетает со скоростью
4-14 км/с. Небольшая часть энергии Dm передается на возбуждение вра¬
щения молекулы Н2, остальная поглощается пылинкой. Таким образом,
молекулы водорода при образовании не остаются на пылевых частицах.
Молекулы с насыщенными связями после адсорбции их на поверхно¬
сти холодных пылинок в химические реакции не вступают и поэтому за
счет описанного механизма уйти с пылинок не могут — примерзая, они
образуют оболочку из намерзших газов (так называемый грязный или
загрязненный лед).
Хемодесорбция. Некоторой разновидностью процесса, рассмотренно¬
го выше, является хемодесорбция, когда за счет химического взаимодей¬
ствия молекулы, входящей в тело пылинки, с налетающим атомом или
молекулой продукты реакции оказываются в газовой фазе. Вероятно,
наиболее активна в этом отношении реакция
Н + Н2О -* ОН + Н2 , (14.22)
хотя она, видимо, менее важна, чем другие процессы разрушения ледя¬
ных оболочек пылинок.
Фотодесорбция — это квантовомеханический процесс, приводящий
к отрыву молекулы с пылинки при поглощении фотона. Один из механиз¬
мов фотодесорбции состоит в том, что фотонами при поглощении возбуж¬
даются молекулярные уровни, после чего молекула перестает
удерживаться пылинкой или отрывается при деактивации возбужденного
уровня. Другой механизм связан с передачей энергии фотона во внутрен¬
ние степени свободы пылинки (в конечном счете нагревает ее), вследст¬
вие чего с пылинки сбрасывается молекула.
При энергии фотонов 6-13 эВ эффективность фотодесорбции, по-ви¬
димому, близка к 105 и во всяком случае не превосходит 5* 10'^.
Химические взрывы в ледяных оболочках пылинок. Среди намерзаю¬
щих на поверхность холодной пылинки межзвездных молекул следует
ожидать большое количество свободных радикалов, обладающих из-за
присутствия неспаренных валентных электронов повышенной способно¬
стью вступать в химические реакции, Как показывают лабораторные
эксперименты, при температуре поверхности ниже Г</ - 25К свободные
262

радикалы могут длительное время сохраняться вмороженными в образу¬
ющийся при намерзании грязный лед. В случае повышения температуры
выше 27-ЗОК подвижность радикалов резко возрастает» и они начинают
интенсивно вступать в химические реакции. Выделяющаяся энергия да¬
лее повышает температуру, ускоряя химические процессы. Из лаборатор¬
ных экспериментов следует, что в результате этого процесса может
произойти химический взрыв, разрушающий намерзший слой целиком.
Предполагается, что подобный процесс может происходить и в ледяных
оболочках межзвездных пылинок.
Десорбция космическими и рентгеновскими лучами. Ни один из пере¬
численных выше процессов не способен предотвратить вымерзание боль¬
шей части молекул на поверхности пылинок во внутренних частях
холодных молекулярных облаков. Но именно в этих частях наблюдается
наибольшее количество и разнообразие молекул в газе.
Оказалось» что в таких условиях эффективно сбрасывать молекулы с
пылинок может проникающая радиация — мягкие рентгеновские фото¬
ны и низкоэнергачные частицы космических лучей (субкосмические лу¬
чи). В глубь молекулярных облаков проникают фотоны с энергией Лу £
1 кэВ и космические лучи с энергией частиц £2 100 МэВ в расчете на
один нуклон. Наиболее эффективное воздействие оказывают тяжелые
ядра в составе космических лучей, прежде всего ядра железа.
Проникающая радиация указанного вида пронизывает пылинки на¬
сквозь. При этом первая фаза взаимодействия с пылинкой в принципе не
отличается от подробно рассмотренного в § 10 случая разреженной косми¬
ческой плазмы. Также образуются 5-электроны (§10.3) либо за счет ку¬
лоновского ускорения пролетающей частицей космических лучей, либо
при фотопоглощении. В последнем случае дополнительный 5-электрон
возникает при эффекте Оже. 5-электроны тормозятся, нагревая пылин¬
ку. Основная часть энергии 5-электронов освобождается в конце пробе¬
га. Поэтому они сильно нагревают пылинку, только если успевают затор¬
мозиться в ней до конца.
При полном торможении 5-электрона в пылинке характерная вели¬
чина энергии, передаваемой на ндгрев от частицы космических лучей, ~
100 эВ» а от рентгеновского фотона — около 1 кэВ. В результате резкого
нагрева пылинки начинается тепловая десорбция. Даже пылинки радиуса
0,25 мкм оказываются изредка нагретыми выше 25-ЗОК. До остывания с
пылевой частицы слетает от нескольких десятков до 103 молекул.
Реальная картина сложнее. В отличие от процессов, рассмотренных в
§10,5-электроны при торможении в твердом теле создают высокую плот¬
ность пар электрон — вакансия (дыра). В кристалле эти пары быстро
передают энергию на возбуждение в решетке фононов, которые в свою
очередь термализуются за время менее 10‘пс, нагревая объем размером
не более 50А. В аморфном теле релаксация протекает быстрее. Далее по
пылинке распространяется волна теплопроводности.
263

В первый момент из горячего пятна вылетают все молекулы, включая
малолетучие, такие, как NH3 и Н2О. В течение ~ Ю‘10с участок пылинки
размером 100-200А оказывается нагрет до ~ 100К. За это время с него
успевает слететь 1—10 слоев мслекул с низкой Еадс (например, СО). Пока
горячее пятно на пылинке остывает, в нем может произойти химический
взрыв. При прогревании до ~30К всей пылинки взрыв может охватить
всю ледяную оболочку.
д) Полимеризация. Если на поверхности пылинки накапливается
много одинаковых сложных молекул, то они, находя друг друга, могут
оказаться способными полимеризоваться. Реакции полимеризации име¬
ют активационный барьер, поэтому на поверхности холодных пылинок
они идут очень медленно. Важную роль здесь начинает играть квантово¬
механическое туннелирование в преодолении активационного барьера
(см. п. За). На значение этого процесса обратил внимание В.И.Гольдан-
ский в начале 70-х годов [36 ].
Как показывают лабораторные эксперименты, полимеризация при
низких температурах инициируется нейтральными или заряженными
свободными радикалами. На пылинках, расположенных внутри молеку¬
лярных облаков, они могут появляться при облучении ультрафиолетовы¬
ми, рентгеновскими или космическими лучами, а также при адсорбции
из окружающего газа.
Летучие соединения (Ваде мало) быстро уходят с пылинки. Накопле¬
ние возможно лишь среди достаточно распространенных нелетучих моле¬
кул. Примером является формальдегид Н2СО (см. табл. 14.1). Его
относительное содержание в молекулярных облаках велико:
л(Н2СО)/п(Н2) » Ю"8. Он легко полимеризуется в полиоксиметилен
-СН2-ОЧЗН2-0-СН2-..., образуя полимерные нити. В условиях меж¬
звездных пылинок полиоксиметилен устойчив при Т £ 100К. Лаборатор¬
ные эксперименты показали, что в присутствии слабого ионизующего
облучения даже при 4К легко могут вырастать цепочки до 1 000 звеньев
[36 ]. Однако вопрос о применимости этих результатов к межзвездным
пылинкам пока не решен.
На поверхности пылинок можно предположительно ожидать образо¬
вание и других сложных соединений. Обсуждается вопрос о присутствии
на пылинках пленок различных полимеров, дегтя, нефтепродуктов и т.д.
По-видимому, наиболее сложные молекулы типа цианполиинов HCnN
(n = 3, 5, 7, 9, И), имеющие вид длинных цепочек типа
H-C=C=...^C-C=N, образуются из обрывков подобных полимерных
цепочек [27], которые разрываются частицами космических лучей и
сбрасываются с пылинок. В газовой фазе концы углеродной цепи обраста¬
ют атомами Н и N. В этом случае молекула несимметрична, имеет отлич¬
ный от нуля дипольный момент и наблюдается по радиоизлучению во
вращательных переходах.
264

5. Места образования и расположения молекул
а) Химическая кинетика и результирующий химический состав. Для
того чтобы рассчитать химический состав, необходимо задать физические
условия в среде, содержание элементов, выделить набор основных моле¬
кул, способных взаимно превращаться друг в друга, и найти константы
скоростей этих реакций. Большую сводку скоростей реакций, представ¬
ляющих интерес для физики межзвездной среды, можно найти в [29 ].
Кинетика газофазных химических реакций. В случае газофазных ре¬
акций в межзвездной среде приходится учитывать только процессы взаи¬
модействия двух частиц и радиационные процессы разрушения молекул
излучением. Поэтому структура уравнений, определяющих концентра¬
ции молекул в среде, точно такая, как и для вычисления ионизационного
равновесия (9.3), обсужденного в §9.1 в. В общем случае надо писать
систему обыкновенных дифференциальных уравнений. Их называют
уравнениями химической кинетики. В настоящее время обычно учитыва¬
ется порядка 100 различных молекул и многие сотни (до 1800) реакций
между ними. К газофазным реакциям добавляют как минимум одну ре¬
акцию на поверхности пылинок — реакцию образования Иг. Расчеты
ведутся на ЭВМ (ссылки на используемые численные методы см. в §9.1).
Далеко не все константы известны с подходящей точностью. Поэтому
рассчитывать на достижение детального количественного согласия не
приходится.
Как выяснилось, химические процессы идут довольно медленно, и в
глубине молекулярных облаков процесс накопления молекул может
длиться многие миллионы лет.
В целом расчеты газофазных реакций, несмотря на имеющиеся еще
большое количество нерешенных проблем, показывают, что реакции в
газовой фазе плюс образование молекул Нг на пылинках способны объяс¬
нить существование и основные особенности содержания всех простых
(примерно включая четырехатомные) молекул, которые наблюдаются в
межзвездной среде.
Образование молекул на межзвездных пылинках. Кроме расчета газо¬
фазных реакций проводят расчеты набора реакций на поверхности пыли¬
нок. Эти расчеты гораздо грубее расчета газофазных реакций, поскольку
эффективности многих процессов на поверхности пылинок пока не ясны.
Вместе с тем и реакции на поверхности пылинок приводят к качественно¬
му согласию с наблюдаемым составом межзвездных молекулярных обла¬
ков. Причем расчеты показывают, что на поверхности пылинок легко
могут образовываться многоатомные молекулы, вплоть до наиболее слож¬
ных из наблюдавшихся.
По-видимому, простые молекулы до 4-5-атомных образуются в газо¬
вой фазе, а более сложные, по крайней мере 6-10-атомные, а также Нг —
на поверхности пылинок.
265

Характерное время вступления атома (молекулы) в химическую ре¬
акцию на поверхности пылинок определяется частотой столкновения его
с пылинкой (если вероятность налипания при соударении близка к еди¬
нице, что, по-видимому, так, по крайней мере для нейтральных атомов в
условиях межзвездных облаков):
t = (ya nd оу/"1 « 4-107 лет; (14.23)
здесь va—скорость налетающих на пылинку атомов и молекул, nd*ad —
концентрация и поперечное сечение пылинок. Численное значение при¬
ведено для средних параметров пылинок в межзвездной среде при плот¬
ности пн * 20 см"3, характерной для облаков, наблюдаемых по линии 21
см. В плотных молекулярных облаках характерное время до вступления
в химическую реакцию на поверхности пылинки уменьшается примерно
до миллиона лет.
Кроме теоретических расчетов неоднократно ставились лабораторные
эксперименты по моделированию химических процессов в межзвездной
среде [27 ]. В сосуд с охлажденными до низкой температуры стенками
(аналог поверхности пылинок) запускали газ с составом элементов, близ¬
ким к космическому. В центре включали источник энергии — электриче¬
ский разряд, нить накаливания, источник ультрафиолетового излуче¬
ния — аналог проникающей радиации, “запускающей” ионно-молеку¬
лярные реакции в межзвездной среде. Через некоторое время изучался
состав образованных молекул. Оказалось, что получаются примерно те
же соединения, что найдены в межзвездной среде, — преобладают угле¬
родсодержащие предбиологические соединения.
Об универсальности химических процессов. Отметим, что и в опытах
Опарина по происхождению жизни на Земле, когда создавали условия
первичной атмосферы Земли — газы типа метана, аммиака и другие над
поверхностью воды, пропускали электрические разряды или облучали
среду ультрафиолетовым излучением, образовывался примерно тот же
набор молекул, что и в лабораторных экспериментах по межзвездной
химии. Из сопоставления этих данных видно, что в среде, содержащей
химически активные элементы с высокой космической распространенно¬
стью, при неравновесных условиях, создаваемых практически любым
источником энергии (нагрев, жесткое излучение, электрические разря¬
ды), возникает широкий набор примерно одних и тех же соединений.
Образуются они как в газовой фазе, так и на поверхности тел.
Отсюда, по-видимому, следует вывод, что сама структура электрон¬
ных оболочек атомов, обильно представленных во Вселенной, такова, что
практически при любых неравновесных условиях в широком диапазоне
температур и плотностей, характерных как для межзвездной среды, так
и для планет, образуются предбиологические соединения на углеродной
основе. По-видимому, углеродная основа жизни заложена в структуре
атомов.
266

б) Химические процессы в межзвездных облаках на разных оптиче¬
ских глубинах. Ультрафиолетовые, оптические и радионаблюдения по¬
казывают, что в диффузных межзвездных облаках, оптическая толщина
которых по пыли в оптическом диапазоне ту«Ау« 0,2-0,4® (Ay *
*1,086 ту — величина межзвездного поглощения), молекулы обычно
составляют малую долю, порядка 10"4-10"8, от количества слагающих
молекулы атомов. Причина столь малого количества молекул—в эффек¬
тивности их разрушения ультрафиолетовым излучением звезд (п. 2в).
Высокая концентрация молекул наблюдается в молекулярных обла¬
ках, являющихся наиболее плотными и оптически толстыми по поглоще¬
нию света пылью. Соотношение между экстинциями в ультрафиолетовом
Л » 1500Л (UV) и оптическом (V) диапазонах такова, что тиу « 2,5 ту,
и, следовательно, для грубых оценок можно считать, что ту * 1 соответ¬
ствует ослаблению ультрафиолетового излучения в 10 раз.
Диффузные облака, Ау £ 0,5®. Численное моделирование и наблюде¬
ния свидетельствуют, что в облаках с Ау < 0,5“ молекул очень мало. Во¬
дород, а также азот, кислород и другие элементы с потенциалами иониза¬
ции больше, чем у водорода, находятся в основном в виде нейтральных
атомов. Донорные элементы однократно ионизованы: С+, Si+, S+ и т.д.
Молекулы интенсивно образуются в таких областях (в том числе и моле¬
кулы Нг на поверхности пылинок), но равновесная концентрация их мала
из-за быстрого разрушения.
Легче всего экранировать от разрушения молекулы водорода. Они
разрушаются только при двухступенчатой фотодиссоциации (см. п. 2в)
излучением звезд в частотах узких спектральных линий молекул водоро¬
да. Коэффициент поглощения в линиях на несколько порядков выше, чем
в непрерывном спектре. В результате те немногочисленные молекулы Н2,
которые существуют во внешнем слое с поглощением до границы облака
Ay 2S 0,25® оптически толстых облаков, почти полностью экранируют
более глубокие слои от разрушения молекул Нг ультрафиолетовым излу¬
чением.
Концентрация молекул Нг в такой ситуации с самоэкранировкой на¬
растает лавинообразно: чем дальше вглубь, тем больше оптическая глу¬
бина для губительного для Нг излучения, тем меньше скорость
разрушения, т.е. больше равновесная концентрация Нг. Это еще больше
увеличивает оптическую толщину для разрушающего молекулы излуче¬
ния. В результате в тонком слое с ДАу « Ау происходит переход от поч¬
ти чисто атомарного к молекулярному водороду. Ситуация очень напоми¬
нает формирование границы зоны НII вокруг горячей звезды. В зонах НИ
за счет рекомбинаций имеется малое количество НI, оптическая тол шина
которого к границе зоны Н II становится столь велика, что происходит
лавинообразное уменьшение степени ионизации и потока ионизующих
фотонов в переходном слое толщиной Дг в сотые доли парсека, при ради¬
усе туманности в многие парсеки или десятки парсеков [31, §1; 37, §23.2].
267

В случае молекул Нг имеется полная аналогия с внешним источником
облучения. В результате во внешнем слое облака находится зона Н I с
толщиной, как следует из наблюдении, порядка Ау - О,!^, а глубже —
зона Н2. Но поскольку поглощение происходит в узких спектральных
линиях, положение границы перехода из НI в Нг зависит от градиента и
дисперсии скоростей в облаках: чем больше разброс скоростей, тем более
широкую полосу излучения перехватывают линии и слабее поглощение
на единицу частоты, а значит, глубже в облаке лежит граница перехода
в молекулярное состояние.
Граница перехода зависит также от плотности среды, поскольку про¬
цесс образования молекул Нэ квадратичен по плотности: скорость его
протекания определяется частотой столкновений атомов с пылинками,
Рис. 14.5. Схемы ионно-молекулярных реакций в темных межзвездных облаках: а — с
участием углерода, б — с участием кислорода [38]. Буква М обозначает металлы (с ними
могут идти реакции перезарядки)
268

т.е. пропорциональна пн2, а скорость разрушения пропорциональна пер¬
вой степени плотности, как и для других фотопроцессов (см. §9.1д). Од¬
нако внешние части большинства молекулярных облаков имеют, видимо,
сходные между собой параметры (пн « 50-100 см’3, Т ~ 50-100К), что
делает указанную выше границу перехода водорода в молекулярное со¬
стояние достаточно универсальной.
Темные облака, 0,5ш £ Лу £ 12ш. Учитывая самоэкранировку в моле¬
кулярных линиях для молекул Н2, оказывается, что в облаках с 0,5ш£Лv
£ 6m водород уже полностью молекуляризован, в то время как донорные
элементы все еще ионизованы. Другие элементы находятся в атомарном
состоянии. В таких условиях очень интенсивно должны идти ионно-мо¬
лекулярные реакции типа (14.18) и другие, но недостаточная защищен¬
ность молекул от губительного для них ультрафиолета (см. рис. 14.3)
оставляет содержание молекул низким.
Вблизи слоя в облаке с поглощением до его границы Ау « Зш (полное
269

поглощение в облаке Av > 6т), где ультрафиолетовое излучение ослабле¬
но примерно в 1000 раз, степень ионизации донорных элементов оказы¬
вается около 1/2 (см. §9.За). Как видно из рис. 14.3, времена жизни
многих молекул по отношению к разрушению их излучением достигают
в этом слое сотен тысяч лет. В первую очередь это относится к молекуле
СО, у которой порог ионизации выше, чем у водорода, и очень высока
энергия диссоциации (см. табл. 12.1). В результате за счет ионно-моле¬
кулярных реакций большая часть углерода связывается в молекулы СО
(атомов кислорода в межзвездном газе больше, поэтому он в значитель¬
ной степени остается в атомарном состоянии). В результате концентрация
СО достигает 10"4 от концентрации Нг. Это меньше, чем содержание
углерода в космической плазме, что связано с частичным истощением его
на образование пылинок.
Молекулы, содержащие два атома тяжелых элементов (СО), не обра¬
зуются непосредственно соединением (углерода и кислорода) — у них
малая вероятность столкновений. Вначале путем газофазных реакций
образуются простые гидриды, такие, как СИ+. При перезарядках форми¬
руются другие простые молекулы, например ОН. Далее при перезарядках
процесс кончается на очень устойчивых молекулах СО:
1 • СО + Н+ , к = 1,610_9см3/с ,
(14.24а)
с+ + ОН =~
1— CO+ + Н , к = 0,77- 10~9см3/с ,
(14.246)
СН+ + О -* СО+ + Н , к = 0,76- 10_9см3/с ,
(14.2 «»)
СО+ + Н2 - НСО+ + Н , к = 2-10"9см3/с ,
(14.24г)
НСО+ + е СО + Н , к « 2-10“7( 300 /Т)0,75 см3/с.
(14.24д)
В слое Av > Зга,для которого характерны описанные реакции, скорость
нагрева облаков понижена, а плотность велика, поэтому равновесная
температура там низка: Т £ ЗОК. В таких облаках идет рекомбинация
атомарных ионов.' Но при экранировке, соответствующей Av £ 6Ш, коли¬
чество ультрафиолетовых фотонов достаточно, чтобы поддержать хотя и
слабую 10"3), но заметную ионизацию углерода и других донорных
элементов и с их помощью запускать цепочки ионно-молекулярных ре¬
акций. В результате должен получаться целый ряд сравнительно простых
молекул, взаимопревращения которых показаны на рис. 14.5,а, б.
Образование иона Н+ в реакции типа (14.24а) открывает широкий ряд
новых возможностей. Еще один (более слабый) канал образования Нм и
других ионов — это реакции типа
СО+ + X - СО + Х+ , к ~ Ю_10см3/с , <14'25)
где в качестве X может выступать большинство атомов и молекул. Чаще
всего реакции (14.25) происходят с X - Н, N или О.
Ион Н+ не реагирует непосредственно с Н или с Нг и не подвержен
270

быстрой диссоциативной рекомбинации. Радиативная рекомбинация в
молекулярных облаках с низкой ионизацией — процесс весьма медлен¬
ный. Близость потенциалов ионизации водорода и кислорода делает эф¬
фективными реакции перезарядки между ними:
н-+огн+о+{^=71о_;е;232/Гсм3/с-
= 7-10"9см3/с.
(14.26)
Потенциал ионизации кислорода на ■ 0,0196 эВ больше, чем у во¬
дорода. В связи с этим реакция легче идет в сторону иона Н+, чем О\
Поэтому при температурах межзвездных облаков, которые много меньше
Д% /£ « 232К, в атомарной среде равновесная концентрация О+ мала.
Кинетика реакций с участием О+ коренным образом меняется в моле¬
кулярных облаках. В этом случае образовавшийся в результате (14.26)
ион О+ имеет гораздо больше шансов столкнуться с Нг, запуская цепочку
быстрых реакций:
(14.27а)
(14.276)
О+ + Н2-»0Н+ + Н, к = 1,610_9см3/с,
ОН+ + Нг ■* Н2О+ + Н , к = 1,1 • 10-9 см3/с ,
НгО++ Нг-* НзО++ Н , к = 0,61 • 10~9см3/с . (14.27в)
Молекулярный ион НзО+ имеет насыщенные связи и диссоциативно ре-
комбинирует:
— НгО + Н , к = 6,5-10"7( 300/Т)|/2 см3/с ,
(14.28а)
Н3О+ + е~ ~
ОН + Нг , к = 6,5-10“7( 300/7')1/2 см3/с .
(14.286)
Идут также цепочки других реакций, схематически изображенных на
рис. 14.5, б. Ряд соединений вступает в реакции столь быстро, что их
равновесная концентрация всегда ничтожна, и поэтому они не наблюда¬
ются.
Таковы основные типы химических процессов в молекулярных обла¬
ках умеренной оптической толщины 6т £ Ау £ 12т, где ультрафиолето¬
вое излучение ослаблено в 103—106 раз, но еще способно вызывать замет¬
ную ионизацию донорных элементов.
“Черные” облака, Ау % 12т. В оптически более плотных облаках
С4у£ 12т), казалось бы, химические процессы должны прекратиться.
Нагрев там слаб, поэтому равновесная температура газа падает примерно
до ЮК. Температура пылинок ожидается на том же уровне или еще ниже,
и можно было предполагать, что большинство молекул просто вмерзнет в
поверхности пылинок( см. табл. 14.1). Вместе с тем именно в таких обла¬
ках обнаружено наибольшее количество разнообразных молекул, вклю¬
чая наиболее сложные соединения.
271

Выводят из “застоя” такие облака космические лучи с энергией в
сотни МэВ, способные проникнуть туда. Они ионизуют среду (§10.2),
причем при кулоновских взаимодействиях с эффективностью одного по¬
рядка отрывают электроны у всех атомов и молекул. Чаще всего подвер¬
гаются ионизации самые обильные в молекулярных облаках компоненты
Нг и Не. Возникают ионы Н2+ и Не+. Из-за ионизации космическими
лучами даже в центральных частях молекулярных облаков степень иони¬
зации х - пе/пн остается на уровне 10’8 £ х< 10"7. Лишь в наиболее плот¬
ных и холодных протозвездных конденсациях степень ионизации падает
дох- 1О_,о-1О’12.
Заметный вклад в ионизацию внутренних частей молекулярных обла¬
ков могут давать также ультрафиолетовые фотоны Л < 1108А в лаймано-
вской и вернеровской полосах молекул Нг, возникающие при возбужде¬
нии электронных уровней Нг космическими лучами. Среди этих фотонов
немало дост аточно жестких, чтобы вызывать диссоциацию СО (А <960А),
а также ионизовать многие атомы и молекулы.
Обладая самым высоким потенциалом ионизации среди атомов (или,
как говорят в химии, сильным сродством к электрону почти в 25 эВ), гелий
вступает в реакции перезарядки со всеми молекулами, как правило, раз¬
рушая их, причем константы скорости реакций обычно велики:
Не+ + АВ Не + А+ + В, к~ 10~9 см3/с , (14.29)
где в качестве АВ выступать и столь инертная молекула, как СО:
взаимодействие с СО — один из основных путей рекомбинации Не+ в
молекулярных облаках. Конкурирует лишь реакция с более распростра¬
ненными молекулами Н2:
Не+ + СО - Не + С+ + О , к = 1,6-10"’ см3/с, (14.30а)
Не++ Н2-Не + Н++ Н, к = 1,510'13см3/с. (14.306)
Освобождающиеся ионы А+ (Н*, С+ и др.) запускают цепочки ионно-мо-
лекулярных реакций, в том числе большинство реакций, изображенных
на рис. 14.5.
Основная часть ионов возникает при ионизации космическими луча¬
ми молекул Нг с образованием иона Нг+. Далее идет реакция
н| + Н2 -* Hj + Н , к = 2,1 • 10"’ см3/с ,
в которой образуется очень реакционноспособный ион Нз+. Он может
вступать в реакции с большинством нейтральных систем. Обычно преоб¬
ладает канал реакции
HJ + А -* НА+ + Н2 , к ~ 10-9 см3/с, (14.32)
запускающий новые цепочки ионно-молекулярных реакций. В частно¬
сти, при взаимодействии с СО образуются обильные в молекулярных
облаках соединения НСО+, НСО и НгСО. Взаимодействие с азотом при¬
водит к образованию молекулярного иона N2H4*, хорошо заметного в
272

молекулярных облаках, и далее к формированию других соединений азо¬
та, включая, вероятно, аммиак NH3 (рис. 14.6).
Важно, что ион Нз+ рекомбинирует медленно. Из лабораторных экс¬
периментов следует, что при Г- ЮК константа скорости его диссоциатив¬
ной рекомбинации равна 2 • 10‘8см3/с, т.е. раз в 30 меньше, чем для боль¬
шинства молекулярных ионов. В результате почти каждый ион Нз+ успе¬
вает до рекомбинации запустить одну из множества цепочек
ионно-молекулярных реакций, взаимодействуя не только с СО, но и с
другими молекулами, содержание которых в молекулярных облаках за¬
метно выше, чем электронов.
Рис. 14.6. Схема ионно-молекулярных реакции с участием азота в оптически плотных
межзвездных облаках, запускаемых космическими лучами (КЛ) {38]. М обозначает метал¬
лы
Кроме того, при взаимодействии с пылинками частицы космических
лучей с эффективностью в ~ 1000 раз больше, чем они разрушают моле¬
кулы, сбрасывают их с поверхности пылинок (см. п. 4г). В результате те
сложные соединения (возможно, что упомянутый выше аммиак также),
которые легко образуются на поверхности пылинок, выделяются в газо¬
вую фазу, где и наблюдаются по их радио- и субмиллиметровому излуче¬
нию.
Итог рассмотрения этого раздела подведен в табл. 14.2. Границы меж¬
ду участками с разным физико-химическим состоянием среды весьма
273

приближены. Численное значение их зависит, например, от индикатрисы
рассеяния и альбедо пылинок в ультрафиолетовом диапазоне, а также от
близости к облаку горячей звезды высокой светимости. Численное моде¬
лирование химических процессов в облаках с Av £ 12m показывает, что
среди наиболее распространенных молекул кроме Нг, СО и НгО следует
ожидать также SiO, N2, О2 (для них относительное содержание может
превосходить 10’5). Молекулы N2 и Ог пока не найдены в межзвездной
среде, по-видимому, по причине отсутствия удобных для обнаружения
спектральных линий.
Таблица 14.2
Физико-химическое состояние вещества молекулярного облака
Слой в облаке с поглощением А до границы*
Состав
Av <0,25”; Auv<0,6"
H, C+, Si+, S+, O, N, молекул мало
0,25 < Av < 3”; 0,6 < Auv < 7,5“
Нг, C+, Si+, S*, O, N, содержание других
молекул мало
3<Av<6“; 7,5 < Auv < 15”
Нг, С или СО, простые молекулы
Av > 6”; Auv > 15“
полностью молекуляризованный газ, ши¬
рокий набор молекул, включая многоатом¬
ные
A v, Auv — величины межзвездного поглощения в оптическом (5500л) и ультрафио¬
летовом (около 1500А) диапазонах.
$ 15. РЕЗУЛЬТАТЫ ИЗУЧЕНИЯ МЕЖЗВЕЗДНЫХ МОЛЕКУЛ
Изучение межзвездных молекул имеет прежде всего большое миро¬
воззренческое значение. Оказалось, что в космических условиях, несмот¬
ря на очень низкие температуру и плотность, могут происходить
химические процессы, порождающие разнообразные и довольно сложные
молекулы. Важно, что среди них очень много органических соединений,
в том числе формальдегид НгСО, муравьиная кислота НСООН, метило¬
вый СН3ОН и этиловый С2Н5ОН спирты, диметиловый эфир (СНз)2О и
др. Это дает основание предполагать общность законов предбиологиче-
ской эволюции материи.
Другим важным для мировоззрения открытием явилось обнаружение
космических мазеров (§13), где длительное время протекают крайне не¬
равновесные процессы мазерной накачки огромной мощности в естест¬
венно сформировавшихся условиях. Возможно, что мазерные конденса¬
ции подобны протопланетным облакам (§13.1а).
Среди результатов, имеющих общеастрономическое значение следует
прежде всего отметить, что до обнаружения молекулярного водорода мас¬
са межзвездного вещества в галактиках недооценивалась примерно вдвое.
Изучение молекул привело к открытию гигантских молекулярных
облаков — самых многочисленных из массивных объектов в Галактике.
Массы их (105-Ю6^©) близки к массам шаровых звездных скоплений,
но количество на порядок выше (число шаровых скоплений в Галактике
оценивается в 500, а гигантских молекулярных облаков — 5-6 тыс. Ги¬
гантские молекулярные облака, безусловно, играют важную роль в дина¬
мике Галактики.
По-видимому, наиболее важное значение приобрели молекулы как
индикаторы условий в областях звездообразования. По радиоизлучению
молекул удается выяснить геометрию и кинематику, температуру, плот¬
ность и состав наиболее плотных конденсаций и образований вокруг про¬
тозвезд, а также более протяженных и разреженных областей, в которых
эти уплотнения образуются.
Важно изучение молекул для анализа изотопного состава вещества
Галактики. Резонансный принцип настройки по частоте в радиоастроно¬
мии легко позволяет достигать очень высокого (ДА/Л £ 10"6) сп ектрал ь-
ного разрешения и разделять радиолинии, принадлежащие разным изо¬
топическим разновидностям молекул. Это дает возможность искать
вариации изотопного состава в галактическом диске и из сравнения с
изотопным составом межзвездного газа, зафиксировавшим его состав
5 * 109 лет назад, делать выводы о ядерной эволюции вещества и тем самым
об эволюции Галактики в целом. Однако большую проблему в изучении
изотопного состава среды по молекулярным линиям играет изотопическое
фракционирование (см. п. 2).
Особое значение имело открытие изотопа водорода — дейтерия D —
по ультрафиолетовым линиям поглощения молекул HD. Содержание его
очень важно для космологии, поскольку дейтерий образовался при пер¬
вичном нуклеосинтезе, а ядро его, имея очень низкую энергию связи
протона и нейтрона, чувствительно к условиям в момент нуклеосинтеза.
К сожалению, содержание дейтерия, видимо, заметно менялось в после¬
дующей эволюции Галактики, и, наблюдая дейтерий в межзвездной сре¬
де, установить количество дейтерия космологического происхождения
трудно.
Наконец, молекулярные линии оказались хорошим зондом для изуче¬
ния коротковолновой (миллиметровой и субмиллиметровой) части спек¬
тра реликтового излучения в виневской области, что также имеет
большое значение для космологии.
По-видимому, именно на пути изучения межзвездных молекул уда¬
стся в ближайшем будущем решить самую старую спектроскопическую
проблему в астрофизике — проблему происхождения диффузных меж¬
звездных линий. В этом параграфе кратко рассмотрены многие из затро¬
нутых выше вопросов.

1. Проблемы межзвезд ной химии
В предыдущем параграфе рассмотрены основные типы химических
процессов, определяющих набор молекул в межзвездной среде. Хотя, как
указано в §14.5, в общем получено неплохое согласие моделирования
(численного и лабораторного) с наблюдениями, тем не менее остается
большее количество проблем.
Первые 60 молекул, обнаруженные в межзвездной среде, оказались
построены только из шести элементов: Н, С, N, О, Si, S. Специально
поставленные наблюдения лишь недавно позволили обнаружить молеку¬
лы, содержащие Na, Al, К, F, Cl, а также возможно, Р. Вместе с тем в
атмосферах звезд преобладают гидриды и окислы металлов. При форми¬
ровании пылинок окислы металлов переходят в них, но тем не менее
соответствующие атомы металлов видны по межзвездным линиям погло¬
щения, а химических соединений с большинством из них не найдено,
несмотря на достаточную чувствительность аппаратуры, чтобы видеть
добавки с содержанием 1О“го и даже несколько меньше от количества
молекул Нг.
Много проблем представляет до сих пор химия азота. За 20 лет изуче¬
ния радиолинии молекул не удалось обнаружить гидрида азота NH ,
несмотря на то, что СИ и ОН являются одними из наиболее распростра¬
ненных молекул. В то же время в соответствии с предсказаниями теории
ионно-молекулярных реакций в большом количестве наблюдаются высо¬
ко реакционноспособные молекулярные ионы N2H*, не имеющие нейт¬
рального аналога и очень трудно наблюдаемые в лабораторных условиях.
Молекула аммиака NH3 является одной из наиболее распространенных
(п(ИНз)/п(Н2) ~ 10~7). Вместе с тем цепочки химических реакций,
приводящих к NH3 и запускаемых ионом Нз+, должны приводить и к NH
и NH2 (см. рис. 14.6). Удивительно мало содержание молекул NO и HNO,
но велико содержание CN-
Молекула СО является второй по содержанию в межзвездной среде
после Нг. Тем не менее молекула СОг пока не найдена, несмотря на
специальные поиски. Из расчетов газофазных реакций в молекулярных
облаках следует ожидать п(СОг)/л (Н2) £ Ю*7. Надо, правда, отметить,
что поиск симметричных молекул вообще затруднен, поскольку они не
являются оптически активными во вращательных переходах (переходы
запрещены), а двухатомные, такие, как С2, N2, О2, S2 и др., также и в
колебательных переходах. Поэтому многие из них пока ускользают от
обнаружения, несмотря на то, что они устойчивы и для них ожидаются
высокие содержания в молекулярных облаках (см. конец §14.56) • Поиски
их наиболее перспективны в ультрафиолетовом диапазоне по межзвезд-
I
Он обнаружен лишь ■ 1990 г. по оптическим межзвездным линиям поглощения.
276

ным линиям поглощения в спектрах звезд. Все же несколько симметрич¬
ных молекул удалось найти. Это Н2, Сг> С2Н2, СН4, С2Н4.
Практически все найденные до сих пор молекулы линейны (в широком
смысле этого термина, т.е. не циклические). Предпринимались неодно¬
кратные попытки найти циклические соединения типа бензольного коль¬
ца (ароматические углеводороды) с кольцевой структурой Сб в центре. До
сих пор все они оставались тщетны. В последнее время, однако, показано
[39, 40], что полициклические ароматиче¬
ские углеводороды (ПАУ) типа коронена
С24Н12 (рис. 15.1), которые могут быть ответ¬
ственны за некоторые инфракрасные полосы
излучения межзвездной пыли и, возможно,
представляют собой мельчайшие из межзвез¬
дных пылинок размером около 15А. Найдены
пока лишь кольца типа Сз (С3Н2 и S1C2)»
Рис. 15.1. Скелетная схема молекулы коронена С24Н12 —
кадидата в мельчайшие межзвездные пылинки
2. Изотопическое фракционирование
По радиоизлучению межзвездных молекул найдены следующие вхо¬
дящие в их состав изотопы: !Н и 2Н (дейтерий D); 12С и 13С; 14N и 13N;
16О, 17О и 18О; 28Si, 29Si и 30Si; 32S, 33S и 34S. Для наиболее обильных
молекул удается наблюдать несколько изотопических вариантов. Напри¬
мер. как упомянуто в §1.5, СО исследована в пяти вариантах: *^С1ЬО,
13С 60,12С17О, *2С18О и даже 13С18О, состоящей из двух редких изото¬
пов.
Для изучения распределения в пространстве изотопов и их распрост¬
раненности необходимо уметь перейти от количества изотопссдержащих
молекул к концентрации изотопов. Здесь возникают большие трудности.
Например, из многочисленных исследований установлено, что содержа¬
ние атомов дейтерия по отношению к водороду в межзвездной среде
составляет (1,5-2) • 10'5. Эти результаты получены по ультрафиолетовым
межзвездным линиям поглощения атомов дейтерия. Вместе с тем в тем¬
ных облаках содержание дейтерированных молекул резко повышено. На¬
пример, в молекулярном облаке, примыкающем к туманности Ориона,
зафиксирована отношение концентраций
[DCN ]/ [HCN ]= 1/170; (15.1)
здесь [X ] означает их — концентрацию частиц X. В темном облаке L 134
[DCO+ ] / [НСО+ ] « 1 . (15.2)
Столь разительное отличие отношения концентраций изотопсодержа-
щих молекул от содержания изотопов вызвано эффектом изотопического
277

фракционирования, используемого в лабораториях и в промышленности
для разделения изотопов.
Механизм изотопического фракционирования связан с тем, что тяже¬
лые изотопы образуют чуть более компактные молекулы с немного более
высокой энергией связи, чем легкие. Различие определяется в первую
очередь отношением масс изотопов. Наиболее велико оно в случае водо¬
рода и дейтерия. Поэтому изотопическое фракционирование для него
наиболее сильно. Из-за более высокой энергии связи реакции перезаряд¬
ки с образованием дейтерированных молекул идут в холодных облаках
быстрее, чем в обратном направлении, т.е. преобладают реакции типа
D+ + Нг -* HD + Н+ ,
(15.3)
D + НСО+ -* DCO+ + Н.
Реакции (15.3) имеют высокую эффективность, поскольку сводятся к
почти резонансной перезарядки типа D+ + Н 5? D + Н+. Различие в
энергии связи молекул Нг и HD составляет AZ>m/£ e 178К, а для НСО+ и
DCO+— 460К. Из принципа детального баланса (см. §6.3, (6.10)) следует^
что отношение констант скорости протекания эндотермических и экзо¬
термических реакций, являющихся взаимообратными элементарными
процессами, пропорционально ехр(-ДПт/й). При низких температурах
молекулярных облаков этот экспоненциальный фактор имеет большое
значение.
Для других элементов отношение масс изотопов меньше, и фракцио¬
нирование должно играть меньшую роль. Однако для них оно важно, что
видно на примере молекулы цианацетилена. Для нее известны три вари¬
анта с изотопом 13С, помещенном в разных местах цепочки:
hI3c12c,2cn, h’2c13ci2cn, h,2c,2c,3cn. (15>4)
Содержание этих трех изотопических вариантов молекулы различно.
3. Определение температуры реликтового излучения по
молекулярным линиям
Молекула циана CN была обнаружена на рубеже 30-х и 40-х годов по
трем межзвездным линиям поглощения, образующимся при переходах с
двух нижних вращательных уровней J ~ 0 и 1. При интерпретации коли¬
чества молекул CN в возбужденном состоянии / e 1 пришлось прибегнуть
к гипотезе о некотором далеком инфракрасном фоновом излучении Га¬
лактики, приводящем к температуре возбуждения 5-6К (по определению
того времени). Лишь после открытия в 1965 г. реликтового излучения
стало ясно, что на четверть века раньше его уже видели по возбуждению
уровня J = 1 молекулы CN, но не понимали этого. Радиоизмерения дают
детальную информацию о рэлей-джинсовской части спектра реликтового
излучения (А £ 3-10 мм). Максимум и виновская часть спектра лежат в
278

недавно еще трудных для измерения коротковолновом миллиметровом и
субмиллиметровом частях спектра. Оказалось, что наиболее точным ме¬
тодом измерения интенсивности реликтового излучения в этой части
спектра являются наблюдения оптических межзвездных молекулярных
линий поглощения с возбужденных вращательных уровней. Для этого
выбирают звезды с низкой плотностью межзвездной среды по пути до них,
где при возбуждении вращательного уровня / - 1 доминируют радиаци¬
онные процессы под действием реликтового излучения. Спектральные
линии поглощения в этом случае слабы. Тем не менее по измерению таких
линий (молекула CN, линии поглощения с J - 0, 1,2) удалось получить
наилучшую (к 1985 г.) оценку температуры реликтового излучения Тт =
-2,70 ±0,04 К.
4. Распределение молекулярного газа в галактиках
В отличие от атомарного молекулярный водород в основном электрон¬
ном состоянии не излучает радиолиний. Нет у него и разрешенных вра¬
щательных и колебательных переходов, способных привести к
межзвездным линиям поглощения. Для излучения вращательных и коле¬
бательных линий Нг в инфракрасном диапазоне газ должен быть нагрет
до сотен и тысяч кельвинов. Поэтому инфракрасные линии излучения
удается обнаружить лишь от тех участков областей звездообразования, в
которых молекулярный газ нагрет ударными волнами. Поэтому непос¬
редственно в холодных молекулярных облаках изучать Hi удается только
по ультрафиолетовым межзвездным линиям поглощения в трудном для
наблюдений диапазоне длин волн между 912 и 1108А. Межзвездное по¬
глощение света пылью в этом диапазоне велико. Поэтому непосредствен¬
но удается измерить лучевую концентрацию (напомним, что лучевая
концентрация — это количество атомов в столбе единичного сечения на
пути от объекта до наблюдателя; размерность см"?) лишь для молекуляр¬
ных облаков со сравнительно небольшим межзвездным поглощением.
Сделать это можно только для близких молекулярных облаков, не скры¬
тых от наблюдателей межзвездным поглощением в галактическом диске.
В отличие от Нг вторая после него по распространенности молекула
СО обладает удобной для наблюдения вращательной радиолинией на
длине волны 2,6 мм (вращательный переход / -1 -» 0). Высокое содер¬
жание молекулы СО ([СО ] / [Нг] « 10'4; см. §14.56) обеспечивает яр¬
кость линии излучения. Калибровка по близким облакам показала, что
отношение содержаний этих молекул мало изменяется от облака к обла¬
ку. Это позволяет данные радионаблюдений СО пересчитывать на коли¬
чество Нг. В результате наблюдения молекулярного газа, широко
развернувшиеся во второй половине 70-х годов для Галактики и других
галактик, проводятся по радиоизлучению молекул СО.
Радиолиния 2,6 мм удобна в ряде отношений. Она имеет высокую
279

интенсивность. Короткая длина волны позволяет даже на небольших
инструментах реализовать высокое угловое разрешение.
Важную роль играет присутствие рядом линии изотопзамещенной
молекулы 13СО, содержание которой в десятки раз меньше. Очень часто
высокое содержание СО приводит к тому, что линия его основного изото¬
пического варианта 12С16О оказывается оптически толстой. Это затруд¬
няет измерение количества молекул на луче зрения (в полной аналогии с
ситуацией в радиолинии 21см межзвездного водорода, §6.4). Вместе с тем
линия 13СО гораздо чаще оптически тонка, и при необходимости можно
обратиться к ней для измерения лучевой концентрации газа.
Благодаря развернувшейся обширной программе изучения Галактики
и галактик в радиолинии СО во второй половине 70-х годов были открыты
гигантские молекулярные облака и началось изучение молекулярного
газа в других спиральных галактиках. Эти работы имеют огромное значе¬
ние как для изучения межзвездной среды, так Галактики и других галак¬
тик (их динамики, эволюции и т«д.). Наблюдения в радиолинии СО несут
также обширную информацию об областях звездообразования.
Несмотря на успехи изучения молекулярного газа, основной трудно¬
стью остается проблема пересчета количества молекул СО в полную
массу молекулярного газа. Отношение [СО ]/ [Нз ] может различаться в
разных частях Галактики и галактик в связи с наблюдающимся в спираль¬
ных галактиках градиентом содержания элементов, т.е. отношения
[С]/[Н].
5. Определение температуры и плотности газа по
наблюдению молекулярных линий
а) Ультрафиолетовые линии молекул Н2. При наблюдении межзвез¬
дных линий поглощения молекул Нг удается измерять линии электрон¬
ных полос Лаймана и Вернера, образованных не только с нижнего
вращательного состояния молекулы 7 = 0, но и с ряда более высоких (до
J ** 5-6). Количество молекул на возбужденных уровнях обычно на много
порядков меньше, чем на основном (рис. 15.2). Как видно, обычно наблю¬
дается излом в распределении лучевой концентрации молекул N от номе¬
ра вращательного уровня J, такой, что при малых J < 3 температура
возбуждения уровней Тех обычно меньше 100К, а при J £ 4 Тех достигает
многих сотен К.
Вращательные переходы в молекуле Нг являются квадрупольными.
Поэтому вероятности их очень малы и растут с ростом частоты фотонов v
не по закону v2, как для разрешенных переходов (см. (6.15)), а как И.
Коэффициент Эйнштейна спонтанных переходов возрастает с 3 • 10‘11с'1
для перехода J « 2 -* 0 до 2,6* 10'8 с’1 для /-= 6 -* 4 (табл. 15.1). Это при¬
водит к тому, что для малых J преобладают столкновительные переходы
как вверх, так и вниз, т.е. плотность среды выше критической, определя¬
280

емой (9.26)» Поэтому температура возбуждения соответствует темпера¬
туре газа Тех = Т. Таким образом, по распределению населенности ниж¬
них уровней удается определять температуру газа.
При более высоких / велик вклад в возбуждение радиационных про¬
цессов, поскольку речь идет прежде всего о газе вблизи горячих звезд, в
спектрах которых только и удается обнаружить ультрафиолетовые линии
Н2 (холодные звезды в этом диапазоне излучают слишком слабо). Ради-
Рис. 15.2. Населенности вращательных уровней Н2 N(/>, измеренные в направлениях на
три звезды; р — статистический вес уровня /. Указаны значения температуры возбуждения
Тех, которая для нижних уровней совпадает с кинетической температурой Т
281

ационное возбуждение происходит в основном через электронно-колеба¬
тельные переходы лаймановской и вернеровской полос. Поэтому Тех при
высоких / дает (хотя и весьма косвенно) представление о поле излучения
в области возбуждения молекул.
Таблица 15.1
Коэффициент Эйнштейна вероигностей спонтанного налучениа
вращательных переходов для молекулы Нг в основном электронно-колеба¬
тельном состоянии
Квантовое число
верхнего уровня
2
3
4
3
6
Агд-2, с'1
2,95-10_"
4,77-10“10
2,76-10“*
9,85-10“’
2,65-10“*
Номер /, для которого осуществляется излом в зависимости ЛЧ/) (см.
рис. 15.2), можно использовать для оценки плотности среды, поскольку в
области перелома концентрация среды должна быть близка к критическо¬
му значению Пег, определяемому согласно (9.26).
Этот метод успешно работает лишь для близких горячих звезд.
б) Определение параметров среды по радиолиниям молекул. Моле¬
кулярные радиолинии можно использовать для определения температу¬
ры и плотности среды так же, как эти параметры определяются по
оптическим линиям излучения зон Н II [ 1, §5; 31, $7; 37, $25.4 ]. Насе¬
ленности молекулярных уровней зависят как от температуры, так и от
плотности среды (см. рис. 13.3). Здесь действуют в принципе те же зако¬
номерности, что и для атомов (см. $6.3,9.36). Интенсивности молекуляр¬
ных радиолиний, если среда прозрачна в них, пропорциональны лучевой
концентрации молекул N и некоторой функции концентрации и темпе¬
ратуры газа/(л, Т). Определить все три параметра W, n, Т) по наблюде¬
нию одной линии невозможно.
В большинстве случаев при наблюдении одной линии можно лишь
сделать оценку N. Реже удается определить либо л, либо Г. Например, п
можно оценить по обнаружению слабого мазерного эффекта или перегре¬
ва уровня (см. рис. 13.3). Радиолинии молекулы аммиака NH3 можно
использовать в качестве термометра для холодного межзвездного газа.
В общем случае, как и в зонах Н II, необходимо наблюдать две (или
больше)'пары линий, принадлежащих разным молекулам, излучающим
в одной области пространства. Это важное ограничение, поскольку моле¬
кулярные облака очень клочковаты. В них часто встречаются конденса¬
ции с плотностью в тысячи раз больше, чем в окружающем газе. Может
оказаться, что одна молекула присутствует и излучает в конденсациях, а
другая — между ними. Использование таких комбинаций молекулярных
линий даст неопределенные результаты. Кроме того, изучаемый объект
должен быть оптически тонким во всех рассматриваемых линиях, иначе
зависимость от 7V становится нелинейной и могут появиться дополнитель¬
282

ные параметры, связанные с решением уравнений переноса излучения в
молекулярных линиях.
Наблюдения двух линий, принадлежащих одной молекуле, позволя¬
ют исключить величину N: отношение интенсивностей линий является
только функцией п и Т, т.е.
71.1/71,2 = Л(я ,7), U5.5)
здесь 7i,i и 71,2 — интенсивности двух линий одной молекулы 7.
При выполнении сформулированных выше требований такое же урав¬
нение можно написать для любой пары линий других молекул (или той
же молекулы, если для нее будет существенно другой вид функции F для
другой пары линий). В результате получится два или более уравнений
типа (15.5) с известными из наблюдений левыми частями. Вид функций
Г(л,Т) вычисляется теоретическими методами, описанными для атомов
в §6.2 и 9.36, а для зон Н II — в указанных выше книгах. В результате
решения системы уравнений можно определить порознь п и Т, а при
избыточности системы (наблюдению более двух пар линий) можно сде¬
лать оценку точности параметров по разбросу значений, полученных из
разных пар линий.
Как и в зонах Н II, здесь можно использовать графический метод
решения системы уравнений типа (15.5). На плоскости (л,Т) каждое
уравнение (15.5) с фиксированным значением левой части соответствует
некоторой линии. Другое уравнение дает другую линию на той же пло¬
скости. Пересечение линий позволяет найти как л, так и Т.
Этот метод можно, например, использовать для какой-нибудь пары
вращательных уровней молекул СО, например линий 7 e 1 -* 0 (2,6 мм)
и 7« 2 -► 1 (1,3 мм), и аналогичной пары линий молекулы CS, похожей
на СО, но более массивной.
Использование этого метода пока затруднительно: 1) из-за необходи¬
мости вести наблюдения сразу в нескольких участках коротковолнового
радиодиапазона (это вызывает технические трудности); 2) из-за необхо¬
димости наблюдать слабые линии, например если переход 7 -1 -> 0 оп¬
тически тонкий, как требует данный метод, то переход 7« 2 -♦ 1 может
быть намного слабее; 3) из-за сильной неоднородности молекулярных
облаков, что в сочетании с недостаточным угловым разрешением радио¬
телескопов может привести к заметным неопределенностям оценок п и Т.
В случае оптически толстых радиолиний молекул по ним, как и для
линии 21 см атомарного водорода (см. §6.4в), можно определить не луче¬
вую концентрацию газа, а его температуру Г. Этот метод широко исполь¬
зуется, поскольку, как уже упоминалось, линия 2,6 мм основного изотопа
молекулы СО почти всегда оптически толста.
Линия J -1 -* 0 молекулы 12С16О обычно оптически толста. Поэтому удобнее исполь¬
зовать либо линии изотопзамещенных молекул СО, являющихся оптически тонкими, либо
более высокие переходы ,2С|6О, т.е. уходить в субмиллиметровую область спектра.
283

При наблюдении в направлении сильного радиоисточника вместо мо¬
лекулярной радиолинии излучения может наблюдаться линия поглоще¬
ния (как и для линии 21 см, §63). Особенно удобный случай представляет
линия 6,2 см молекулы формальдегида HjCO (переход 1ц-1ю). Для этой
линии работает механизм перераспределения населенностей сигнальных
уровней, называемый иногда "антимазерным”. В противоположность ма¬
зерной накачке, переносящей возбуждение с нижнего сигнального уровня
на верхний (§13.2), здесь возбуждение интенсивно снимается с верхнего
уровня, и температура возбуждения Тех ~ 2К оказывается ниже темпе¬
ратуры реликтового излучения Тгш 2,7К. В результате в направлении на
любую точку неба наблюдается линия поглощения формальдегида. Ли¬
нии поглощения являются очень чувствительным методом анализа меж¬
звездной среды (см. §5.2). Поэтому этим методом удается “просвечивать”
даже диффузные (не молекулярные) облака. Молекул там очень мало, и
тем не менее линия поглощения формальдегида часто отчетливо наблю¬
дается.
По ширинам профилей радиолиний, принадлежащих молекулам с
сильно различающимися молекулярными весами, можно выделить вклад
в ширину профиля от турбулентных движений. Делается это точно так
же, как для рекомбинационных радиолиний (см. §7.5). Такие измерения
позволяют в ряде случаев узнавать турбулентные скорости и распределе¬
ние их внутри облаков, что очень важно для построения динамических
моделей молекулярных облаков и изучения их строения и эволюции.
6. Тепловой баланс молекулярных облаков
В небольших по размеру, но плотных молекулярных облаках (напри¬
мер, гигантских глобулах) концентрация молекул близка к 104см , а
температура — к ЮК. Гигантские молекулярные облака в основной части
своего объема менее плотны (сотни молекул в см3) и теплее: в спиральных
рукавах их температура обычно около ЗОК, хотя в межрукавном про¬
странстве несколько ниже, а вблизи горячих звезд, внедренных в молеку¬
лярные облака, достигает 100К или даже немного выше.
Остывает такая среда преимущественно при излучении молекуляр¬
ных линий. Как видно из формулы (12.33), излучение молекулы Нг не
эффективно при столь низких температурах. При формировании звезд
первого поколения в наиболее холодных частях конденсаций кроме HD
(см. (12.34)) некоторую роль в охлаждении среды, видимо, играли моле¬
кулы НеН+ и НеН и, возможно, также малые добавки LiH.
В современной межзвездной среде, содержащей тяжелые элементы
(С, N, О и др.), охлаждение газа в молекулярных облаках происходит
преимущественно на вращательных переходах молекул, содержащих эти
атомы. Главную роль в охлаждении играет молекула СО. Основной пере¬
ход J - 1 -* 0 имеет Г* - ДЕ /к 5,5К (А « 2,6 мм). Однако оптическая
284

толщина молекулярных облаков в этой линии обычно велика, а энергия
кванта мала, поэтому эффективность охлаждения в ней невелика. Более
эффективно оказывается ударное (молекулами Нг) возбуждение более
высоких вращательных уровней СО. Хотя энергия возбуждения быстро
растет с номером J (см. (12.30)), тепловой энергии частиц обычно хвата¬
ет, чтобы эффективно возбуждать уровни / • 3-5. Оптическая толщина
среды в линиях, возникающих при переходах с этих уровней, мала, а
энергия фотонов больше, чем для J «1 0. Поэтому они обычно играют
основную роль в охлаждении. Заметную роль в охлаждении может играть
также ударное возбуждение вращательных уровней молекулы воды НгО,
содержание которой из наблюдений определяется с большим трудом, но
из расчетов следует [НгО ]/ [Нг ] -10"5- 10"6.
Преимущественные механизмы нагрева молекулярных облаков пока
до конца не выяснены. Обсуждается целый спектр возможностей. Гиган¬
тские глобулы и другие молекулярные облака малых масс нагреваются,
вероятно, в основном проникающим в их глубины излучением и косми¬
ческими лучами. В гигантских молекулярных облаках этот источник
оказывается недостаточен.
Для гигантских молекулярных облаков большой проблемой является
их динамическая устойчивость. За счет гравитационной неустойчивости
они способны сколлапсировать примерно за 106 лет, а, судя по тому, что
встречаются они как в спиральных рукавах Галактики, так и между ними,
продолжительность их существования по крайней мере соизмерима с
периодом обращения Галактики, т.е. не менее 108 лет. Удерживать их от
коллапса могут магнитные поля и турбулентные движения. Последние
действительно наблюдаются по ширинам спектральных линий. Во внут¬
ренних частях молекулярных облаков турбулентные скорости близки к
1км/с, в то время как во внешних — до 5-6 км/с. Турбулентность носит
сверхзвуковой характер и должна быстро диссипировать, отдавая энер¬
гию на нагрев среды.
В этом случае турбулентность должна поддерживаться сторонними
источниками. Ими могут быть соударения обычных межзвездных облаков
с гигантскими молекулярными. Столкновения возбуждают в наружных
слоях крупномасштабную турбулентность, которая переносится внутрь
по мере дробления масштабов вихрей. Другой возможный источник тур¬
булентности —это многочисленные молодые маломассивные звезды типа
Т Тельца, возникающие в молекулярных облаках. Они обладают мощ¬
ным жестким ультрафиолетовым излучением и звездным ветром. Первое
греет, а второе возмущает среду, вызывая в ней неупорядоченные движе¬
ния, энергия которых в конечном счете уходит в тепло.
В областях бурного звездообразования молекулярные облака прогре¬
ваются ультрафиолетовым и инфракрасным излучениями молодых звезд
и протозвезд.
Расчеты теплового и химического равновесия в молекулярных обла-
285

ках показали, что холодная молекулярная среда может обладать анало¬
гом тепловой неустойчивости (§9Л), вызванной образованием большого
количества молекул (в основном молекул Н2О), вносящих дополнитель¬
ный вклад в охлаждение. В результате в исходно однородном молекуляр¬
ном облаке могут возникать конденсации (сгустки) массой в десятки или
сотки солнечных масс с повышенной плотностью и пониженной (иногда
до 5-6 К) температурой. Этот вид неустойчивости получил название тер¬
мохимической [41 ].
7. Диффузные линии поглощения
Помимо узких межзвездных линий поглощения, отождествленных с
переходами в атомах и нескольких молекулах (§5), более полувека назад
были обнаружены также широкие, но мелкие линии поглощения, пол¬
учившие название диффузных (рис. 15.3). Интенсивность их четко кор¬
релирует с величиной межзвездного поглощения света [42 ]. Например,
эквивалентная ширина линии 4430А в среднем связана с избытком цвета
Е(В - V) зависимостью
РИЛ(443О) « ЗЕ(В- V) , (15.6)
где МИд в А, Е(В - V) в звездных величинах. Поэтому происхождение диф¬
фузных линий связано с какими-то механизмами поглощения в межзвез¬
дной среде. Ширина линий меняется от 1-2 до 60А. Наиболее сильная
линия имеет длину волны 4430А. Она же является самой коротковолно¬
вой из диффузных линий. В диапазоне 0,44-1 мкм обнаружено несколько
десятков таких линий. Длины волн, наиболее интенсивных их них, при¬
ведены в табл. 15.2. Если эти линии являются спектральными линиями с
силой осциллятора около единицы, то относительное содержание неизве¬
стного поглощающего агента по числу частиц должно быть 108±1.
Происхождение этих линий остается наиболее старой спектроскопи-
Рис. 15.3. Диффузная межзвездная линия поглощения в спектре звезды HD 4841. По
горизонтальной оси отложены длины волн в ангстремах, по вертикальной — интенсивность
излучения, нормированная на непрерывный спектр
286

ческой загадкой в астрономии (другие, например спектр "небулия” и
спектры сверхновых звезд I типа, были разрешены за меньшее время).
Таблица 15.2
Список основных неогождествленных межзвездных диффузных линий по¬
глощения
А
Относительная
интенсивность
А
Относительная
интенсивность
А
Относитсльная
интенсивность
4430,6
10
5797,1
1
6283,9
6
4780.0
—
6203,0
1
6613,9
2
5780,5
3
6270,0
1
Среди предлагавшихся механизмов длительное время обсуждались
предиссоциация и предыонизация молекул [31, §9]. Из лабораторных
исследований молекулярных термов давно известно, что при системе
термов, указанных качественно на рис. 15.4, когда потенциальная кривая
возбужденного связанного состояния пересекается термом несвязанного
состояния, появляются широкие линии по¬
глощения [5, §6.1.7; 4, §4.1 ]. Они возника¬
ют при поглощении света с переходом на
электронное состояние, содержащее пере¬
секающиеся термы.
Причина уширения состоит в квантово-
Рис. 15.4. Схема, поясняющая явление предиссоциа¬
ции. Волнистой линией указан туннельный переход,
приводящий к диссоциации молекулы после погло¬
щения фотона (вертикальная стрелка)
механическом туннелировании, благодаря которому происходит переход
из связанного в несвязанное состояние и за время колебания ядер порядка
10’12с молекула разваливается — диссоциирует. Уменьшение времени
жизни на возбужденном уровне за счет безызлучательного разрушения
его при диссоциации приводит согласно соот ношению неопределенностей
к размытию уровней. Аналогичным образом происходит расширение и
при предыонизации.
При предыонизации и предиссоциации каждый поглощенный квант
приводит к разрушению молекулы. Подходящими оптическими перехо¬
дами обладают лишь весьма сложные молекулы, например N02 [31, §9 ]
(для линии 4430а) . Скорость разрушения таких молекул излучением
должна быть столь велика, что нет механизмов, способных поддержать в
незащищенных поглощением участках межзвездной среды необходимое
количество таких молекул.
Другую принципиальную возможность предоставляет излучение
287

очень сложных молекул. Обилие колебательных степеней свободы в них
приводит в ряде случаев к образованию непрерывных широких полос
поглощения. Для такой интерпретации требуется предполагать сущест¬
вование в большом количестве более сложных молекул, чем до сих пор
найдено по радиолиниям. Это предположение казалось маловероятным,
хотя с середины 80-х годов именно на этом пути наметился существенный
прогресс [40]. Полициклические ароматические углеводороды—молеку¬
лы типа нафталина, содержащие несколько бензольных колец Сб (см. рис.
15.1), — оказались очень устойчивыми относительно разрушения ульт¬
рафиолетовым излучением (при количестве атомов углерода в молекуле
более 20). В межзвездной среде ожидается присутствие не только столь
симметричных молекул, как изображенная на рис. 15.1 молекула короне¬
на, но и многих других плоских "чешуек”, состоящих из множества
бензольных колец. По-видимому, они могут возникать в звездных атмос¬
ферах при ионно-молекулярных реакциях, сопровождающихся диссоци¬
ативными рекомбинациями, и способны объяснить существование
нескольких межзвездных инфракрасных полос излучения. Однако они
должны содержать в себе около 10% атомов межзвездного углерода.
Кроме этих гипотез в последнее время активно обсуждаются механиз¬
мы образования диффузных линий на поверхности пылинок. Возмущаю-
щее действие электрических полей пылинки, особенно ее
кристаллического ядра (если пылинка лишена оболочки из намерзших
газов), на адсорбированные на поверхности атомы вызывает уширение и
сдвиг спектральных линий и, возможно, приводит к образованию диф¬
фузных линий. Атомы и молекулы, вмороженные в ледяные оболочки
пылинок, также имеют возмущенную окружением систему уровней и
образуют сильно сдвинутые и уширенные спектральные линии.
Еще одна группа гипотез связывает возникновение диффузных линий
со всевозможными дефектами кристаллической структуры ядер пылинок.
Спектральные детали, подобные наблюдаемым диффузным линиям, воз¬
никают в кристаллах окислов металлов при наличии в них определенных
типов дислокаций (дефектов кристаллической структуры). Эксперимен¬
тальные данные по облучению мелкораздробленных кристаллов быстры¬
ми заряженными частицами показывают, что в спектрах поглощения
таких частиц появляются многочисленные полосы типа диффузных ли¬
ний. Связаны они, видимо, с возникающими при облучении многочислен¬
ными дефектами кристаллической структуры. В межзвездных пылинках
дефекты должны возникать под действием космических лучей [41 ].
Наконец, полосу поглощения около 2200А межзвездной пыли, во
многом аналогичную диффузным межзвездным линиям оптического ди¬
апазона, иногда связывают с возбуждением поверхностных экситонов в
мелкораздробленных частицах углерода.

Литература к главе IV
1. Каплан С.А., Пикельнер С.Б. Физика межзвездной среды. М., 1979.
2. Шкловский И.С. Космическое радиоизлучение. М., 1956.
3. Ельяшевич М.А. Молекулярные спектры // Физический энциклопедический
словарь. Т. 3. М., 1963.
4. Кондратьев В.Н. Структура атомов и молекул. М., 1959.
5. БенуэллК. Основы молекулярной спектроскопии. М., 1985.
6. ГерцбергГ. Спектры и строение простых свободных радикалов. М., 1974; Спек¬
тры и строение двухатомных молекул. М., 1949; Колебательные и вращательные спек¬
тры многоатомных Молекул. М., 1949; Электронные спектры и строение многоатомных
молекул. М., 1969.
7. Ельяшевич М.А. Атомная и молекулярная спектроскопия. М.: URSS, 2007,
2009.
8. Т а у и с Ч.,Ш а в л о в А.Радиоспектроскопия.М., 1959.
9. Татевский В.М. Строение молекул. М., 1977.
10. Волькенштейн М.В.. Грибов Л.А., Ельяшевич М.А., Сте¬
панов Б.И. Колебания молекул. М., 1972.
11. Никитин Е.Е. Теория элементарных атомно-молекулярных процессов в газах.
М., 1970.
12. Радциг А. А., Смирнов Б.М. Справочник по атомной и молекулярной физи¬
ке. М., 1980.
13. Краснов К.С., Филиппенко Н.В. и др. Молекулярные постоянные неор¬
ганических соединений. Справочник. Л., 1979; X ь ю б е р К.-П., Герцберг
Г. Константы двухатомных молекул. М., 1984.
14. Кузнецова Л.А.,К узьменко Е.Н. и др. Вероятности оптических перехо¬
дов двухатомных молекул. М., 1980.
15. Никитин А.А., Р у д з и к а с З.Б. Основы теории спектров атомов и ионов. М.,
1983.
16. Собельман И.И. Введение в теорию атомных спектров. М., 1977.
17. Грибов Л.А., Д ементьев В.А. Методы и алгоритмы вычислений в теории
колебательных спектров молекул. М., 1981.
18. Пикельнер С.Б., Каплан С.А. // Происхождение и эволюция галактик и
звезд / Под ред. С.Б.Пикельнера. М., 1976. С. 190.
19. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Квантовая механика. М., 1963. Гл. XII.
20. Давыдов А.С. Квантовая механика. М., 1963.
21. Фриш С.Э., Тиморева А.В. Курс общей физики. Т. 3. М., 1963. § 356.
22. Schwendeman R.H., Laurie V.W. Tables of line strengths for rotational
transitions of asimmetric rotor molecules. N.Y, 1956.
23. Резников И.Г., Стрельницкий B.C. // Сообщения ГАИТИ. 1973.
№ 183. С. 40.
24. Моран Дж. М. // На переднем крае астрофизики / Под ред. Ю.Эвретта. М., 1979.
С. 405.
25. Тернер Б.Е. // Космические мазеры. М., 1974. С. 13.
26. Рудницкий Г.М. Молекулы в астрофизике / Итоги науки и техники. Серия
"Исследование космического пространства". Т. 20. М., 1983.
27. Варшалович Д.А. // Астрофизика и космическая физика / Под ред. Р.А.Сю-
няева. М., 1982. С. 135.
28. Губерман С.Л. // Физика ион-ионных и электрон-ионных столкновений / Под
ред. Ф.Бруйара и Дж.Мак-Гоуэна. М., 1986. С. 110.
29. Prasad S.S., Huntress W.T. // Astrophys. J. Suppl. Ser. 1980. V. 43, P. 1;
Mitchell G.F., De vea uTJ. //Astrophys. J. 1983. V. 266. P. 646; Leung
C.M., Herbst E., Huebner W.F. // Astrophys. J. Suppl. Ser. 1984. V. 56, P. 231.
289

30. Кондратьев В.Н. Кинетика химических реакций. М., 1958; Глесстон
С.,Л е й д л е р К.,Э й р и н г Г. Теория абсолютных скоростей реакций. М., 1948;
Семенов Н.Н. О некоторых проблемах химической кинетики и реакционной
способности. М., 1958.
31. Каплан С.А., Пикельнер С.Б. Межзвездная среда. М., 1963.
32. ДалгарноА. // На переднем крае астрофизики / Под ред. Ю.Эвретга. М., 1979.
С. 371.
33. Волькенштейн Ф.Ф. Электронные процессы на поверхности полупроводни¬
ков при хемосорбции. М., 1987.
34. Hollenbach D.,S а Ipeter Е.Е.//Astrophys. J. 1971. V. 163. Р. 155; J.Chem.
Phys. 1970. V. 53. Р. 79.
35. Вощинников В.Н. // Межпланетная и межзвездная среда / Итоги науки и
техники. Серия "Исследование космического пространства". Т. 25. М., 1986. С. 98.
36. Гольданский В.И. // Усп. хим. 1975. Т. 44. С. 2121: ДАН. 1977. Т. 235. С.
1053.
37. Соболев В.В. Курс теоретической астрофизики. М., 1985.
38. ДалгарноА.// Физика ион-ионных и электрон-ионных столкновений / Под
ред. Ф.Бруйара и Дж.Мак-Гоуэна. М.» 1986. С. 11.
39. Astrochemistry. IAU Symp. N 120 / Eds. M.S.Vardya, S.P.Tarafdar. Dordrecht, 1986.
40. Allamandola L.J., T i e I e n s A.G.G.M., Barker J.R. // Astrophys. J.
Suppl. Ser. 1989. V. 71, P. 733.
41. G 1 a s s g о 1 d A.E..L anger W.D.,//Astrophys. J. 1976. V. 204. P. 403; V. 206. P.
85.
42. H e r b I g G.H. // Astrophys. J. 1975. V. 196. P. 129.
43. Huffman D.R. // Adv. Phys. 1977. V. 26. P. 129.

Глава V
МЕЖЗВЕЗДНАЯ ПЫЛЬ
Межзвездные пылинки представляют собой тот редкий для астрофи¬
зики вообще и единственный для физики межзвездной среды объект исс¬
ледования, при изучении которого приходится использовать разнообраз¬
ные сведения из физики твердого тела.
$ 16. ПОГЛОЩЕНИЕ, РАССЕЯНИЕ СВЕТА И СОБСТВЕННОЕ
ИЗЛУЧЕНИЕ МЕЖЗВЕЗДНЫХ ПЫЛИНОК
1. Межзвездное поглощение
Межзвездное поглощение света хорошо заметно даже невооруженным
глазом: оно проявляется в виде раздвоения Млечного пути. Раздвоение
вызвано поглощением света звезд межзвездной пылью, расположенной
вблизи галактической плоскости. Вывод о том, что в пространстве между
звездами происходит поглощение света, был впервые сделан в 1847 г.
В.Струве. Окончательно доказано его существование Р.Трюмплером в
1930г. (см. [1]).
В современной научной литературе на русском языке обычно употреб¬
ляется термин "межзвездное поглощение”, реже — "межзвездная экс¬
тинкция” (от английского extinction — ослабление). Второй термин
точнее отражает суть происходящих процессов, поскольку пылинки не
только поглощают, но и рассеивают свет. При использовании первого
термина приходится выделять понятие истинного поглощения, когда фо¬
тоны исчезают, передавая свою энергию пылинке. Обычно энергия транс¬
формируется в тепловую и затем излучается во все стороны в инфракрас¬
ном диапазоне. При рассеянии фотон лишь изменяет направление движе¬
ния. По причинам, обсуждавшимся в §5.2. для межзвездных линий погло¬
щения, в обоих случаях наблюдаемое от звезды излучение ослабляется.
Для характеристики межзвездного поглощения используется величи¬
на Al в звездных величинах, которая связана с оптической толщиной т
соотношением
Ат == 2,5т /1п10 ~ 1,086т . (16.1)
В оптическом и прилегающем к нему диапазонах волн ослабление
света пылью носит избирательный (селективный) характер: синие лучи
ослабляются сильнее красных, так что примерно выполняется соотноше¬
ние
291

Ал - 1 /Л . (16.2)
В результате излучение звезд ”краснеет”: максимум в распределении
энергии смещается в красную сторону. Из-за селективности поглощения
приходится указывать, ккакой длине волны относится измеренное погло¬
щение, например, в виде индекса, указывающего фотометрическую по¬
лосу. В качестве стандартного используется значение Лу в полосе V
(эффективная длина волныЛэф ~ 5500А).
а) Избыток цвета—это разница между наблюдаемым цветом объекта
тЛ|—тл2 (тл— звездная величина на длине волны Л) и цветом его в от¬
сутствие поглощения mj?f—С другой стороны, избыток цвета равен
Е(Л1,А2) = Лл1 - Лл2. (16.3)
Обычно используется величина Eb-v— разность величин поглощения в
фотометрических полосах В (Аэф ~ 44001) и V.
Измерения в широкой области спектра от ультрафиолетового (А ~
~ 10001) до инфракрасного показывают, что закон (16.2) выполняется не
при всех Л. В ультрафиолетовом диапазоне зависимость имеет сложный
характер, показанный на рис. 16.1. В направлении большинства звезд в
Галактике на кривой А (А) выделяется ярко выраженный пик около 2175-
2200А. Однако в ряде случаев, например в направлении на звезду 6 Ори¬
она, пик очень слаб (рис. 16.1,2). Он очень мал и для соседних галактик —
Магеллановых облаков, т.е. универсальной кривой межзвездной экстин¬
кции не существует. В области длин волн короче 10001 данные пока не
10
Рис. 16.1. Кривая межзвездного поглощения. 1 — средняя кривая. 2 —
поглощение в направлении к звездам 0х + Г Ориона. Сплошная кривая -
суммарное поглощение для пылинок трех сортов, для которых приведены
расчетные значения вкладов в общее поглощение
292

очень надежные. Возможно, рост экстинкции продолжается для 226 < Л <
<9121.
Прямые измерения Ау производить трудно, так как для этого надо
иметь независимые сведения о точных расстояниях и светимостях звезд.
Поэтому обычно Av находят через Ев-v, пользуясь соотношением Ау -
- R • Ев-у. Величины Ев-vлегко получить из сопоставления цвета звезды
В-V с цветом (B-V)o непокрасневшей звезды того же спектрального клас¬
са и класса светимости.
Для определения R обычно прибегают к инфракрасным наблюдениям,
поскольку Ал 0 при А -* <». Наблюдения большого количества звезд в
Галактике показывают, что R близко к 3. В среднем
R = Ay !Eb-v= -Е (»,V) !Eb-v= 3,2 ± 0,2 . (16.4)
В отдельных случаях, обычно в областях звездообразования, от этого
среднего наблюдаются сильные отклонения, чаще в большую сторону: до
Е» 5-6, реже Л падает до 2. Подробную сводку данных о Ад и R можно
найти в [2].
6) Распределение пыли в Галактике. Величина межзвездного погло¬
щения в Галактике в расчете на единицу пути dAy/dr распределена
крайне неравномерно. Вариации dAy/dr связаны в основном с различия¬
ми концентрации пылевых частиц. Неоднократно строились карты меж¬
звездного ослабления света в Галактике. Наиболее полные данные о
распределении dAv/dr содержатся в работе [3]. Для внегалактических
объектов достаточно знать полную величину Ау или Ев-и в Галактике в
направлении объекта исследования (для выполнения редукции наблюде¬
ний). Подробная карта для величины Ев-V построена в [4 ]. Любые карты
и, тем более, пространственные распределения поглощающей среды дают
лишь грубую информацию, так как на фоне Млечного Пути иногда обна¬
руживаются резкие "провалы” в распределении звезд размером от не¬
скольких угловых минут до десятков минут, вызванные гигантскими
глобулами—очень компактными (доли парсека) темными туманностями
с экстинкцией Ау » 1-30® Создано немало каталогов темных туманно¬
стей [5].
Наблюдения избытков цвета сравнительно близких звезд обнаружи¬
вают флуктуации величин Ед-у. Это уже в 1930-е годы послужило осно¬
ванием для вывода о сосредоточении поглощающей материи в отдельных
облаках. Рассмотрим модель межзвездной среды, состоящей из одинако¬
вых облаков с избытком цвета в каждом облаке Ев-v * Ео, и с числом
облаков на единицу пути х. При случайном распределении облаков в
пространстве вероятность встретить облаков на пути г определяется
законом Пуассона
p(JV) = (xr)N exp(-*W) / N!. (16.5)
Из него вытекают следующие соотношения для среднего избытка цвета
на пути г < Ев-v > и среднего значения квадрата избытка Е&- у:
293

(16.6)
< Ев-v> = хгЕъ , < E^-v> = prr + (*r)2]$ *
Оказалось, что на расстоянии г < 1 кпк вокруг Солнца
Ео = О,14т, аг = 4,3 кпк”1 , xEq » 0,6т кпк'1 . (16.7)
Межзвездное поглощение Ау в среднем равно 1,8Ш на 1 кпк пути. Еще в
1930-х годах В.А.Амбарцумяном и Ш.Г.Горделадзе было выяснено, что
межзвездная экстинкция возникает в тех же облаках, в которых образу¬
ются и межзвездные линии поглощения (см. [1 ]). В этих же облаках
возникает радиоизлучение в линии 21 см межзвездного водорода. Такие
облака часто называют диффузными в отличие от гигантских глобул,
молекулярных облаков и т.д. При отсутствии оговорок приводимые в этой
главе данные относятся главным образом к ним.
Газ и пыль весьма равномерно перемешаны друг с другом (см. §17.4).
Ультрафиолетовые наблюдения распределения атомарного (по линии Д?)
и молекулярного водорода показали существование тесной корреляции
между Ebv и лучевой концентрацией водорода в молекулярной и
атомарной формах:
ЛГн « 6-1021 Ев-v, см'2 . <16-8)
Здесь Ев-v выражен в звездных величинах. Этот результат подтвержда¬
ется по наблюдениям на высоких галактических широтах (где практиче¬
ски весь водород атомарный), а также по поглощению мягких рентгенов¬
ских лучей, которое вызывается атомами и молекулами, находящимися
как в межзвездном газе, так и в пылинках (§10.1а).
2. Альбедо и индикатриса рассеяния
Рассеивание пылью излучения описывается двумя характеристиками:
альбедо и индикатрисой рассеяния. Для межзвездных пылинок обе они с
трудом поддаются измерению. Поэтому сведения о них весьма ненадеж¬
ны.
а) Альбедо Л — это доля рассеянного частицами света в полном
коэффициенте экстинкции. По-видимому в области 1500-5000а (но вне
пика поглощения около 2200А) 0 3 < К < 0,6 [6, табл. 5 ]. Около 2200л.
возможно, имеется минимум Л.
Величину альбедо получают из сравнения межзвездного поглощения
Ау с распределением яркости отражательных туманностей (теорию мето¬
да см. в [7, §32.3 ]); с распределением диффузного рассеянного света звезд
Галактики в оптическом и ультрафиолетовом диапазонах |8. §7.4а ]; с
яркостью высокоширотных отражательных туманностей, освещаемых
звездами Галактики.
Долю поглощаемого излучения (1 - Л ) можно найти по инфракрасно¬
му излучению зон Н JI, создаваемому главным образом пылью, нагретой
излучением центральной звезды (звезд) и в еще большей степени излу¬
чением самой зоны Н II в линии La. В туманностях, оптически толстых
294

для ультрафиолетового излучения создающих их звезд (так называемые
туманности, ограниченные излучением; среди изученных их, вероятно,
большинство), доля поглощенного пылью излучения может быть найдена
из сопоставления инфракрасной светимости туманности со светимостью
центральной звезды [8, §7.5].
Тщательные наблюдения размеров областей ионизованного гелия (од¬
нократно Не II и двухкратно Не III) вокруг наиболее горячих звезд и
сопоставление их с размерами зон Н II являются уникальным методом
оценки параметров межзвездной экстинкции в области длин волн
Л < 912А, где межзвездная среда непрозрачна из-за поглощения атомар¬
ным водородом и прямые наблюдения практически невозможны. В этой
области спектра альбедо, вероятно, мало.
б) Индикатриса рассеяния — функция, показывающая распределе¬
ние рассеянного излучения по углам. Эмпирическое определение ее ока¬
зывается делом еще более трудным, чем определение альбедо.
Индикатрису можно измерить, например, путем решения обратной зада¬
чи рассеяния света в отражательных туманностях по распределению из¬
лучения вдоль их радиусов [7, §32.3; 9. §6 ]. Еще один метод, пригодный
в основном в ультрафиолетовом диапазоне, предложен сравнительно не¬
давно. Он основан на том, что от индикатрисы рассеяния (является ли она
вытянутой вперед или квазисферической) сильно зависит количество
излучения, достигающего слоев с большими оптическими глубинами: при
вытянутой индикатрисе излучение способно проникнуть глубже, чем при
сферической [10]. Поэтому предлагается в оптически толстых межзвез¬
дных облаках наблюдать распределение с глубиной физических парамет¬
ров (например, степени ионизации донорных элементов или содержания
некоторых молекул), чувствительных к потоку излучения звезд на исс¬
ледуемой длине волны.
Предварительные данные показывают, что не только в оптическом, но
и в ультрафиолетовом диапазоне индикатрисы могут быть сильно вытя¬
нуты вдоль направления движения световой волны, т.е. преобладает рас¬
сеяние на малые углы (вперед) над рассеянием на большие углы (назад).
Последнее обстоятельство наиболее отчетливо выявляется при наблюде¬
нии высокоширотных отражательных туманностей. Ими являются плот¬
ные (обычно молекулярные) облака, расположенные на расстоянии
100-200 пк от Солнца и от галактической плоскости. Они освещаются
фоновым излучением звезд, расположенных главным образом вблизи
плоскости. В распределении яркости таких объектов часто виден провал
в центре, указывающий, что рассеяние назад практически отсутствует.
Действительно, эти облака обычно имеют значительную оптическую тол¬
щину по пыли. Поэтому края видимого изображения туманности, распо¬
ложенной на высокой галактической широте, в основном рассеивают свет,
приходящий под большими углами к нормали к галактической плоскости
295

(угол рассеяния0-90-130'), а центральные части рассеивают излучение,
идущее в основном назад 0« 180*).
3. Основы теории рассеяния света пылевыми частицами
В земной атмосфере наблюдаются явления селективного поглощения
и рассеяния света, во многом похожие на происходящие в межзвездной
среде. Сведения об атмосферной пыли послужили основой для развития
и проверки теории рассеяния света малыми частицами, без использова¬
ния которой невозможно получать параметры межзвездной пыли по дан¬
ным о межзвездном поглощении и рассеянии света.
Среди земных проявлений пыли, аналогичных межзвездным, отме¬
тим покраснение дисков Луны и Солнца вблизи горизонта, когда луч света
проходит наибольший путь в запыленном приземном слое атмосферы, а
также тот факт, что при заходе Солнца (на западе) небо на востоке
выглядит ясным, голубым. Последнее связано с вытянутостью индикат¬
рисы вдоль направления распространения света, когда назад рассеивается
малая часть излучения. Поэтому на востоке рассеяние на пыли не ощу¬
щается при заходе Солнца.
Теория рассеяния света мелкими частицами была заложена Дж.У.Рэ-
леем в 1871 г. и затем подробно разработана немецким физиком Г.Ми в
1908 г. Подробнее она рассмотрена в [11,12] вместе с многочисленными
приложениями ее для частиц разных форм.
Всякая среда является частично прозрачной для электромагнитного
излучения. Лучи света, проходя через пылинку, испытывают в ней погло¬
щение, преломление и задержку по фазе, а также отражение на границах
раздела сред. По выходе из тела лучи интерферируют, создавая картину
поглощения и рассеяния света.
Теория Ми позволяет рассчитать поглощение и рассеяние, если изве¬
стны оптические постоянные вещества пылинки. Она использует1 уравне¬
ния Максвелла для описания паля излучения внутри и вне пылинки. Ми
нашел решения для рассеяния света однородными шарами произвольных
размеров. Позже были предложены решения для двухслойных шаров,
одно- и двухслойных цилиндров и для сфероидальных частиц.
Точные решения весьма громоздки. Исследование оптики пылинок
может быть значительно упрощено, если предположить, что их показа¬
тель преломления п мало отличается от единицы [9, §11 ]. Это грубое
предположение все же дает качественно верное описание многих явле¬
ний, так как пылевые частицы, растущие путем адсорбции на их поверх¬
ности атомов и молекул (см. §19), обычно оказываются весьма рыхлыми,
а следовательно, имеют низкую плотность (меньше 1 г/см3) и малый
коэффициент преломления п. Д ля частиц с л £ 1,5 приближенные расче¬
ты, выполненные в пределе л-» 1, приводят к результатам, которые
можно использовать как первое приближение для сопоставления с наблю¬
296

дениями [9, §11 ]. Сравнение расчетных свойств пылинок с наблюдениями
подтверждает достаточно малое отличие п от 1, по крайней мере для
частиц, ответственных за поглощение в оптическом диапазоне волн [9,
§12].
а) Элементы теории рассеяния. Рассмотрим так называемый случай
аномальной дифракции, когда л—1« 1, но параметр (л—1) 2л а/Л (а—
радиус пылинки) сохраняется конечным и может принимать большие
значения. Это означает, что Л « а. Поэтому можно использовать геомет¬
рическую оптику и проследить ход лучей света в теле пылинки. Ограни¬
чение л~1« 1 означает, что лучи почти не преломляются на границах,
а отражением энергии можно пренебречь. Таким образом, в отсутствие
поглощения наличие пылинки меняет поле излучения за ней только по
фазе, но не по амплитуде. Если луч проходит в среде путь h. запаздывание
по фазе равно
д = (2л/А)(л-1)Л. (16.9)
Для расчета ослабления света и индикатрисы рассеяния необходимо
учесть интерференцию прошедших лучей, а также принять во внимание
дифракцию света на частице.
В этом случае удобно пользоваться комплексной формой записи: вме¬
сто фазового множителя cos д можно писать ехр(й5), принимая во внима¬
ние в конце математических выкладок лишь действительную часть полу¬
ченных выражений. Тогда поглощение света в пылинке можно описать
мнимой частью показателя преломления [9, §11; 11-13):
и= VF = n’-in" . (16.10)
Здесь е — диэлектрическая проницаемость, п' и п" — сложные функции
длины волны (рис. 16.2). С действительной частью пнд связано рассеяние
света. Непоглощающие частицы (п" w 0) вызывают только рассеяние.
Рис. 16.2. Действительная п' и мнимая и” части комплексного показателя преломления
грязного льда, использовавшиеся при расчетах моделей пылевых частиц [11]
297

Эффективное сечение экстинкции <7е просто выражается в вышеопи¬
санном приближении через сдвиг по фазе <5:
©е = Re{ 2JJ [1 Ш dy }. <1бЛ
Интеграл берется по поперечному сечению пылинки S. Здесь i — мнимая
единица, Re означает, что берется действительная часть выражения. Ко¬
эффициент 2 является следствием принципа (теоремы) Бабине, согласно
которому дифракционная картина от тела идентична картине, создавае¬
мой отверстием того же сечения. Отсюда следует, что количество света,
уходящего с луча зрения при дифракции на теле, равно излучению,
попадающему на него. Это и дает фактор 2 : пылинкой рассеивается в 2
раза больше света, чем падает непосредственно на ее поверхность.
Свет, испытавший дифракцию, убывает из пучка, если выполняются
два условия. Во-первых, наблюдения должны происходить на столь боль¬
шом расстоянии от тела, чтобы тень была "размыта” дифракцией, т.е.
применима дифракционная картина Фраунгофера. Во-вторых, углы диф¬
ракции должны превосходить начальный угловой размер падающего пуч¬
ка и угловое разрешение регистрирующей аппаратуры. Для ослабления
пылинками излучения звезд, являющихся почти точечными источника¬
ми света, эти условия выполняются с большим запасом.
б) Факторы эффективности поглощения, рассеяния и экстинкции.
Эффективностями поглощения Qa, рассеяния Qs и экстинкции Qe назы¬
ваются отношения сечений этих процессов <7а, <rs и <7е к площади сече¬
ния пылинки S. Для сферических пылинок радиусом a S - ла2 и
Qa = сга/л a2, Qs = as/л a2, Qe = /л а2. (16.12)
Очевидно, что <7е = tfa + и, следователоно, Qe “ Qa + Qs-
Для л, близким к 1, единственным параметром, определяющим экс-
Рис. 16.3. Факторы эффективности экстинкции и поглощения для сферических пылинок с
разными показателями преломления. 7 - п- 2 - n- 1,33; 3 - n- 1,33 - 0,09Г, 4 - п- 1,27 -
1,37/
298

тинкцию, является фазовый сдвиг д. Поэтому для диэлектрических сфе¬
рических частиц Qs зависит только от комбинации ( 1л /Л ) а (п— 1) (см.
(16.9), (16.10)). При описании факторов эффективности в качестве пара¬
метра обычно используют
(16.13)
х = 2яа/Л.
Примеры зависимостей Qe(x) и Qa(x), рассчитанных по полным форму¬
лам теории Ми для сферических частиц, приведены на рис. 16.3.
В пределе коротких длин волн (Л « а, х » 1) Qe стремится к 2. При
этом для поглощающих пылинок (л"#0) Qa -* 1, т.е. пылинки поглоща¬
ют все падающее на них излучение, но, согласно принципу Бабине, столь¬
ко же энергии изымается из пучка лучей дифракцией. Поэтому Qe “ 2 и
альбедо К ~ 0,5. При отсутствии или слабом поглощении Qe достигает
максимального значения 4 вблизи х(л— 1) « 4.
Для длинных волн (А » а, х « 1) асимптотические выражения для Qs
и Qa имеют вид [11]
, Q» = -4xIm(^4) .
пг+2'
(16.4)
Здесь Im означает, что берется мнимая часть выражения. Из (16.14)
видно, что для непоглощающих частиц (п" = 1т(л) = 0) Qe = Qs ~ Л’4,
что соответствует рассеянию Рэлея на малых частицах. Таков, например,
закон молекулярного рассеяния в атмосфере Земли, определяющий си¬
ний цвет неба.
Реальные частицы всегда обладают хотя бы небольшой электропро¬
водностью, и поэтому л"# 0. Следовательно, для больших Л начинает
преобладать чистое поглощение (альбедо К -* 0 ), поскольку Qa слабее
зависит отЛ, чем Qs. В пределе, когда Im [(л2— 1) /(л2+2) ] не зависит от
Л, Qa ~ Г1. С учетом зависимости л(Л) для различных веществ Qa можно
аппроксимировать степенным законом
(16.15)
где а обычно лежит между 1 и 2 и для некоторых минералов приближа¬
ется к 3.
Действительная и мнимая части диэлектрической проницаемости г,
а значит, и п связаны между собой соотношением Крамерса—Кронига
[13 ]. Важным следствием из него является равенство [14 ]
(16.16)
где ло = л(Л = оо) — значение показателя преломления в пределе длин¬
ных волн. Из (16.16), зная кривую межзвездного поглощения Ад для всех
длин волн, можно оценить количество пыли в единице объема среды (см.
ниже п. 46 и §17.4).
в) Индикатриса рассеяния. Теория рассеяния света позволяет также
299

рассчитать индикатрису рассеяния. При фиксированных хи п для сфери¬
ческих частиц она является функцией только угла рассеяния О между
направлениями движения падающего и рассеянного фотонов
(О s 0 £ 180е). Для малых (а « А ) диэлектрических (п" - 0) пылинок
при х « 1 и I п-1 I х « 1 оказывается справедливым рэлеевское (элект¬
рическое дипольное) приближение. Тогда индикатриса
р(в) = 3/4 (1 + cos20) , <1617>
т.е. рассеяния вперед и назад равновероятны, а вероятность рассеяния на
угол 90° в два раза меньше.
Для а » А преобладает рассеяние под малыми углами 0, т.е. преиму¬
щественно вперед. Угол 01/2» для которого вероятность рассеяния оказы¬
вается в два раза ниже, чем при 0-0, равен в этом случае [8, §7.1 ]
01/2 = 1,617/х = 0,257Л /а. (16.18)
В частности, рассеяние пылью приводит к образованию гало вокруг
рентгеновских источников. При энергии фотонов Ли (в кэВ) угловой ра¬
диус гало 6х “ 74й / (/гм • а). Здесь а в мкм.
Форма индикатрисы рассеяния играет важную роль при распростране¬
нии излучения в оптически толстых средах [10]: при вытянутой индикат¬
рисе и большом X излучении легко проникает на большие оптические
глубины.
г) Давление излучения. Давление излучения также определяется ин¬
дикатрисой рассеяния. А оно играет важную роль в динамике движения
пылинок: выносит пылинки из звездных атмосфер, а также заставляет их
двигаться относительно межзвездного газа. Из-за трения пылинок о газ
давление излучения на пыль частично передается и газу, влияя на движе¬
ние среды в целом.
Давление излучения определяется импульсом, получаемым частицей
при взаимодействии с фотоном. При рассеянии строго вперед (0 * 0) им¬
пульс не передается, а при рассеянии на малые углы он мал. При истинном
поглощении с последующим испусканием приобретенной энергии равно¬
мерно во все стороны частице передается импульс Лм/с - Л /А.
Эффективность передачи импульса фотона пылинке равна
Орг = (16.19)
где#- < cos 0 > — среднее значение косинуса угла рассеяния, называе¬
мое обычно фактором асимметрии индикатрисы рассеяния; g находится в
пределах от -1 для зеркальных частиц до 1 при рассеянии только вперед.
Давление излучения
(16.20)
Рг = J Qpr(A) № Л ,
где Ял — спектральная плотность потока излучения.
300

4. Собственное излучение пыли
а) Интенсивность излучения. Плотность вещества внутри пылинок
несравненно выше, чем в межзвездном газе или даже в атмосферах звезд.
Поэтому релаксационные процессы, устанавливающие термодинамиче¬
ски равновесные распределения, происходят в теле пылинок быстро.
Энергия каждого поглощенного пылинкой фотона уходит в тепло (в теп¬
ловое движение частиц). Излучает пылинка, расходуя эту тепловую
энергию. Поэтому для пылинок, как и всяких термодинамических равно¬
весных систем, выполняется закон Кирхгофа, связывающий коэффици¬
енты поглощения щ и излучения
ел /ал = ВЛ(Т<1). (16.21)
Здесь Вл (Td) — функция Планка — спектр излучения абсолютно черного
тела, Td — температура пылинки. Согласно (16.21) эффективность испу¬
скания телом энергии пропорциональна его способности поглощать энер¬
гию той же длины волны. Пылинки поглощают, а значит, и излучают в
непрерывном спектре, причем спектр их излучения в общих чертах подо¬
бен планковскому. Они являются холодными частицами (в межзвездных
облаках типичны температуры Tj* 10-20К), хотя иногда пылинки быва¬
ют нагреты и сильнее (см. §17.5), поэтому излучаются лишь фотоны в
различных участках инфракрасного спектра (до миллиметровых радио¬
волн) (табл. 16.1).
Таблица 16.1
Длины волн Л максимума излучения абсолютно черного тела
с температурой Т
т, к
3
10
30
100
300
1000
Л, мкм
1000
300
100
30
10
3
Линейный коэффициент поглощения ал пылевой среды равен
<ц = л</ла20а. (16.22)
Здесь nd — концентрация пылинок. Рассеянием света пылью в инфрак¬
расном диапазоне можно пренебречь (см. п. 36). Таким образом, объем¬
ный коэффициент излучения пыли равен
ед = Вх(Та) = па Л а2 Оа(Л) В1(Та) . (16‘23)
Во всех случаях пылинки излучают в области спектра с А » а там, где
эффективность поглощения Qa быстро убывает с ростом Л (16.15), т.е.
с(А) зависимость сильно отличается от планковской.
Чтобы найти спектр выходящего из пылевой среды излучения, необ¬
ходимо решить уравнение переноса, которое в данном случае можно
записать в виде
dh /ds = ел- ал 1л . (16.24)
301

Пренебрегая рассеянием, как и ранее (см. (6.32) и (6.33)), имеем для
однородной среды
где
1
т^ = f aids ~ <&l = ndlxc? Qa(A) •
0
(16.25а)
(16.256)
(16.26)
I — толщина излучающего пылевого слоя. Как видно из (16.15), при
А » а тд ~ где типичное -1-2. Поэтому в рэлей-джинсовской части
спектра для оптически тонкого слоя пыли
(16.27)
где v — частота. Таким образом, интенсивность излучения зависит от
частоты намного сильнее, чем по закону Рэлея—Джинса.
Обычно среда в инфракрасном и более длинноволновых диапазонах
полностью прозрачна по пыли (для межзвездных облаков типичны
т (100 мкм)«10-10'5), но в протозвездных конденсациях концентрация
пыли бывает столь велика, что среда оказывается оптически толстой для
собственного излучения. Из (16.26) и (16.15) следует, что сначала пыле¬
вая среда перестает быть прозрачной в коротковолновой части спектра, а
с увеличением количества пыли может оказаться непрозрачной и для
большей части собственного излучения. В редких случаях встречаются
конденсации с заметной оптической толщиной даже в миллиметровом
диапазоне, когда Ay 104 звездных величин.
6) Излучение пылевых оболочек. Оценка массы пыли. При внутрен¬
нем источнике энергии (звезда или протозвезда в пылевой оболочке)
тепловое равновесие (см. §17.5) приводит к степенному распределению
температуры пылинок с расстоянием г от источника энергии. Для Qc -
- Qa А-1 согласно (17.9) Td ~ г’0’4. Здесь предполагается, что оболочка
прозрачна для собственного излучения пыли. Вокруг звезд часто устанав¬
ливается радиальное течение вещества (например аккреция для прото¬
звезд и отток в других случаях). При этом nd — г"*, где обычно Д - 2.
Если пылевая оболочка вокруг звезды оптически тонка, то принимае¬
мый от нее поток излучения Н обладает степенным спектром. Действи¬
тельно,
« , (16.28)
Ял = / 4лЛ л(г) dr,
0
и при подстановке указанных зависимостей Qa(D, Td и л</(г) при /3 - 2 в
(12.28) получаем
Ы~Г3'5, <16 М>
Если пылевая оболочка оптически толста, то ближнее инфракрасное
излучение наиболее внутренних горячих слоев пыли поглощается и пере¬
302

рабатывается наружными холодными и спектр приближается к планков-
скому согласно (16.256). При увеличении количества пыли инфракрас¬
ный источник становится непрозрачным сначала в ближнем
инфракрасном диапазоне. В области длинных волн сохраняется отклоне¬
ние спектра от планковского.
Используя отношение (16.16), можно получить зависимость между
массой и болометрической светимостью оптически тонкого слоя пыли.
Если в инфракрасном диапазоне Qe^Qa записать в виде (см. (16.14))
Qe(A) /а = А А~а , <16-30>
где а — yajs&yt пылинки, А и а — некоторые числовые параметры, то бо¬
лометрическая светимость пылевой конденсации будет равна
L4 = H IiLdAdQ = ^^C(a)T^+a. (16,31)
Здесь интегрирование выполняется по всем А и всем телесным углам Q,
— масса пыли в излучающей пылевой конденсации, р — плотность
вещества пылинки, Та—температура пылинок, которую можно найти из
инфракрасных наблюдений, а С (а) — коэффициент, значения которого
приведены в табл. 16.2. Из (16.31) видно, что светимость пыли
Ld ~ т.е. при типичных для инфракрасного диапазона значений а =
«1-2 (см. п. 36)
Ld~ Td5^. (16.32)
Таблица 16.2
Коэффициенты С (а) для вычисления болометрической светимости пыле¬
вого облака (в единицах СГС)
а
1,0
1,5
2,0
с («)
1.5-10-4
2,7 10-4
5,15-10—4
Если излучение пыли измерено лишь в отдельном участке спектра, то
Яка можно определить из
W = 4 /3 (ар !Qd) DHi /Вх(Та) , (16.33)
где D — расстояние до наблюдаемого объекта, Их — спектральная плот¬
ность потока, обусловленная излучением пыли.
Зоны Н II вокруг молодых звезд содержат много пыли и являются
мощными источниками инфракрасного излучения. Светимость таких зон
НII в инфракрасном диапазоне очень хорошо коррелирует с их тепловым
радиоизлучением. В этом случае основная часть ультрафиолетового из¬
лучения звезды перерабатывается в инфракрасном излучении пыли.
Большую роль играет поглощение пылью фотонов линии лайман-альфа
водорода, в которую в зонах Н II перерабатывается большая часть ульт¬
рафиолетовой светимости возбуждающей звезды, излученной в лайма-
новском континууме U < 912А, см. [7, §22.4]).
В ближнем инфракрасном диапазоне наблюдаются абсорбционные и
эмиссионные полосы (см. табл. 17.1). Они возникают в связи с тем, что
зоз

объемные коэффициенты поглощения щ и излучения ед имеют узкие
максимумы. В соответствии с законом Кирхгофа (16.21) максимумы щ и
ед приходятся примерно на одни и те же Л. Эмиссионные полосы наблю¬
даются в спектрах пылевых оболочек, нагретых достаточно сильно для
того, чтобы давать интенсивное излучение в ближнем инфракрасном
диапазоне.
§17. ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ПЫЛИНОК
Свойства межзвездных пылинок изучаются на основе всей совокупно¬
сти наблюдательных данных о них. Тем не менее некоторые из этих
свойств определяются ненадежно и до сих пор известны плохо. На рис.
17.1 приведена схема, показывающая, какие виды наблюдений использу¬
ются для определения различных характеристик межзвездных пылинок.
1. Размеры
Размеры пылинок определяются сравнением наблюдаемой кривой
Межзвездное
Количество пыли
поглощение
Межзвездная
\
Размер пылинок
поляризация
Рассеяние и пог-
лощение излуче-
ния
Оптическое излу-
чение отражатель-
них туманностей
Форма
УЖ
/ X // /
Диффузный галак¬
тический свет
Ориентация
Диффузные ли¬
нии поглощения
7 / \// /
( /Л/ ?
WA
< \
Строение (слоис¬
тость ; аморфное/
кристаллическое)
Инфракрасные
полосы
Заряд
Собственное из¬
лучение пыли.
Непрерывное инфра¬
красное и субмилли-
метровое излучение
Трмпрпп типл
9 с янвфц. шурц.
Содержание молекул
(главным образом ра¬
диоспектроскопия)
<1 \\ j
Химический и ми¬
неральный состав
Косвенные
признаки
Дефицит элемен¬
тов (главным обра¬
зом межзвездные ли¬
нии поглощения )
Характеристики по¬
верхности (дефекты,
шероховатость
и т.д>)
Рис. 17.1. Схема, поясняющая возможности определения свойств межзвездных пылинок из
наблюдений. Штриховыми линиями указаны малоинформативные каналы
304

межзвездного поглощения Ал с расчетами зависимости факторов эффек¬
тивности ослабления Qe от длины волны Л. Закон Ал ~ Л”1, выполняю¬
щийся в оптическом диапазоне, говорит о том, что в этом диапазоне
преобладает ослабление света частицами с параметром (16.13) х ~ 1.
Размер таких частиц а ~ 0,1 мкм - 10‘5см. Он следует из сопоставления
наблюдательных данных (см. рис. 16.1) с расчетами, подобными пред¬
ставленным на рис. 16.3.
За поглощение света в далеком ультрафиолетовом диапазоне
Л < 1500А, где наблюдается рост Ал, примерно пропорциональный
а » 1-2, ответственны, видимо, очень мелкие частички размером в
сотые доли микрона. Возможно, присутствуют и еще более мелкие пыле¬
вые частицы с размерами 50-100А (0,005-0,01 мкм) и даже мельче.
Распределение пылинок по размерам не ясно. Наблюдениям не проти¬
воречит степенной спектр типа
Hd(a) - , (17.1)
где у ж 3 + 3,5. С таким п&(а) можно объяснить кривую межзвездного
поглощения А (Л), если диапазон радиусов частиц лежит в пределах а -
- 0,01-0,3 мкм. Длительное время обсуждается вопрос о присутствии в
межзвездной среде крупных частиц размером в 1 мкм и более. Крупные
частицы в оптическом диапазоне должны вызывать нейтральное погло¬
щение (слабо зависящие от длины врлны) и не проявляться в избытках
цвета, но изменять значение R из (16.4). Для крупных частиц R может
быть значительно больше 3. Смесь крупных и мелких пылинок может
приводить к К < 3.
Частицы размером в многие микроны и крупнее в оптическом диапа¬
зоне себя совершенно не проявляют. Они могут образовываться в газопы¬
левых дисках вокруг звезд при коагуляции (слипании) пылинок во время
взаимных столкновений на малых скоростях (см. §19.5в). Диски, состоя¬
щие из крупных пылинок, обнаружены по инфракрасному излучению
вокруг Веги и еще нескольких звезд. Коагуляция должна активно проис¬
ходить в протопланетных дисках. Свидетельством этому является меж¬
планетная пыль, содержащая много крупных частиц (порядка 3 мкм и
более), по-видимому, с непрерывным спектром размеров вплоть до раз¬
меров ядер комет (километры). Приливное воздействие звезд друг на
друга должно выбрасывать часть такого вещества из внешних частей
околозвездных оболочек (например, из облака Оорта, размеры которого
соизмеримы с расстоянием между звездами) в межзвездную среду.
2. Состав
Минеральный состав пылинок известен плохо. В отличие от газа, для
которого характерны спектры излучения или поглощения с множеством
линий, позволяющих однозначно идентифицировать атомы, ионы и мо¬
305

10-,s-
/
/
/
AFGL 961(2)
лекулы и определять содержание элементов и их соединений, твердые
тела обладают непрерывными спектрами с малым числом размытых по¬
лос, делающих идентификацию неоднозначной.
Наиболее определенные сведения
вытекают из наблюдения отдельных
особенностей спектров типа широких
линий (полос) поглощения или излу¬
чения пыли в инфракрасном диапа¬
зоне. На рис. 17.2 представлены
примеры таких полос. Видна узкая
деталь в поглощении около 3,1 мкм и
широкая с центром вблизи 9,7 мкм, а
также ряд более слабых. В табл. 17.1
приведены основные из наблюдав¬
шихся полос.
Описанные выше детали инфрак-
/* ,-‘-ч
\ г
7*7
S255lIKSl,'(^) ■
/
/2136&00)
I L_I I I I I 1 I lUi
1 2 3 9 6 8 1012 Я
Л, мкм
9
?
10'”
Рис. 17.2. Инфракрасные спектры источни¬
ков, погруженных в молекулярные облака.
Видны сильные межзвездные полосы погло¬
щения льда (3,1 мкм) и силикатов (9,7 мкм) и
некоторые более слабые
расных спектров связаны с возбуждением колебательных степеней свобо¬
ды отдельных межатомных связей в молекулах, составляющих пылинки.
Например, полосы 9,7 и 18 мкм возникают при колебаниях связи Si«-0 и
изгибах O-Si-O соответственно и могут принадлежать прежде всего сили¬
катам MgSiO3 и Mg2SiO4. Кроме них отождествлены полосы карбида
кремния SiC, льдов Н2О, NH3, H2S, СО, а также MgS. Несколько полос
создается полициклическими ароматическими углеводородами типа ко¬
ронена С24Н12 (см. рис. 15.1), другие, например 3,4 мкм, — колебаниями
связи ОН в группах СНП (п “ 1, 2, 3) в сложных молекулах. Многие
полосы до сих пор не отождествлены.
Сильная полоса поглощения в ультрафиолетовом диапазоне вблизи
Л * 2200А. может быть отождествлена с мелко раздробленным (а £ 0,04
мкм) графитом. Такая полоса обнаружена в лабораторных эксперимен¬
тах с углеродными частицами. Возникает она за счет возбуждения в
мелких графитовых зернах поверхностных экситонов. Однако эта интер¬
претация неоднозначна. Та же особенность спектра характерна и для
дислокаций (дефектов кристаллической структуры) мелких кристаллов
окислов металлов.
Важную информацию об элементном составе пылинок дает наблюда¬
ющийся в межзвездной среде дефицит многих элементов, особенно ме¬
таллов, по сравнению с составом солнечной (звездных) атмосферы (см.
306

рис. 1.1,в). Недостаток элементов в газовой фазе межзвездной среды
обычно связывают с тем, что они ушли на образование пылинок. Подтвер¬
ждением этому служит зависимость величины дефицита от температуры
конденсации (выпадения в твердую фазу). В межзвездных облаках не
хватает прежде всего нелетучих элементов (образующих соединения с
высокой температурой конденсации, табл. 17.2). Недостаток элементов,
образующих летучие соединения,связывают с вымерзанием этих соеди¬
нений на поверхности пылинок. Намерзшие газы образуют на ядрах пы¬
левых частиц оболочки (см. п. 3).
Таблица 17.1
Основные инфракрасные межзвездные полосы, приписываемые пыли (по [6])
Длина вол¬
ны, мкм
Ширина по¬
лосы, мкм
Вещество
Адсорбции
<А), эмиссия
(К)
Объекты
Тил объектов
2,97
аммиак
А
2
1 — межзвездные атомар¬
3,07
0,7
лед
А
2,9?
ные облака
3,28
0,05
?♦
Е
2,5. 7,8
2 — молекулярные облака
и/или компактные зоны
3,4
0,08
7
Е
2,5,7,8
НП
3,9
0,07
H2S
А
2
3 — кислородные звезды
(отношение содержаний
4,67
0,03
СО
А
2
[С] / 10] <1)
6,0
0,7
лед
А
2
4 — углеродные звезды
(отношение содержаний
6,2
0,2
?♦
Е
2,5,7,8
[С] / [О] >1)
7,7
0,5
?•
Е
2,5,7,8
5 — планетарные туман¬
8,6
0,3
?•
Е
2,5,7,8
ности и зоны НП
9,7
3
силикаты
А/Е
1.2,3,5,
6?, 7,8,9
6 — эруптивные перемен¬
ные звезды (околозвезд¬
11.2
1.7
S1C
А/Е
4,5
ные оболочки)
11,3
0.3
?•
Е
2,5,7,8
7 — другие галактические
12
лед
А
2
источники
18
3
силикаты
А/Е
2,3,5,6?,
7,8
8 — ядра галактик
30
20
MgS
Е
4,5
9 — кометы
45
лед
А/Е
2
Возможно, полициклические ароматические углеводороды (ПАУ).
Определенное представление о минеральном составе ядрышек пыли¬
307

нок можно получить, рассматривая возможности образования тех или
иных тугоплавких соединений в истекающих атмосферах звезд поздних
спектральных классов (см. табл. 17.2), где ядра пылевых частиц в основ¬
ном, видимо, и образуются (см. §19).
Таблица 17.2
Температуры конденсации некоторых минералов в условиях атмосфер хо¬
лодных звезд
Температура конденса-
пми, К
Конденсаты
Недостача ме-
ментов
1700-2000
С (сажа, графит)
С
1400-1600
СаТЮз
Ti
Mg2AhO4; AI2S1O3; CaAhSizO»
Al
CaMgSi2Oe; CaiSiOc CaSiCh
Ca
1200-1320
MgSiOa; Mg2SiO4; BeAlzO4
Si. Mg, Be
1280
металлические Fe; N1
Fe.Ni
1210
MnSiOs
Mn
970-1070
щелочные силикаты
Na, K, Rb
600-700
FeS; NaBO2
S,B
Удовлетворительное согласие с наблюдениями межзвездного погло¬
щения удается получить для смеси примерно равного числа графитовых
и силикатных пылинок при распределении по размерам (17.1).
3. Строение
Строение пылинок непосредственно из наблюдений практически не
определяется. Из сведений о распределении размеров, составе, происхож¬
дении и эволюции пылинок вытекает, что пылинки состоят из мелких
кристаллических ядер силикатов, графита и, возможно, окислов метал¬
лов (1 на рис. 17.3) и намерзших на них оболочек грязного льда (2) —
смеси молекул воды с многочисленными примесями.
308
Характерный размер ядрышек
0,01-0,05 мкм. Плотность вещества в
них составляет несколько г/см3. Вок¬
руг имеется толстая (—0,1 мкм) рых-
Рис. 17.3. Схема, показывающая строение
межзвездной пылинки: 1 — кристаллическое
ядрышко размером в сотые доли мкм; 2 — обо¬
лочка грязного лвда; 3 — пленка из высокомо¬
лекулярных соединений
лая оболочка льда и намерзших газов с низкой плотностью <р £ 1 г/см3).
Во внешнем слое (3 ) пылинок, находящихся в молекулярных обла¬
ках, иногда предполагается присутствие большого количества радикалов,
различных углеводородов и сравнительно длинных полимеров (см.
§14.4д).
4. Количество пыли
Количество пыли можно определить по ее собственному излучению
методом, описанным в §16.46, либо по поглощению, используя соотноше¬
ние (16.16). Пусть nd — концентрация пылевых частиц в среде, а — их
размер. С учетом как поглощения, так и рассеяния света
Аа ~ U = J ла Qe(A) nd ds = ла Qe(l) ndl, (17.2)
О
где интеграл берется по пути длиной Iот звезды до наблюдателя. В послед¬
нее выражение входят усредненные по лучу зрения параметры. Плот¬
ность пылевой компоненты межзвездной среды pd задают как
Pd =
(17.3)
(17.4)
где р — плотность вещества пылинки. Если Аа измерено по всему спект¬
ру, выражение (17.2) можно проинтегрировать по Л и воспользоваться
формулами (16.16) и (17.3). В этом случае легко получить
Pd = 1,0- Ю'23 ( / А а (й .
х ПО-1 ' 1 о
Здесь Л — в см, /—в кпк,р — в г/см3.
Формула (17.4) позволяет получить pj из наблюдений с точностью до
неопределенностей в величинах р и по. Массу пылевой компоненты меж¬
звездных облаков можно определить также из (16.31) или (16.33) Сопо¬
ставление полученных таким образом значений pd с найденными
величинами плотности атомарного и молекулярного газа pg дает возмож¬
ность определить долю по массе пыли в межзвездной среде:
pd /pg = 0,005-0,01 . (17.5)
Неопределенность в величинеpd около 2 раз. Поэтому обычно прини¬
мают, что pd " 1 % pg- Наблюдения показывают, что это соотношение
сохраняется с точностью до неопределенности ее величины во всех обла¬
стях Н I. Лишь в наиболее плотных молекулярных облаках заподозрено
повышенное в несколько раз отношение pd /pg-
Величина pd /pg - 0,01 находится в хорошем согласии со значениями
дефицита тяжелых элементов в газовой фазе межзвездной среды. В срав¬
нении с составом солнечной атмосферы в межзвездной среде не наблюда¬
ется примерно 1 % массы вещества в виде различных тяжелых элементов,
способных образовать пылинки.
309

5. Тепловой баланс и температура пыли
а) Температура. Температуру пыли Td можно получить из наблюде¬
ний ее собственного излучения в ближнем инфракрасном и суб¬
миллиметровом диапазонах. Грубо это можно сделать, найдя максимум
интенсивности и принимая планковский закон излучения пылинок (см.
табл. 16.1). Для более точного определения необходимо задавать спектр
излучения пылинок согласно (16.25а) с учетом (16.26) и (16.15) или
строить модель светящегося пылевого облака, если среда частично не¬
прозрачна для излучения пыли.
Вне зон ионизованного водорода и околозвездных оболочек, т.е. в
областях атомарного и молекулярного водорода в межзвездной среде,
типична Td - 1G-20K. В зонах НII Td обычно составляет 30-200К. Излу¬
чают такие пылинки в далеком инфракрасном диапазоне (см. табл. 16.1).
Во внутренних частях околозвездных оболочек Td достигает 1000—1500К.
б) Тепловой баланс. Температура, как всегда, определяется балансом
прихода и ухода энергии. Имеются два основных канала энергообмена
пылевых частиц: радиационный и столкновительный. Ультрафиолетовое
и оптическое излучение звезд нагревает пылинки, а собственное инфрак¬
расное излучение охлаждает их. При столкновениях с атомами и молеку¬
лами газа также может происходить обмен энергией.
Столкновения в подавляющем большинстве случаев намного менее
эффективны для теплового баланса пылинок, чем радиационные процес¬
сы. Это связано как с низкой плотностью межзвездного вещества, из-за
чего столкновения частиц газа с пылинками редки, так и с высокой эф¬
фективностью радиационных процессов с участием пыли. Пылинки по¬
глощают значительную долю падающего на них электромагнитного
излучения, в том числе и в области А > 912А, где атомы и ионы часто не
способны к поглощению. Большая часть поглощенной пылинкой энергии
уходит в нагрев. Другие каналы расхода энергии - фотоионизация (см. п.
6) и фотодесорбция налипших атомов и молекул (см. п. 5в) — обычно
отнимают мало энергии.
Как показывают расчеты, нагревом пылевых частиц в результате эк¬
зотермических реакций на их поверхности (важнейшая из которых —
образование молекул Нг, см. §14.4г) обычно можно пренебречь. Причина
в том, что в не экранированных от ультрафиолетового излучения облаках
преобладает нагрев излучением, а в экранированных областях, где нагрев
излучением слаб, газ находится в молекулярной форме и нагрев за счет
химических реакций мал.
Обмен энергией при столкновении с газом може*
в энергетике пылинок лишь в наиболее плотных (п
циях в молекулярных облаках, а также в так называемом корональном
газе при температуре Г £ l^K.
г играть важную роль
i к/'см'3) конденса-
310

В отличие от атомов и ионов пылинки излучают преимущественно в
непрерывном спектре. Хотя в области длин волн ! » а эффективность
излучения пылинок невелика (см. (16.23) вместе с (16.14) или (16.15)),
все же проинтегрированная по всем частотам излучательная способность
оказывается значительной^ в результате чего пылевые частицы в меж¬
звездной среде обычно холоднее газа.
Радиационный энергобаланс определяется равенством прихода энер¬
гии за счет поглощения в основном ультрафиолетового и оптического
излучения звезд и собственного излучения в инфракрасном диапазоне: на
испускание фотонов расходуется тепловая энергия пылевых частиц. В
большинстве случаев среда оказывается прозрачной для собственного
излучения пыли. Поэтому испущенные пылью фотоны не поглощаются в
ней вновь и уносят тепловую энергию пылинок.
При расчете радиационного баланса важно учесть существенно раз¬
личную эффективность поглощения в инфракрасном диапазоне, в кото¬
ром! » а, и в ультрафиолетовой области спектра, для которой более
характерно! £ а. Для! » а эффективность поглощения Qa, а значит, и
излучения (см. (16.23)) мала и пропорциональна!”а (16.15), где обычно
а «1-2.
Если 1а — интенсивность (рассчитанная на единичный интервал длин
волн) излучения на длине волны !, в которое ’’погружена” пылинка, то
скорость нагрева ее
dE+!dt = JJ ла2 Оа(Л) Д dX dQ ~ ла2 2а(Я.) И IidXdQ. <17 б)
Здесь dQ — элемент телесного угла. Интегрирование ведется по всем
длинам волн и направлениям. Выражение (17.6) записано не для единицы
объема пылевой среды, а для отдельной пылинки (размерность эрг/с).
Эффективность поглощения в ультрафиолете сравнительно мало меняет¬
ся с длиной волны (за исключением случая сильной зависимости п(!)), и
можно написать, что dE^/dt определяется произведением проинтегриро¬
ванной по углам и длинам волн интенсивности падающего на пылинку
излучения на среднее сечение поглощения пылинкой ультрафиолетовых
фотонов ла2 < Qa > ~ ла2 Qa(!*), где!* — некоторая эффективная длина
волны поглощаемого пылью излучения звезд (последнее выражение в
(17.6)). Величина !♦ зависит от размера пылинки а, ее строения и состава
и от спектрального распределения нагревающего пыль излучения (вблизи
звезды, например, в зоне НИ — от эффективной температуры Тэф).
Поэтому для каждого сорта частиц можно считать, что среднее значение
Qa зависит от а и Тэф.
Охлаждается пылинка излучением со всей своей поверхности. Для
сферических частиц скорость охлаждения в расчете на одну пылинку
равна
dE~/dt = 4ла2 / B^Td) Qa(A) dX = 4лга2о7^ Qat/U) ~ Т^а . (17-7)
311

Здесь Td — температура пылинки, Ва(Т) — функция Планка, а — посто¬
янная Стефана—Больцмана, JU — некоторая эффективная длина волны
собственного излучения пылинки. Учитывая (16.15) для Qi (Ad) в инф¬
ракрасном диапазоне, для планковского среднего величины Qa можно
записать < Q* > ~ аТ0^ т.е. имеем резкую зависимость мощности излуче¬
ния пыли от ее температуры (последнее равенство в (17.7)). При а « 1-2
это соответствует dE ~/dt ~ т/** (см. (16.32)).
Сильная зависимость скорости охлаждения от температуры пылинок
Td тфивонип к тому, что в большинстве случаев в межзвездных облаках
Td мало меняется от точки к точке. Действительно, из уравнения тепло¬
вого равновесия dufldt- dE'Idt видно, что при фиксированной форме
спектра нагревающего пыль излучения для пылинок с заданным разме¬
ром, строением и составом
т,~(Д йЛ<юу,!г'п <‘7-«>
и требуется изменение интенсивности нагревающего излучения на 5-6
порядков, чтобы изменить температуру пылинок в 10 раз.
В оболочках вокруг протозвезд, еде среда оказывается оптически тол¬
стой для собственного излучения пыли, особенно для наиболее внутрен¬
них слоев, необходимо при расчете радиационного энергобаланса
учитывать два дополнительных фактора. Во-первых, это ослабление поля
первичного, греющего пылинки излучения центрального источника
(звезды или протозвезды), пропорциональное ехр(—та). Во-вторых, до¬
полнительный нагрев внешних слоев пыли при поглощении ими излуче¬
ния более внутренних и горячих пылевых слоев. Эти два эффекта в
некоторой степени компенсируют друг друга. Поэтому как в оптически
тонких, так и в оптически толстых для инфракрасного излучения пыле¬
вых облаках вокруг центрального источника энергии при а - 1 устанав¬
ливается распределение температуры вдоль радиуса г пылевой оболочки:
Td~Ll,S Г2'5,
где А — светимость центрального источника.
в) Особенность теплового режима мелких пылинок. При рассмотре¬
нии теплового равновесия наиболее мелких пылинок (а £ 0,01 мкм),
содержащих лишь десятки, сотни или тысячи атомов, приходится учиты¬
вать, что поглощение каждого ультрафиолетового или оптического фото¬
на повышает температуру холодных частиц на десятки кельвинов [15]. К
такому же результату приводит любой акт химической реакции, при
котором основная часть энергии связи атомов в молекуле передается
пылинке.
Пыль в межзвездной среде обычно имеет низкую температуру, много
ниже температуры Дебая во твердого тела. Температура Дебая опреде¬
ляется наибольшей частотой упругих колебаний рассматриваемого тела.
Для большинства веществ вр " 100-500К. При температуре пылинки
Td < во теплоемкость ее С мала и при отсутствии свободных электронов
312

меняется как Т<?. Если в теле пылинки есть свободные электроны, то
появляются также линейный по Td член в теплопроводности. Несколько
увеличивают С дефекты структуры и примеси в веществе. Обычно
С ~ Tj\ а -1,3-2. Малая теплоемкость приводит к резкому возрастанию
температуры мелких пылинок при поглощении даже небольших порций
энергии.
Увеличение Td вызывает последующее охлаждение за счет радиаци¬
онного высвечивания и десорбции молекул с поверхности. При Td £ ЗОК
может преобладать охлаждение при десорбции (главным образом СО),
уносящей энергию, равную Еадс из (14.21), на каждую оторванную час¬
тицу, а время охлаждения оказывается порядка секунд. При Td £ ЗОК
происходит радиационное высвечивание. Десорбция может сильно тор¬
мозить рост малых пылинок. В не защищенных от ультрафиолетового
излучения местах скачки температуры из-за поглощения фотонов проис¬
ходят примерно раз в час.
Формулы (17.6)-(17.9) применимы для крупных частиц. Для мелких
они дают среднее значение величины Т$*а - т/~*. Как показывают
расчеты, большинство мелких частиц между скачками температуры име¬
ют Td " 2,7К — температуру реликтового излучения. Излучают они в
основном в моменты, когда Td выше равновесной. Поэтому спектральное
распределение излучаемой ими энергии смещено в сторону коротких волн
по сравнению с рассчитанным согласно (16.25а) при равновесном значе¬
нии Та.
6. Электрический заряд пылинок. Пыль как компонента
космической плазмы
Непосредственно из наблюдений определить электрические заряды
пылинок не удается. Величину и знак заряда обычно получают из расчета.
Имеется несколько процессов, формирующих электрический заряд пы¬
линок. Уравнение, описывающее изменение электрического заряда q
сферической частоты радиуса а, имеет вид
dqldt
(17.10)
еде е » 4,8 • Ю‘10ед. СГСЭ — элементарный электрический заряд (заряд
протона; для электрона заряд равен -е), Jк—потоки зарядов в различных
процессах, вносящих вклад в изменение q. Очевядрь, равновесный заряд
определяется из условия dq/dt^Q.
а) Столкновения с электронами и ионами. При взаимодействии с
электронами и ионами
г _ е/ fc Л г «гл (17.11)
Л’ — “ Л/ $ipi Vi, Je — —Пе ьеРе Ve •
Здесь индексы ей/ относятся к электронам и ионам соответственно, е/ —
заряд иона, который кратен е, п — концентрации, v — скорости частиц,
313

£ — вероятность налипания на пылинку (согласно [16 ] в среде с 71 £ 104К
£ « 1),Д — безразмерный параметр, характеризующий изменение эф¬
фективного сечения столкновения при наличии заряда пылинок. Он учи¬
тывает, что заряженные частицы двигаются относительно заряженной
пылинки по гиперболической траектории. Нетрудно показать [17 ], что
(17.12)
где т — массы частиц, р * Zue /а — электрический потенциал пылинки
(в единицах СГСЭ), Zd — число элементарных зарядов на пылинке.
Очевидно, что факторы р 0, т.е. при достаточно большом по абсолют¬
ному значению потенциале пылинки частицы одного из знаков заряда не
могут достичь поверхности пылинки, если имеют малую скорость.
При взаимодействии с тепловыми частицами необходимо выполнить
интегрирование (17.11) по максвелловскому распределению скоростей.
Столкновения с электронами преобладают над столкновениями с ионами,
так как че » V/. В этом случае электрический потенциал пылинки в
электронейтральной среде с ионами одного сорта (щ ei жпее) можно найти
из уравнения
(17.13)
Для углеродных пылинок, имеющих большую работу выхода фото¬
электронов, процесс налипания обычно преобладает над другими. В зонах
НII, еде большинство ионов — протоны,
&р!кТ~ -2,5.
(17.14)
В этом случае электрический заряд увеличивает частоту столкновений
протонов с пылинкой в < Pi > » 3,5 раза и уменьшает частоту столкнове¬
ний электронов в 1 /< ре > « 12 раз. Здесь <р> — значения р из (17.12),
усредненные по максвелловскому распределению скоростей (точнее сле¬
дует брать средневзвешенные величины </3v>/<v>. Поскольку в зонах
НII Г ~ 1(ГК (кТ~ 0,86 эВ), то электрический потенциал углеродных
пылинок около-2,2 В (1В« 1/300 единицы СГСЭ). Заряд пылинки состав¬
ляет 150 элементарных зарядов при а - 0,1 мкм.
Налипания электронов и ионов доминируют над другими процессами
в тех средах, в которых преобладает ионизация тепловыми электронами.
Таков, например, корональный газ в межзвездной среде с низкой
(» 0,001см 3) плотностью и высокой (Т ~ Ю^К) температурой. Если эф¬
фективность налипания энергичных (® 100 эВ) электронов также близка
к единице, то для пылинок любого сорта <р ~ -220 В и пылинка с разме¬
ром а = 0,1 мкм несет на себе заряд около 1,5 * 104 электронов.
Кроме тепловых электронов и ионов в среде, ионизуемой рентгено¬
вскими и космическими лучами, появляются нетепловые 3-электроны
(см. §10). Для них поток J имеет также вид, приведенный в (17.11), но
необходимо учесть явление вторичной электронной эмиссии из пылинки
314

под действием соударения с быстрыми электронами (впрочем, этот про¬
цесс необходимо учитывать и при взаимодействии с тепловыми частица¬
ми при высокой температуре среды — в корональном газе). Вторичная
эмиссия вызывает эффект, противоположный налипанию частиц, поэто¬
му вместо в (17.11) необходимо подставлять £?—7, где 7 — вероят¬
ность выхода вторичного электрона. Согласно [16] при энергии частиц
<, 100 эВ » 1, a j; « 1. В ряде случаев оказываются существенными
поляризационные силы взаимодействия заряженной частицы с наведен¬
ным зарядом пылинки, особенно для частиц несферической формы. Вбли¬
зи острия может быть повышен выход вторичных частиц.
б) Фотоэмиссия. Если на пылинку падает электромагнитное излуче¬
ние с энергией фотонов kv больше работы выхода фотоэлектронов из пы¬
линки %, возникает фотоэмиссия электронов. Поток J, определяемый
этим процессом, равен
Jph = J* Qfl Це Л dv . (17.15)
Здесь т]е — вероятность выхода электрона при поглощении фотона,
т г Iv dQ
Jv = J (17.16)
усредненная по углам интенсивность излучения. Интегрирование следу¬
ет выполнять по всему спектру фотонов, однако величина rje я 0, если
kv <% + . Типичное значение#я 7-8 эВ. Величина rje зависит от
свойств пылинок. Для диэлектрических частиц Tje мала. Для межзвезд¬
ных пылинок при облучении фотонами с энергией 10-13 эВ т]е может со¬
ставлять от 0,03-0,10 для крупных пылинок до 0,5 для мелких [18 ].
Для углеродных частиц rje £ 0,02-0,03 при hv <> 20 эВ. Поэтому для них
обычно заряд определяется процессом столкновения с электронами. Лишь
вблизи ионизующих среду звезд во внутренних частях зон Н II углерод¬
ные пылинки заряжены положительно. Для частиц других сортов, за
исключением периферии зон Н II, обычно доминирует фотоэмиссия. В
этом случае равновесный потенциал пылинки определяется из условия
f Qa rje Jv dv
ne <^eVe> ’
1 +
кТ
(17.17)
1де в знаменателе усреднение проводится по максвелловскому распреде¬
лению по скоростям. Уравнение (17.17) для <р вытекает из равенства по¬
тока налипания электронов (17.11) и фотоэффекта (17.15). Левая часть
(17.17) — это усредненный по скоростям фактор/?? из (17.12). Величину
< ^еУе > можно приближенно заменить на < £? > < v >, где
< v > = (8И7лте)1/2. (17.18)
Если частота столкновений с ультрафиолетовыми фотонами в десятки
раз больше, чем с электронами, пылинки приобретают положительный
заряд. Обычно это имеет место в областях Н I. Фотоэмиссия электронов
из пылинок может играть важную роль в тепловом балансе областей Н I
315

межзвездного газа (см. §9.Зв). Излучение вылетающих фотоэлектронов
в электрическом поле пылинки может вносить некоторый вклад в фоновое
радиоизлучение Галактики.
в) Другие процессы. Кроме перечисленных выше основных процессов
на заряд пылинок иногда влияют и некоторые другае. Упомянем три из
них. Первый—это радиоактивность пылинки, которая может быть суще¬
ственна для частиц с наведенной радиоактивностью, например при взры¬
вах сверхновых. Второй процесс — это изменение заряда при коагуляции
(слипании) пылинок, играющее роль в протозвездных конденсациях и
протопланетных дисках. Он способен перераспределять заряды между
частицами разных размеров. Третий процесс — автоионная и автоэлект¬
ронная эмиссии, которые могут быть важны для очень мелких пылинок:
приф>/а < -107В/см электростатическое напряжение внутри пылинки
вызывает выброс электронов (.автоэлектронная эмиссия), а при у, /а >
> 3’ Ю8 В /см — инжекцию ионов (автоионная эмиссия).
г) Заряд пылинок. Пыль как компонента космической плазмы. Знак
и величина заряда пылинок зависят, как видно из вышеизложенного, от
условий, в которых находится пылинка, ее размеров и свойств. Заряд
данной пылинки не остается постоянным, флуктуирует со временем,
иногда меняя знак.
Для углеродных пылинок практически всегда знак заряда отрицатель¬
ный. Электрический потенциал этих частиц в зонах НII может достигать
-2 В (см. п. а), а в областях HI — около-0,03 В. В областях HI они имеют
заряды, не превышающие 10 зарядов электронов. Силикатные и некото¬
рые другие пылинки сильнее подвержены фотоэффекту, чем налипанию
электронов. Для них электрический потенциал достигает +5 + +б В, а
заряд — 200 + 500 элементарных зарядов. Даже в холодных облаках со
степенью ионизации порядка 10’8 большинство пылинок все же сохраняет
заряд +1.
Для характерных электрических зарядов и масс пылинок радиус Лар¬
мора для движения по спирали в межзвездном магнитном поле с индук¬
цией В - 3- 10'6Гс равен 0,03 пк. Этот масштаб много меньше размеров
большинства образований межзвездной среды. Типичное время обраще¬
ния вокруг силовой линии составляет тысячи лет, что меньше характер¬
ных времен процессов в межзвездной среде. Тем самым пылинки
оказываются сцеплены с магаитным полем, увлекаются им или увлекают
его с собой при движении. Перемещение пылинок поперек силовых линий
магнитного поля затруднительно в сравнении с движением их вдоль поля.
Присутствие пыли в межзвездной среде — частиц много более тяже¬
лых, чем атомы и молекулы газа, — иногда играет важную роль в газоди¬
намике межзвездного газа. Например, в ударных волнах пылинки
проскакивают по инерции ударный фронт и вносят тепловую энергию в
область за фронтом. Это увеличивает эффективную теплопроводность за
фронтом ударной волны и меняет его структуру. В таком случае для
316

расчетов необходимо применять аппарат механики гетерогенных (много
компонентных) сред [19 ]. В данном случае пылинки следует выделять
как отдельную компоненту. Вместе с тем. в подавляющем числе случаев
пыль и газ можно считать однокомпонентной средой, поскольку обычно
длина свободного пробега пылинок много меньше размеров неоднородно¬
стей межзвездной среды.
f 18. МЕЖЗВЕЗДНАЯ ПОЛЯРИЗАЦИЯ СВЕТА
1. Линейная межзвездная поляризация
В конце 1940-х — начале 1950-х годов была открыта межзвездная
поляризация света звезд [1, 20]. Наблюдения показали, что при враще¬
нии поляроида интенсивность проходящего через него излучения звезд
меняется в пределах от максимального значения /шах до минимального
/min. Это означает, что свет звезд линейно поляризован. Степень поляри¬
зации равна
Р = (/щах /min) / / , (18.1)
еде
/ = /шах + /min — (18.2)
полная интенсивность светового пучка.
К настоящему времени межзвездная поляризация измерена более чем
для 10 000 звезд (см. сводки данных [21 ]). Межзвездное происхождение
поляризации следует из корреляции измеренных величин Р с избытком
цвета Ев-v- В некоторых направлениях величины Р малы, но в других
значение Р может достигать » 10%. Связь поляризации с Ев-v выража¬
ется соотношением
Р £0,090 Eb-v. (18.3)
Плоскостью поляризации называется плоскость, в которой происходят
преимущественные колебания электрического вектора Е электромагнит¬
ной волны. В основном плоскости межзвездной поляризации расположе¬
ны примерно параллельно галактическому экватору, но есть области с
крайне хаотическим распределением направлений поляризации (рис.
18.1). В этих областях параллельный галактической плоскости компонент
Е в среднем меньше, чем в других. Для соответствующего ему параметра
Стокса Q зависимость от галактической долготы I примерно соответствует
закону
Q ~ 1- cos(Z-fo) , (18.4)
где параметр 1о слегка зависит от среднего расстояния до выбранных звезд.
Величина поляризации Р оказывается различной на разных длинах
волн. В оптическом диапазоне зависимость Р (А) имеет пологий макси¬
мум (рис. 18.2). Положение максимума Атах кривой Р (А) для разных
звезд оказывается несколько различным (0,45 £ Ашах £ 1,0 мкм); обыч¬
но (0,5 £ Атах £ 0,6 мкм), но зависимость Р (А) практически одинакова и
317

Рис. 18.1. Карта распределения направлений и величин межзвездной поляризации излучения звезд согласно [21 ] и линии магнитного поля. По
осям — галактические координаты

в подавляющем большинстве случаев может быть представлена эмпири¬
ческой формулой Серковского
Р(Ь
Ртаах
= ехр
Широкий интервал непрерывного
спектра, в котором наблюдается меж¬
звездная поляризация, и корреляция ее
величины с избытками цвета позволяют
заключить, что поляризация вызвана
межзвездной пылью. Для этого, однако,
пылинки должны быть не только несфе-
Рис. 18.2. Нормированная зависимость межзвез¬
дной поляризации от длины волны. Кружками
показаны средние данные наблюдений для мно¬
гих звезд, линия — расчеты по формуле Серков¬
ского (18.5)
(18.5)
рической формы, но и ориентированными в пространстве. Полной ясно¬
сти ни в вопросе происхождения формы частиц (см. §19.5), ни в проблеме
ориентации (см. ниже) пока не достигнуто.
Очень сильно («50% и даже 90%!) поляризовано излучение некото¬
рых отражательных туманностей (например, туманности Клейнмана—
Лоу в Орионе). В наибольшей степени это относится к биполярным
туманностям, имеющим форму двух лепестков по обе стороны от цент¬
рального источника. В них пыль рассеивает на углы, близкие к 90°, излу¬
чение освещающего туманность источника (звезды). В этом случае для
возникновения поляризации несферичность и выстраивание пылинок не
являются необходимыми.
2. Механизмы ориентации пылинок
а) Вращение пылинок. Столкновения пылинок с атомами и молеку¬
лами заставляют их быстро вращаться. Действительно, частица массы т,
налетающая на пылинку со скоростью v, при прицельном параметре р
относительно центра массы ее имеет момент количества движения
Х=тчр. (18.6)
При налипании атома или молекулы на пылинку ей передается вся вели¬
чина Z При упругом соударении, в зависимости от направления отскока
частицы, может быть передан импульс от 0 до 2Z В результате пылинка
получает приращение момента вращения Z®, где I — момент инерции
пылинки (для однородной сферической частицы I « 0,4М а* 2, М — масса,
а — радиус пылинки), ш — вектор угловой скорости ее вращения. Прира¬
щение энергии вращения равно 0,57 ш2.
319

Соударения происходят стохастически, передавая случайные величи¬
ны и направления момента импульса X Поэтому при усреднении по
большому интервалу времени среднее значение вектора момента враще¬
ния пылинки или вектора ее угловой скорости ш равно нулю, но средне¬
квадратичные значения от нуля отличаются. Пылинка, находящаяся в
газовой среде с температурой Т, в силу равнораспределения энергии по
степеням свободы получает среднее значение энергии вращения вокруг
каждой из главных осей инерции:
|/«в2> = |лт,
где < ш2 > — среднее значение квадрата угловой скорости пылинки. В
межзвездных облаках Н I среднеквадратичная угловая скорость враще¬
ния < ш2 >*'2 составляет от десятков тысяч до миллионов радианов в се¬
кунду в зависимости от размеров и плотности пылинок. Наиболее мелкие
частицы (а " 10'6см) совершают около миллиона оборотов в секунду.
Время раскручивания по порядку величины равно времени, за которое с
пылинкой столкнется количество атомов (молекул) с массой, равной мас¬
(18.7)
се пылинки.
б) Парамагнитная релаксация.
Ориентация частиц. Межзвездная среда пронизана силовыми лини¬
ями магнитного поля. Вещество пылинок, в состав которых входят атомы
многих металлов, включая такие магнитовосприимчивые, как железо,
можно считать парамагнитным. Поэтому во внешнем магнитном поле
пылинка слегка намагничивается, т.е. магнитные моменты атомов (моле¬
кул) пылинки частично выстраиваются вдоль поля.
В слабом поле приобретаемый парамагнетиком магнитный момент р
пропорционален магнитной восприимчивости
Я =ZBV, (18.8)
где V — объем пылинки, В — индукция магнитного поля. Пылинки не
являются чистыми диэлектриками, т.е. у них имеется некоторая прово¬
димость. Поэтому вклад в парамагнетизм вносят не только атомы, но и
свободные электроны. Энергия взаимодействия магнитного момента я с
магнитным полем В
(дВ)=хЛ2К, (18-9)
во всех случаях много меньше энергии вращения пылинки (18.7). В ре¬
зультате выстраивание осей пылинок непосредственно магнитным полем
в межзвездной среде невозможно.
При вращении пылинки вокруг оси, расположенной под углом к сило¬
вой линии магнитного поля, направление намагничивания непрерывно
изменяется. Элементарные магнитные моменты вещества пылинки стре¬
мятся выстроиться параллельно полю. Этот процесс сопровождается по¬
терями энергии на внутреннее трение (из-за соударений атомов,
составляющих пылинку). Говорят, что парамагнетики обладают сопро-
320

тивлением к перемагничиванию. Математически этот факт может быть
выражен в том, что в переменном магнитном поле магнитная восприим¬
чивость приобретает мнимую компоненту
x=z'+z"
(18.10)
описывающую, как и мнимая часть диэлектрической проницаемости или
Указателя преломления л, потери энергии в веществе. Именно
%" = xa>lTd, (18.11)
где обычно принимается №2,5-10’12 с*К [22], ответственна за пара¬
магнитное ориентирование.
Энергия, расходуемая на перемагничивание, переходит в тепло, слег¬
ка нагревая пылевые частицы. В электропроводных пылинках возникают
токи Фуко, энергия которых диссипирует, переходя в тепловую. На пере¬
магничивание расходуется энергия вращения, точнее, та ее составляю¬
щая, которая соответствует пересечению телом пылинки силовых линий
магнитного поля. Компонента вектора момента вращения, параллельная
силовым линиям, не изменяется. В результате пылинки стремятся вы¬
строиться осями вращения вдоль поля. Такой механизм, предложенный
Девисом и Гринстейном в 1951 г. [22 ], получил название парамагнитной
релаксации. Более подробное описание его можно найти в [11; 8, гл. 8; 12,
гл. 6 ]. Характерное время ориентации механизмом парамагнитной ре¬
лаксации tor равно
(18.12)
где I — момент инерции относительно длинной оси вытянутых пылинок
и относительно короткой — для сплюснутых, выражен в г-см2, Т — в К,
V — в см-3, В — в Гс.
Свободное вращение тела произвольной формы устойчиво только от¬
носительно двух из трех его главных осей инерции - тех, которые соответ¬
ствуют наибольшему и наименьшему моментам инерции [23]. При
наличии трения, как это имеет место для пылинок в межзвездной среде,
обычно устойчиво вращение лишь вокруг оси, соответствующей наиболь¬
шему моменту инерции [24 ], т.е. вектор момента вращения оказывается
направлен вдоль короткой оси пылинки. Поэтому пылинки стремятся
выстроиться своими короткими осями вдоль поля, а длинными—поперек.
Анизотропия зкстцнкции света. Для пылинок в виде вытянутых
эллипсоидов вращения или длинных цилиндров при наблюдении поперек
силовых линий можно заметить частичную выстроенность: в картинной
плоскости длинные оси расположены преимущественно в направлении,
перпендикулярном магнитному полю. Действительно, при полной ориен¬
тации (рис. 18.3,а), когда все пылинки выстроены поперек силовых ли¬
ний, вращение частиц приводит к тому, что часть из них видна в
картинной плоскости длинной осью поперек поля, у других длинная ось
направлена на наблюдателя, третьи имеют промежуточную ориентацию.
Средняя вытянутость оказывается перпендикулярной.
321

Свет от звезд, проходя через такую среду, сильнее ослабляется, если
его электрический вектор направлен поперек силовых линий магнитного
поля, и слабее, если вдоль*. В результате такой анизотропии поглощения
излучение звезды становится частично линейно поляризованным с на¬
правлением поляризации (преимущественной ориентацией электриче¬
ского вектора) вдоль проекции на картинную плоскость силовых линий
магнитного поля. При наблюдении вдоль поля все направления оказыва¬
ются равноправными (рис. 18.3,6), и поляризация отсутствует.
а 6
Рис. 18.3. Схема, поясняющая наблюдаемую ориентацию выстроенных относительно маг¬
нитного поля вытянутых пылинок: а—луч зрения проходит перпендикулярно силовым ли¬
ниям магнитного поля; б — луч зрения проходит вдоль силовых линий
Дезориентация и проблема ускорения релаксации. Основная
трудность механизма парамагнитной релаксации состоит в большом вре¬
мени ориентации частиц, порядка 107 лет. Оно больше, чем время дезори¬
ентации (нарушения ориентации), как из-за столкновения с частицами
среды, так и из-за собственного инфракрасного излучения пылинок: фо¬
тоны уносят с собой момент вращения, вызывая дезориентацию. Дезори¬
ентация имеет стохастический характер. Поэтому процесс ориентации
пылинок описывается уравнением Фоккера—Планка. Сильная дезориен¬
тация должна приводить к малой равновесной степени ориентированно¬
сти частиц и низкой эффективности создания поляризации. Однако
наблюдения (см. (18.3)) указывают на сравнительно высокую эффектив¬
ность. Это означает, что есть процессы, усиливающие релаксацию.
Одна из причин уменьшения времени ориентации может быть связана
с тем, что магнитовосприимчивые атомы, прежде всего железо, не распо¬
ложены в теле пылинки равномерно, а собраны отдельными группами.
Если каждая из таких групп содержит хотя бы по 100 атомов, вещество
будет ’’суперпарамагнитным ” (х и g " увеличиваются для пылинки в
целом в 10—100 раз, а время парамагнитной релаксации во столько же раз
убывает). Пылинки, состоящие в основном из железа или его окисла
Для определения степени ослабления излучения с разной поляризацией необходимо
производить расчеты, аналогичные описанным в §16.3 для каждого из параметров Стокса.
322

магнетита БезСМ, могут быть даже ферромагнитными. В этом случае
скорость парамагнитной релаксации возрастает до 5 порядков величины
(в 105 раз) и даже в слабых полях такие частицы сильно ориентированы.
При образовании тугоплавких ядер пылинок в звездных атмосферах (см.
§19.3) вполне можно ожидать сепарации (разделения) компонент с раз¬
ными температурами конденсации (см. §19.2) и тем самым образования
зерен, содержащих ферромагнитные материалы.
в) Дополнительное закручивание частиц.
Момент импульса образующихся молекул Сильное влияние на вра¬
щение пылевых частиц могут оказать химические реакции на их поверх¬
ности, приводящие к выбросу молекул из пылинок. Как отмечалось в
§14.4в, молекулы водорода образуются по крайней мере в 30% случаев
столкновения атомов с пылинками. Часть энергии 4,48 эВ, выделяющейся
при образовании молекулы Нг, скорее всего £«0,2-2 эВ, уходит в кине¬
тическую энергию образованных молекул. Молекулы покидают поверх¬
ность пылинки со скоростью 4-14 км/с, намного превосходящей скорость
тепловых движений атомов в молекулярных облаках.
Вектор скорости образовавшейся молекулы в общем случае не прохо¬
дит через центр массы пылинки. Поэтому улетающая молекула сообщает
пылевой частице дополнительный угловой момент. Если молекула с мас¬
сой т отскакивает со скоростью v = V 2£ /ш, то в среднем момент им¬
пульса, передаваемый пылинке, равен
it = у mv = а^Е /2т .
(18.13)
Он много больше, чем при упругих столкновениях с тепловыми частица¬
ми. В результате среднеквадратичное значение угловой скорости пыли¬
нок стремится к более высокому значению в сравнении с (18.7) и
определяется моментами импульса отдачи образованных молекул Нг.
Реактивная вертушка. В реальных условиях поверхность пылинок
неоднородна: энергия связи атомов при адсорбции Еадо различна в разных
точках поверхности. Поэтому молекулы Нг могут образовываться пре¬
имущественно в определенных местах — там, где £адс для атомов Н
наибольшая: именно туда мигрируют налипающие атомы (§14.46). В об¬
щем случае это может приводить к тому, что среднее значение момента
импульса, передаваемого молекулой пылинке, не равно нулю. Тогда пы¬
левые частицы станут непрерывно ускоряться, как реактивная вертушка,
с концов которой истекают струи. Угловая скорость вращения будет оп¬
ределяться равновесием между закручивающим моментом вылетающих
молекул и торможением при соударениях с окружающим газом. Из сооб¬
ражений динамики следует, что наиболее вероятно вращение вокруг оси,
соответствующей наибольшему моменту инерции.
Равновесное вращение пылинок может в этом случае установиться на
уровне, при котором линейная скорость вращения оказывается порядка
скорости вылета молекул с поверхности, а угловая скорость достигает
323

Ю^с’1. С ростом скорости вращения возрастают токи Фуко, т.е. мнимая
часть коэффициента магнитной восприимчивости (18.11). Однако растет
и момент количества движения, который нужно погасить. Поэтому уско¬
рение вращения мало меняет характерное время парамагнитной релакса¬
ции.
Указанные процессы изучены Парселлом [25], см. также (8, гл. 8].
г) Прецессия вокруг силовых линий магнитного поля. В среде с маг¬
нитным полем вращающиеся частицы прецессируют вокруг силовых ли¬
ний магнитного поля (если ось вращения не совпадает с направлением
поля). Причина прецессии заключается во взаимодействии наведенного
в пылинке при ее вращении магнитного момента я (см. ниже) с внешним
относительно нее магнитным полем:
(18.14)
где / - — угловой момент пылинки, tp — период прецессии. Обычно tp
много меньше времени ориентации или дезориентации. Поэтому прецес¬
сия приводит к тому, что частицы оказываются выстроены осесимметрич¬
но относительно поля.
Имеются две основные причины создания магнитного момента враща-
ющеися пылинки.
Эффект Барнетта является обратным к эффекту Эйнштейна—де
Хааса поворота тела при намагничивании [26 ]. В соответствии с эффек¬
том Барнетта во вращающемся теле происходит частичное упорядочива¬
ние элементарных магнитных моментов (спинов) частиц, и тело
намагничивается. Величина магнитного поля пылинки размером 10~6см
при скорости вращения 109с-1 составляет примерно 1 Гс. Магнитный
момент пылинки достигает величины
Я = 2meC%Va> /(eg),
(18.15)
где по-прежнему с — скорость света, те и е — масса и заряд электрона, а
g ~ 1-2 — гиромагнитный коэффициент, V — объем пылинки.
Вращение заряженной пылинки. Магнитный момент заряда д, движу¬
щегося по окружности радиуса а с частотой v, равен л aqv /с. Поэтому
для пылинки с зарядом Z</e, расположенным на среднеквадратичном рас¬
стоянии < г2 > *'гот оси ее вращения, магнитный момент равен
Я = Zde < Г2 > а> /(2с) .
В межзвездной среде обычно преобладает эффект Барнетта.
д) Ориентация пылинок потоками газа и излучения.
Движение пылинок относительно газа. Пылевые частицы образуют¬
ся в основном в истекающих атмосферах звезд поздних спектральных
классов (см. §19.1). Они покидают звезду со скоростью в десятки (до 100)
км/с. При трении, вызванном соударениями с атомами и молекулами
межзвездного газа, пылинки быстро тормозятся и далее принимают уча¬
стие в крупномасштабных движениях среды вместе с газом.
324

Тем не менее пылинки могут иметь относительно газа скорости до
нескольких км/с преимущественно вдоль силовых линий магнитного по¬
ля (поперечные движения затруднены, см. §17.6г). Они приобретают
скорость под действием давления излучения ярких горячих звезд, прежде
всего спектрального класса О. Такие звезды расположены в пространстве
редко, и в любой точке среды имеется некоторая анизотропия излучения,
обычно вызванная ближайшей звездой высокой светимости. Анизотропия
поля излучения приводит пылинки в движение относительно газа.
Направление ориентации в потоках газа. В1952 г. Голд [27 ] отметил,
что если скорость пылевой частицы относительно газа является сверхзву¬
ковой (£ 1 км/с в облаках Н I), то пылинка приобретает ориентацию
относительно потока. Наибольший момент инерции частиц оказывается
расположен поперек потока.
Если период прецессии вращающейся частицы (18.14) много меньше
времени выстраивания частиц в потоке, они оказываются преимущест¬
венно ориентированными в направлении, связанном с магнитным полем
независимо от направления относительного движения пылинок через газ.
Как показывает детальный анализ [12, гл.6 ], при углах между магнит¬
ным полем и потоком О = arccos V 1/3 ~ 55* и 125° ориентация потоком
отсутствует. В области углов 55е < 6 < 125* она оказывается одного типа
(большие оси пылинок выстроены перпендикулярно силовым линиям
магнитного поля), а для остальных углов — другого типа (ориентация
вдоль поля).
Частицы разной формы ориентируются относительно магнитного поля
в разной степени. Вытянутые пылинки сильно выстраиваются, только
если направление потока близко к направлению магнитного поля. В этом
случае они выстроены вдоль поля. Сплюснутые частицы сильно ориенти¬
руются за счет прецессии короткими осями вдоль поля при 55* < в < 125°.
Телесный угол, соответствующий этому диапазону 0, в 1,38 раза больше,
чем для интервалов углов 0 < 55* и 0 > 125*. Поэтому, если число сплюс¬
нутых и вытянутых пылинок приблизительно одинаково, а направление
газовых потоков в среднем по Галактике изотропно, вклад от сплюснутых
пылинок в поляризацию больше, чем от вытянутых. Характерное время
ориентации пылинок при движении относительно газа, по-видимому,
заметно короче времени парамагнитной релаксации (18.12).
Ориентация пылинок потоками излучения. Ориентации может спо¬
собствовать не только движение пылинок относительно газа, но и анизот¬
ропия поля излучения вокруг них [12, гл. 6]. Если форма пылинок
несимметрична и имеется "скрученность” (гиротропия, или спираль¬
ность) в масштабе длины волны, фотоны, взаимодействующие с частица¬
ми, ориентируют их [ 12, гл.6 ]. Действительно, фотоны обладают спином,
который направлен всегда по его импульсу или против него (в зависимо¬
сти от поляризации). Гиротропная частица по-разному взаимодействует
с право- и левополяризованными квантами света. В результате угловой
325

момент подобных пылинок ориентируется в анизотропном потоке даже
неполяризованного излучения, причем степень ориентации растет про¬
порционально времени Г, а не г ' , как в большинстве других случаев. Этот
механизм может быть эффективен для гиротропных пылинок в около¬
звездных оболочках. Гиротрошпо пылинки могут приобрести при слипа¬
нии (коагуляции, см. §19.5в), если несферические частицы прилипают
друг к другу произвольным образом. Прецессия ориентированных таким
образом пылинок вокруг силовых линий магнитного поля вновь приводит
к преимущественному выстраиванию длинных осей поперек или вдоль
силовых линий магнитного поля.
Пылинки с высокой степенью симметрии (например, осесимметрич¬
ные) рассеивают фотоны правой и левой поляризации с одинаковой веро¬
ятностью. В этом случае ориентация, растущая ?^2, может возникнуть
из-за флуктуаций в числе поглощаемых фотонов разной поляризации. В
межзвездной среде этот механизм намного менее эффективен по сравне¬
нию с другими.
е) Сопоставление с наблюдениями. Из вышеизложенного следует,
что пылинки в принципе могут оказаться выстроенными большими осями
либо вдоль, либо поперек магнитного поля. В первом случае они должны
вызвать поляризацию поперек, а во втором — вдоль поля. Данные по
эффекту Фарадея вращения плоскости поляризации радиоисточников
(см. §8.2) показывают, что силовые линии магнитного поля расположены
в галактической плоскости. Также преимущественно ориентированы
плоскости межзвездной поляризации (см. рис. 18.1). Поэтому с опреде¬
ленностью можно сказать, что пылинки, как правило, ориентируются
большими осями поперек силовых линий магнитного поля.
Изучение межзвездной линейной поляризации света звезд наряду с
другими методами (фарадеевское вращение плоскости поляризации ра¬
диоисточников и, в меньшей степени, эффект Зеемана в радиолиниях
атомарного водорода (см. §6.6) и молекул ОН (см. §12.4ж), а также поля¬
ризация нетеплового фонового радиоизлучения Галактики [9, §18 ]) по¬
зволяет исследовать галактическое магнитное поле. Как уже было
отмечено, межзвездная поляризация измерена более чем для 10* звезд.
Поэтому она дает возможность более детально, чем другими методами,
исследовать структуру магнитного поля.
3. Круговая межзвездная поляризация
В 1972 г. была обнаружена круговая межзвездная поляризация. Вели¬
чина ее очень мала: 0,01-0,04%. Найдена она лишь для нескольких де¬
сятков звезд.
Возникает круговая поляризация, если луч света проходит через два
и более межзвездных облаков с разными направлениями проекций маг¬
нитного поля в картинной плоскости. В этом случае после прохождения
326

первого облака свет звезды становится частично линейно поляризован¬
ным (степень поляризации Pi). При прохождении через второе облако,
вызывающее линейную поляризацию Рг с плоскостью поляризации, рас¬
положенной под углом # 0 к плоскости поляризации первого облака,
кроме изменения линейной возникает круговая поляризация (параметр
Стокса V # 0). Величина ее [12, гл.б, §3.2 ]
(18.17)
Здесь ( п 11)2 и ( п j)2 — показатели преломления пылинок во втором
облаке для волн с плоскостью поляризации, параллельной ( 11) и перпен¬
дикулярной ( J_) плоскости поляризации излучения, созданной первым
облаком; Re и Im означают действительную и мнимую части.
Как видно из (18.17), Ру ~ Р1Р2 sin2y> и наиболее велика, если угол
между плоскостями поляризации в двух облаках <р - 45°. Поскольку ве¬
личины Pi и Р2 для отдельных облаков обычно не превосходят 1~2%, Ру
по порядку величины составляет 0,01 %.
Можно показать [12, гл.6, §3.2 ], что круговая поляризация определя¬
ется вещественной частью п' показателя преломления п (16.10), в то
время как линейная зависит от поглощения, т.е. от мнимой п" части л.
Поскольку п'пп" связаны интегральным соотношением Крамерса—Кро¬
нита (§ 16.36), между зависимостями от длины волны круговой и линейной
поляризации имеется функциональное соотношение. Для слабопоглоща-
ющих пылинок (п" « 1) направление круговой поляризации (знак пара¬
метра Стокса V) меняется вблизи длины волны Ашах, на которой линей¬
ная поляризация достигает максимального значения (18.5). Наблюдения
показывают, что круговая поляризация действительно меняет знак в
области максимума линейной (рис. 18.4). Для металлических или графи¬
товых пылинок смена знака Ру происходит при А » Ашах.
Зависимость (18.5) степени линей¬
ной поляризации от длины волны может 10* Ру 10 *Р
в принципе быть использована для оп- ’ *
ределения из наблюдений мнимой части
коэффициента преломления пылинок.
Через соотношение Крамерса—Крони-
га она дает информацию и о действи¬
тельной части коэффициента
2
Рис. 18.4. Зависимость межзвездной линейной
(А|, Аг) и круговой (Bi, В2) поляризации от 1/Л
для излучения звезды сигма Скорпиона. Сплош¬
ные линии—теоретические кривые, различными
значками указаны данные наблюдений. Р — ли¬
нейная, Ру — круговая поляризация
1
О
-1
-2
0
1
2 J
//А. ими-1
0
327

преломления, т.е. о поведении Ру (Л). Но ограниченность спектрального
диапазона наблюдений делает использование соотношения Крамерса—
Кронита ненадежным. Поэтому круговая поляризация способна дать до¬
полнительную информацию о пылинках, вызывающих поляризацию.
f 19. ОБРАЗОВАНИЕ И ЭВОЛЮЦИЯ ПЫЛИНОК
Процессы, определяющие эволюцию и зарождение пылинок, являют¬
ся одними из наиболее сложных. Переход в твердую фазу из газообразной
интенсивно исследуется в настоящее время в химико-физических лабо¬
раториях. В этом параграфе кратко рассмотрены лишь основные положе¬
ния. Более полное описание современного состояния проблемы и ссылки
на литературу можно найти, например в обзорах [6,28 ].
1. Места образования
Наблюдения показывают очень сильный дефицит (в сотни раз, см. рис.
1.16) в межзвездном газе многих элементов, обильно представленных в
звездных атмосферах, но способных образовывать тугоплавкие соедине¬
ния (кальций, алюминий и др.). Отсутствие их в газовой фазе можно
объяснить лишь тем, что они ушли на образование межзвездной пыли.
Тугоплавкие соединения способны конденсироваться из паров, образуя
твердые частицы в процессе остывания среды вблизи температуры Т =
1500К (в основном Г-1200- 1800К) и плотности, намного большей, чем
встречается в межзвездной среде. Подходящие условия имеются в атмос¬
ферах холодных звезд (красных гигантов и сверхгигантов) с сильным
звездным ветром.
Свидетельством того, что пыль может образовываться в звездах, явля¬
ются инфракрасные избытки, наблюдаемые в спектрах многих звезд. Они
объясняются излучением горячей пыли, присутствующей в околозвезд¬
ных оболочках в непосредственной окрестности звезд и нагретой до мно-
1их сотен кельвинов. Имеется немало свидетельств тому, что в любых
космических объектах, где происходит быстрый отток вещества, сопро¬
вождающийся охлаждением, возникает пыль. Она проявляется по инф¬
ракрасному излучению горячих звезд Вольфа—Райе с очень мощным
звездным ветром, планетарных туманностей, оболочек сверхновых и но¬
вых звезд. Очень сильно запылены ядра многих галактик (например,
М82, NGC 253), из которых идет интенсивное истечение газа.
Наиболее впечатляющие результаты получены при изучении новых
звезд. Через несколько недель после максимума блеска новой в ее спектре
появляется сильный избыток излучения в ближнем инфракрасном диапа¬
зоне, вызванный появлением пыли с температурой около 1000К. Даль¬
нейшая эволюция спектра свидетельствует о разлете и охлаждении
возникшей пылевой оболочки.
Анализ наблюдательных данных показывает, что основными постав-
328

тиками пыли в межзвездную среду могут быть красные гиганты и, воз¬
можно, сверхновые звезды.
2. Условия образования твердой фазы
Условием образования частичек плотной (твердой или жидкой) фазы
из газообразной является превышение парциального давления рпарц над
давлением насыщенных паров рнас соответствующего соединения:
Рпарц > Рнас • (19.1)
Если щиТ — концентрация и температура некоторой компоненты
среды, то для идеального газа
Рпарц = fli кТ ♦ (19.2)
Давление насыщенного пара — это давление пара, находящегося в равно¬
весии с жидкой или твердой фазой. Оно определяется равенством хими¬
ческих потенциалов обеих фаз [29, §81 ] и является функцией температу¬
ры.
Условия существования жидкой фазы ограничены. В астрофизических
условиях (межзвездная среда, атмосферы звезд и т.д.) вещество нахо¬
диться в жидкой фазе не может, т.е. давление и температура всегда
оказываются на диаграмме равновесия фаз ниже тройной точки. Поэтому
возможно лишь сосуществование пара и твердой фазы. Линии равновесия
фаз на диаграмме давление—температура обычно находят эксперимен¬
тально. Для этого можно непосредственно измерить давление насыщен¬
ного пара Днас» Однако проще рнас определять с помощью уравнения
Клапейрона—Клаузиуса, связывающего рнас с удельной теплотой фазо¬
вого перехода Q и изменением удельного объема A V (см. [29, §82 ]):
t/рнас _ Q (19.3)
dt “ ТА У ‘
Объем пара обычно много больше, чем твердого тела, содержащего
столько же частиц. Поэтому можно считать, что А У определяется объе¬
мом пара. Используя для него уравнение состояния идеального газа (V~
-Tip ), получаем dpw&c/dT - Qpnac/Т2. Интегрируя его, имеем
lgPHac = -Л /Т + В, (19.4)
где А и В — некоторые константы, значения которых можно получить
экспериментально. В частности, А - Q. Из (19.4) очевидно, что
Рнас ~ ехр(—А /Ту . (19.5)
Для веществ с высокой температурой конденсации величины А обычно
имеют порядок 104К. Так, для металлов А « 2 • 104К, В ~ 32, а для их со¬
единений (минералов, таких, как, например, энстатит Mg Si Оз) А ~
~ 3-104 К, В ~ 40. Условие (19.1) образования твердой фазы чаще всего
выполняется при Т « А, Поэтому рнас очень резко меняется с температу¬
рой в области параметров, при которых происходит конденсация. Это и
позволяет говорить о температуре конденсации (или точке росы) тех или
иных веществ.
329

Во внешних частях звездных атмосфер, где концентрация порядка
10,2см_3, температура конденсации оказывается 1200-1800К (см. табл.
17.2). Такие условия встречаются в атмосферах красных гигантов и
сверхгигантов.
3. Возникновение зародышей пылинок
а) Гомогенная нуклеация. В гомогенной среде (содержащей только
одну фазу вещества) при условиях, близких к равновесию фаз (рпарц ~
~ Риас) 9 или когда фаза является метастабильной, например в переохлаж¬
денном паре, благодаря флуктуациям непрерывно образуются небольшие
скопления (зародыши) другой фазы. Однако они там неустойчивы и со
временем рассасываются. Если же рпарц > Риас, то при достаточно больших
размерах зародыши оказываются устойчивыми и с течением времени
растут.
Достаточно большие размеры зародышей необходимы, чтобы ском¬
пенсировать энергетически невыгодный эффект появления поверхности
раздела фаз. Силы поверхностного натяжения новой фазы создают дав¬
ление, стремящееся сжать зародыш. Прибавление (налипание) к нему
новых частиц увеличивает радиус зародыша, т.е. приводит к необходимо¬
сти совершить работу против сил поверхностного натяжения. Вместе с
тем, если образование новой фазы энергетически выгодно, при налипании
выделяется некоторая энергия. Если эта энергия меньше работы против
сил поверхностного натяжения, зародыш конденсированной фазы не¬
устойчив и распадается. Если эта энергия больше, зародыш растет. По¬
верхностное давление, создаваемое силой поверхностного натяжения в
зародыше радиуса г, равно [29, §156 ]
(19.6)
где а — коэффициент поверхностного натяжения. С ростом г оно быстро
падает. Этим и определяется критический радиус для устойчивости заро¬
дыша.
При условии равновесия фаз (рпарц "*рнас) зародыши не устойчивы,
так как поверхностное давление оказывается ничем не скомпенсирован¬
ным. Но при выполнении условия (19.1), когда давление насыщенных
паров над плоской поверхностью (19.4) меньше парциального, разность
компенсируется поверхностным давлением (19.6) для зародышей доста¬
точного размера. Критический радиус зародыша при этом
(19.7)
где др — превышение парциального давления над /w.
Вероятность флуктуационного возникновения зародыша пропорцио¬
нальна экспоненте exp(-jRmin !kT}f где Яшт — минимальная работа, ко¬
торую необходимо затратить для его возникновения [29, §112]. Поэтому
темп образования устойчивых зародышей новой фазы равен
330

J = Z4nr£-| ^П,рч .>2nexp(
(2лткТ)У2 '
4л Гда ч
3*Т ) ’
(19.8)
где тип—масса и концентрация конденсирующих молекул или атомов,
£ — вероятность их налипания, Z — фактор Зельдовича неравновесной
конденсации [30 ]. Классическая теория гомогенной нуклеации подробно
изложена в [31 ].
6) Гетерогенная нуклеация. Описанная картина флуктуационного
образования зародышей (гомогенная нуклеация) может иметь место пре¬
имущественно в чистых средах (не содержащих центров конденсации).
На практике центрами образования новой фазы обычно являются класте¬
ры [32 ]. Кластеры — это небольшие группы атомов или молекул, объе¬
диненные электромагнитными силами в малоустойчивую квазимолеку-
лу. Легче всего они возникают при наличии иона. Ион поляризует моле¬
кулы, создавая между ними силы притяжения и тем самым объединяя
вокруг себя несколько молекул. Большой кластер не отличим от зародыша
новой фазы. Практически уже кластер, содержащий 10 атомов (молекул)
вещества с высокой температурой конденсации, имеет энергию связи в
расчете на одну частицу порядка электрон-вольта и может рассматри¬
ваться как зародыш новой фазы.
Образование зародышей углеродных частиц — сажи — исследовано
довольно подробно, поскольку используется в промышленности. Тем не
менее полной ясности нет даже в этом случае. Ионная нуклеация, кратко
описанная выше, не соответствует наблюдениям, проведенным в пламе¬
ни. По-видимому, при образовании углеродных частиц идут цепные ре¬
акции присоединения газообразных углеводородов к радикалам Сг и
другим соединениям [33 ], способным в большом количестве существо¬
вать в атмосферах холодных звезд, например:
С2 + С2Н2 - С4Н2 —С2Н2-* СбН2 + н2 —СгН2
(19.9)
Углеродные шарики размером около 10А, содержащие порядка 50 ато¬
мов, уже представляют собой частицы сажи. Сажа — это аморфный
углерод. Далее, по-видимому, происходит постепенное частичное пре¬
вращение его в кристаллическое состояние — графит. Не исключена,
однако, возможность, что в космических условиях прямо формируются
мельчайшие кристаллики графита в виде плоских молекул типа коронена
С24Н12 (см. §15.1).
В отличие от гомогенной нуклеации описанные здесь процессы посте¬
пенного присоединения атомов или молекул называются гетерогенной
нуклеацией. Она обычно требует меньшей затраты энергии и поэтому
приводит к формированию зародышей с большей вероятностью, чем го¬
могенная.
331

4. Условия зарождения пылинок разного состава
Как при взрывных процессах в звездах и ядрах галактик, так и при
интенсивном истечении вещества из звезд истекающий газ быстро расши¬
ряется, испытывая адиабатическое охлаждение. При этом температура
падает до значений ниже температуры конденсации 7> « 1500К туго¬
плавких соединений и металлов. Обычно Тк достигается при плотности
среды порядка 10Н~1013см 3. В таких условиях происходит интенсивное
образование молекул за счет тройных соударений (14.2) с образованием
паров окислов металлов и ряда минералов типа силикатов и др., если они
способны существовать в газообразном состоянии. Как видно из (19.5),
давление насыщенных паров очень резко убывает при уменьшении тем¬
пературы (двухкратное изменение температуры обычно меняет рнас на
много порядков). Поэтому в результате расширения даже небольшое ох¬
лаждение ниже температуры конденсации (точки росы) приводит к
Рнас « Рпарц и начинается интенсивное образование зародышей пылинок.
Состав возникающих пылинок сильно, зависит от содержания элементов
в атмосфере звезды. Все звезды можно разделить на углеродные и кисло¬
родные по отношению содержания в них этих двух элементов. Углерод¬
ными называют звезды, для которых отношение концентраций [С ]/ [О ] >
> 1, кислородными — звезды с противоположным отношением. Критич¬
ность величины этого отношения определяется тем, что в звездных атмос¬
ферах, как и в межзвездной среде, углерод и кислород связываются в
молекулы угарного газа
С + О -* СО. (19.10)
Угарный газ является летучим соединением и не может образовывать
зародышей пылинок в условиях звездных атмосфер. Являясь очень устой¬
чивой (см. табл. 12.1), молекула СО в атмосферах звезд в дальнейшие
химические взаимодействия не вступает.
В углеродных звездах практически весь кислород связан в молекулы
СО и не способен образовывать окислов и кислородсодержащих минера¬
лов. В этих условиях преимущественно должны формироваться углерод¬
ные частицы, а также пылинки из карбида кремния SiC. Напротив, в
кислородных звездах связан в СО весь углерод. В этом случае образуются
пылинки, содержащие прежде всего силикаты, такие, как Mg2SiO4 (фор¬
стерит), MgSiO3 (энстатит) и др. (см. табл. 17.2), а также, вероятно,
окислы металлов: магнетит Fe3O4 и пр. Из этих веществ и формируются
зародыши, а далее и ядра пылинок.
В межзвездных облаках, где температура низка, давление насыщен¬
ных паров для многих веществ оказывается ниже парциального. Образо¬
ванию пылинок в этих условиях мешает малая скорость роста зародышей.
Зарождение пылинок в межзвездной среде может играть важную роль
только в плотных конденсациях (n > 1 (Гем-3), 1де обычно низки темпера¬
туры и много молекул со сравнительно высокой температурой конденса¬
332

ции (см« табл. 14.1). Формальдегид НгСО, а также молекулы Н2О, 1ЧНзи
другие, способные легко намерзать на пылинки, могут в принципе и сами
образовывать зародыши, создавая частицы, целиком состоящие из смеси
льдов. Однако в условиях, когда имеются уже готовые центры конденса¬
ции в виде мелких кристаллов, сформированных в звездных атмосферах,
вдет преимущественное намерзание на них.
5. Рост пылинок
а) Рост зародышей в атмосферах звезд. При столкновении с уже
сформировавшимся зародышем пылинки атомы и молекулы могут присо¬
единяться к нему либо путем хемосорбции (вступая в химические реак¬
ции), либо достраивая формирующийся кристалл, либо путем
физической абсорбции. В условиях звездных атмосфер идут преимущест¬
венно два первых процесса. Они обеспечивают высокую энергию связи
(порядка эВ), достаточную для удержания частиц на пылинке в условиях
атмосфер звезд. Заметим, что молекулы силикатов в газообразном состо¬
янии существовать не могут. В холодных атмосферах звезд присутствуют
лишь их фрагменты. Силикатные ядра пылинок растут за счет последо¬
вательного присоединения этих фрагментов к телу зародыша.
Достраивание кристаллов приводит к наиболее плотной упаковке и
сильной связи атомов и молекул, а потому энергетически наиболее выгод¬
но. Однако правильные кристаллы вырастают лишь в однородной среде
при достаточно стабильных условиях. В атмосферах звезд, когда конден¬
сирующееся вещество находится в виде малых добавок в общем многоком¬
понентном газе, к ядрам пылинок присоединяются самые разные
молекулы и однородным кристаллам без вкраплений посторонних ве¬
ществ образоваться трудно.
Рождающиеся в звездах кристаллические зародыши пылинок выно¬
сятся газовыми потоками и давлением излучения из звезды в межзвезд¬
ную среду. В звезде они успевают вырасти до размеров в сотые доли
микрона {а ~ 10"6см).
б) Намерзание газов в межзвездной среде. В межзвездной среде пы¬
линки быстро тормозятся и охлаждаются. После этого налетающие на них
с небольшими (порядка тепловых « 1 км/с) скоростями атомы и молеку¬
лы имеют большую вероятность налипнуть за счет физической адсорбции
(температура пылинок достаточно мала, чтобы согласно (14.21) силы
Ван-дер-Ваальса были способны длительное время удерживать налип¬
шие атомы и молекулы). В этом случае темпы роста массы пылинки Md и
ее радиуса а определяются уравнениями
dMd !dt = ла2 УаПата$ > da/dt = vfl Па та£ /4pd , (19.11)
где va, па и та — соответственно средняя скорость, концентрация и масса
налетающих на пылинку атомов (молекул), pd — плотность растущего
слоя вещества пылинки. Детальный анализ, выполненный в работе [16 ],
333

показал, что для нейтральных атомов £ ~ 1. Вокруг тугоплавких ядер
образуются оболочки из намерзших газов (см. рис. 17.3). Для ионов необ¬
ходимо учитывать процессы, описанные в § 17.6а.
В результате химических реакций, происходящих на поверхности пы¬
линок, большинство налипающих атомов, видимо, покидает ее (см.
§14.4). Тем не менее, если всего 10% соударений приводит к удержанию
атома на пылинке, радиус ее успевает дорасти до а»0,1мкм за 5* 108лет.
Как видно из (14.23), время жизни атома до столкновения с пылинкой
около 4 • 107лет. В молекулярных облаках, где пылинки крупнее, это вре¬
мя уменьшается и становится менее 107лет.
Для наиболее мелких частиц (а £ 0,01 мкм), содержащих всего не¬
сколько сотен, а может быть, и десятков атомов, процесс роста за счет
адсорбции замедляется из-за резких скачков их температуры в результа¬
те поглощения фотонов или происходящих на поверхности химических
реакций. Температура столь мелкой пылинки (см. §17.5в) при этом может
повыситься на десятки градусов, что резко ускоряет десорбцию (см. фор¬
мулу (14.21)). В результате при каждом скачке температуры мелкой
холодной частицы с ее поверхности способно улететь несколько десятков
или сотен ранее налипших атомов или молекул, что составляет заметную
часть от полного числа атомов в таких пылевых частицах.
Асимметрия формы пылевых частиц, необходимая для объяснения
межзвездной поляризации, возможно, связана с их электрическими за¬
рядами. Если изначально пылинка имела несферическую форму, что
естественно для мелких кристалликов, то электрическое поле ее было
распределено неравномерно. Наибольших значений напряженность поля
достигает вблизи вершин кристалла, особенно тех, где грани сходятся под
острым углом. Электрическое поле, поляризуя атомы и молекулы, вызы¬
вает силы притяжения нейтральных частиц к кристаллу. Поэтому адсор¬
бция идет, видимо, эффективнее вблизи острых вершин кристаллов,
способствуя формированию удлиненных частиц. Чешуйки могут выра¬
стать из первоначально почти плоских круглых зародышей, у которых
электрическое поле усилено вблизи ободка частицы, что способствует при
росте сохранению формы пылинки.
в) Коагуляция пылинок. В наиболее плотных участках межзвездной
среды (конденсации внутри молекулярных облаков с п > 106см‘3) важ¬
ную роль приобретает коагуляция (слипание) пылинок при столкновени¬
ях. При низких относительных скоростях соударений, характерных для
этих областей, в результате столкновений пылинки обычно слипаются,
не разрушаясь. В результате коагуляции могут возникать многоядерные
пылинки (так называемая модель “сливового пудинга”), типичные для
межпланетной среды.
Процессы коагуляции сложны, так как зависят от свойств поверхности
сталкивающихся частиц, их температур, зарядов, формы, относительной
скорости столкновения. Физически слипание происходит либо за счет
334

спекания при повышении температуры сталкивающихся пылевых час¬
тиц, либо при адгезии. Адгезия — это возникновение связи между повер¬
хностями соприкасающихся тел в результате различных молекулярных
взаимодействий (сил Ван-дер-Ваальса, ионных связей и др.) или при
притяжении между сторонами образующегося при контакте двойного
электрического слоя. Предельный случай адгезии — химическое взаимо¬
действие поверхностей раздела (хемосорбционная связь) с образованием
поверхностного химического соединения. При длительном контакте без¬
гранично растворимых друг в друге твердых тел в результате диффузии
происходит “взаимное прорастание” контактирующих тел, размываю¬
щее границу контакта. Подробнее см. [34 ].
Коагуляция может происходить при любых скоростях столкновения
пылинок, не приводящих к их разрушению. Но существенное воздействие
на спектр размеров частиц она успевает оказать при взаимных скоростях
пылинок порядка 1 м /с и более. Для наиболее мелких частиц (а £ 10~6
см) основными источниками относительных скоростей являются, видимо,
их броуновские движения, а также действие давления межзвездного поля
излучения, сильно зависящего от размера и состава пылинок. В среде с
п ~ 106см’3 за 106лет наиболее мелкие пылевые зерна могут дорасти до
размеров 0,05-0,08 мкм. В некоторых случаях в межзвездных облаках
может оказаться важна и коагуляция более крупных пылинок.
Наиболее эффективно коагуляция, видимо, идет в протозвездных об¬
лаках и околозвездных или протопланетных газопылевых дисках. Там
основным источником столкновений пылинок являются, вероятно, тур¬
булентные движения. Характерное время между столкновениями частиц
убывает до нескольких лет, и пылинки могут быстро вырасти до макро¬
скопических размеров, создавая, в частности, ядра комет и планетозема-
ли.
6. Разрушение пылинок
а) Десорбция и сублимация. При нагревании пылинки с ее поверхно¬
сти испаряются (сублимируют) составляющие ее атомы и молекулы. Этот
процесс описывается формулой Френкеля (14.21). Наиболее чувстви¬
тельных внешним воздействиям мантии (оболочки) пылинок из грязного
льда. Они сублимируют при нагреве излучением вспышки сверхновой
звезды на расстоянии примерно 100 пк вокруг нее. Очень эффективен
процесс сублимации мантий пылинок в зонах И II, как в протяженных,
низкой плотности (л ® 10 см’3, г £ 10 пк), где пылинки нагреты до Td =
ш 30-50К, так и в особенности в плотных (п £ 103см'3, г £ 1 пк), где Td =
- 100-200К и все компоненты грязного льда испаряются очень быстро.
Для сублимации тугоплавких ядер пылинок они должны быть нагреты
до Td £ 1000К. Подходящие условия существуют лишь в формирующихся
протозвездах.
335

Кроме сублимации могут действовать и другие виды десорбции. Это
хемодесорбция» фотодесорбция» химические взрывы и десорбция части¬
цами космических и рентгеновских лучей. Они рассмотрены в §14.4г.
б) Физическое разрушение. При столкновении с энергичными атома¬
ми и молекулами вдет процесс распыления или разбрызгивания пылинок
(sputtering), когда ударяющая частица выбивает с поверхности один или
больше атомов (молекул). Достаточно сообщить молекуле энергию «
- 0,1-0,5 эВ, чтобы удалить ее с пылинки. Детальный анализ (см. [8,
гл.9 ]) показывает, что при энергии налетающих атомов водорода 1 эВ
(Г ® 104К) вероятность w выбить частицу с поверхности не превосходит
10’3, но w растет с ростом энергии налетающих частиц. Наиболее эффек¬
тивно этот процесс эрозии протекает при энергиях столкновения порядка
10 кэВ, когда каждая ударяющая частица испаряет целое облако атомов,
оставляя на теле пылинки маленький кратер. Соответствующий интервал
температур (Т — 108К) указан на рис. 11.4а. При дальнейшем повышении
энергии частиц они либо застревают глубоко в теле пылинки, либо ока¬
зываются способны проскочить через пылинку насквозь. Разрушающее
действие при этом убывает. В корональном газе (Т “ 106К, п « 0,001см’3)
эффект распыления уже существен, и пылинка может уменьшить свой
радиус на 10'5см за 108лет.
Пылинки могут испаряться также при столкновениях друг с другом
при скоростях более нескольких км/с. При скорости около 3 км/с целиком
испаряется ледяная пылинка, при скорости £ 8 км/с — железная. Такое
разрушение может происходить, например, в ударных волнах при столк¬
новении облаков. Особенно эффективен этот процесс при движении удар¬
ной волны поперек магнитного поля, когда пылинки, проходящие фронт
ударной волны, начинают быстро вращаться вокруг силовых линий. Но
при обычной для межзвездной среды плотности столкновение пылинок —
редкое явление [8, гл.9 ].
7. Характер эволюции пылинок
Как видно из вышеизложенного, тугоплавкие кристаллические ядра
пылинок размером в сотые доли микрона образуются в оболочках холод¬
ных звезд при плавном истечении или взрывных процессах и весьма
устойчивы к внешним воздействиям. Наибольшие шансы погибнуть они
имеют при коллапсе протозвездной конденсации в межзвездной среде в
процессе звездообразования, а также при попадании в молодые остатки
сверхновых. Характерное время жизни ядрышек пылинок порядка 1010
лет, т.е. близко к возрасту Галактики.
Оболочки пылинок из загрязненного льда образуются в межзвездных
облаках после торможения выброшенных из звезд ядрышек. Время роста
оболочек порядка 108лет. За это время пылинка успевает попасть в зону
ионизованного водорода, в горячий корональный газ, в оболочку новой
336

или сверхновой звезды, в спиральную ударную волну или ударную волну
иного происхождения, где оболочка испаряется. Равновесие процессов
роста и разрушения оболочек формирует спектр размеров межзвездных
пылинок. Таким образом, ядро пылинки за время своего существования
может сменить оболочку около 100 раз.
За 1О10 лет часть пылинок, видимо, способна покинуть галактику.
Происходит это как за счет оттока газа от галактик в результате стиму¬
лированного взрывами сверхновых галактического ветра, так отчасти и
под действием давления излучения совокупности звезд диска галактики.
Однако последний процесс идет сравнительно медленно, поскольку диф¬
фузия пылинок поперек силовых линий магнитного поля сильно затруд¬
нена (см. § 17.6г). Попадая в межгалактический газ с температурой около
108К, пылинки быстро разрушаются из-за распыления при соударениях
с частицами окружающего газа. Они исчезают там целиком.
Литература к главе V
1. Струве О., ЗебергсВ. Астрономия XX века. М., 1968. Гл. XVII.
2. Страйжис В.Л. Многоцветная фотометрия звезд. Вильнюс, 1977.
3. Neckel Th., С 1 а г е G. //Astron. Astrophys. Suppl. Ser. 1980. V. 42. P. 251.
4. В ur stain D.,HeilesC. //Astron. J. 1982. V. 87. P. 1165.
5. Barnard E.E. //Astrophys. J. 1919. V. 49. P. 1; L u n d m a r k K. // Uppsala
Obs. Midd. 1926. N12; Barnard E.E. A photographic atlas of selected regions of the
Milky Way. Washington, 1927; X а в т а с и Д.Ш. Атлас галактических темных туман¬
ностей. Тбилиси, 1960; L у n d s В.Т. // Astrophys. J. Suppl. Ser. 1962. V. 7. P. 1;
F e i t z i n g e r J.V..S t r u w e J.A. A dark nebula catalogue for Southern Skies.
Bochum, 1984.
6. Вощинников H.B. // Межпланетная и межзвездная среда. Итоги науки и тех¬
ники. Серия иссл. космического пространства. ВИНИТИ. 1986. Т. 25. С. 98.
7. Соболев В.В. Курс теоретической астрофизики. М., 1985.
8. С п и т ц е р Л., мл. Физические процессы в межзвездной среде. М., 1981.
9. Каплан С.А.,П икельнер С.Б. Межзвездная среда. М., 1963.
10. Соболев В.В. Рассеяние света в атмосферах планет. М.,1972.
11. Ван де ХюлстГ. Рассеяние света малыми частицами. М., 1961; Грин-
б е р г М. Межзвездная пыль. М., 1970; БоренК.,ХафманД. Поглощение и
рассеяние света малыми частицами. М., 1986.
12. Долгинов А.З., Гнедин Ю.Н., Силантьев Н.А. Распространение и
поляризация излучения в космической среде. М., 1979.
13. Ландау Л.Д.,Л и ф ш и ц Е.М. Электродинамика сплошных сред. М., 1982. §82.
14. Aannestad Р.А., Purcell Е.М. // Ann. Rev. Astron. Astrophys. 1973. V. 11.
P. 309.
15. Purcell E.M. //Astrophys. J. 1976. V. 206. P. 685; Greenberg J.M. Cosmic
Dust / Ed. J.A.M.Mc.Donnell. Chichester. 1978. P. 187.
16. D r a i n e B.T., S a 1 p e t e r E.E. // Astrophys. J. 1979. V. 231. P. 77.
17. Wickramasinghe N.C. Interstellar Grains. London, 1967; S pi t ze r L., Jr.
//Astrophys. J. 1941. V. 93. P. 396.
18. Watson W.D. // Rev. Mod. Phys. 1976. V. 48. P. 513.
19. Нигматуллин P.H. Основы механики гетерогенных сред. Т. 1,2. 2-е изд. М.,
1985; Р а й с т П. Аэрозоли. М., 1987.
20. Шулов О.С. //Труды Астрономической обсерватории ЛГУ. 1981. Т. 37. С. 181.
337

21. Mathewson D.S., Ford V.L. // Mem. Roy. Astron. Soc.1970. V. 74. P. 139;
Axon D.J., Ellis R.S. // MNRAS. 1976. V. 177. P. 499.
22. D a v i s L,G re e ns r e i n J.L// Astrophys. J. 1951. V. 114. P. 206.
23. Ландау Л.Д., Лифшиц E.M. Механика. M., 1965. § 37.
24. X а й к и н С.Э. Физические основы механики. М., 1963. $ 92. С. 442.
25. Purcell Е.М, The Dusty Universe / Eds. G.B.Field, A.G.W.Cameron. N.Y. 1975.
P. 155; P u r c e 11 E.M. // Astrophys. J. 1979. V. 231. P. 404.
26. Ландау Л.Д., Л и ф ш и ц Е.М. Электродинамика сплошных сред. М., 1982. §36.
27. G о 1 d Т. U MNRAS. 1952 V. 112. Р. 215.
28. S а 1 р е t е г Е.Е. // Ann. Rev. Astron. Astrophys. 1977. V. 15. P. 267.
29. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Статистическая физика. Ч. 1. М., 1976.
30. Зельдович Я.Б. // Дохл. АН СССР. 1964. Т. 155. С. 67; S а 1 р е t е г Е.Е. П
Astrophys. J. 1964. V. 140. Р. 796.
31. X и р с Д., П а у н д Г. Испарение и конденсация. М.» 1966; ФольмерМ. Ки¬
нетика образования новой фазы. М., 1986.
32. Петров Ю.И. Физика малых частиц. М., 1982; Петров Ю.И. Кластеры и ма¬
лые частицы. М., 1986.
33. Т е с н е р П.А. Образование углерода из углеводородов газовой фазы. М., 1972.
34. 3 и м о н А.Д. Адгезия пыли и порошков. М., 1967; Г е г у з и н Я.Е. Физика спе¬
кания. М., 1967; Кессельман В.С. // Астрон. ж. 1982. Т. 59. С. 119, 810.
УКАЗАТЕЛЬ ОБЪЕКТОВ
Вселенная 138, 151, 157, 179, 197, 213, 247, 248, 258,
266
Галактика 13, 15-22, 27, 31-32, 34. 38, 45-49, 51,
53-55, 57-59, 77, 86, 91-92, 96-98, 104-106, 117,
119, 121, 126, 151, 156, 241, 250, 252, 275, 279, 280,
285, 292-294, 325, 326, 336
Галактики (по назв.) 13, 17, 21, 328
Гудда пояс 30
Засады (по наза.) 16, 57. 81, 119, 230, 281, 286, 292,
305, 327
Змееносца — Стрельца гигантское мол. облако 27
ИК источники (по наза.) 41, 55, 67, 306, 319
Магелланов поток 20, 21
Магеллановы облака 13, 19-21, 57, 59, 292
Мирабеля и Тернера объект 31, 32
Млечный путь 56, 291, 293
Новая Персея 1901 г. 57
ИМЕННОЙ УКАЗАТЕЛЬ
Адамс У.С. (Adams W5.) 72
Амбарцумян В.А. 294
Болтон Дж. (Bolton J.G.) 10!
Ван де Хюлст Х.К. (Van de Hulst ll.Ch) 35, 85
Вилсон O.K. (Wilson O.C.) 83
Гартман И. (Hartmann J.) 9, 34
Гоад T. (Gold T.) 325
Гольдвнский В.И. 264
Гольдберг Л. (Goldberg L) 112
Горделадзе HI.Г. 294
Гринстсйн Дж.Л. (Greenstcin J.L) 321
Гюйгенс 4. (Huygens Ch.) 9
Девис Л. (Davis L) 321
Дравскнх А.Ф. 102
Каплан С.А. 7, |0
Кардашов И.С. 102
Кондон Э. (Condon Е.) 210
Лондон Ф. (London F.) 254
Мензсл Д.Х. (Menzel D.H.) 109
Меррилл П.У. (Merrill P.W.) 83
Ми Г. (Mie G.) 296
Парселл Э. (Purcell Е.М.) 324
Области HI (по наэв.) 20, 21, 29, 31, 32
Плеяды 57
Станики — Ван—Вордена волокно HI 28, 29
Сверхновая 1987 А 57
Северный Полярный Шпур (Петля I) 29, 30
Скорпиона — Центавра зв. ассоциация 28—30
Солнечная система 35-37, 53
отдельные тела 123, 124, 208. 266, 292
Солнис 12, 14, 27, 25, 30, 37. 45, 58, 73, 134, 176.
227, 296
Стрелец (Sgr) А <Е и W) и В2 16, 22, 31, 32
Туманность Беклина — Нейгебауэра 41, 56. 67
— Клейнмана — Лоу 56, 67, 319
— Ориона 42, 59, 67, 70. 115, 228, 277, 319
— Угольный мешок 9, 23, 56
— W3 16, 60. 115, 228
— др, 16. 59-60, 114. 116, 228. 277. 306
Пижсльнср С.Б. 7, 10, 38, 149, 154
Рэлей Дж.У. (Rayleigh J.) 296
Соболев В.В. 7
Солпитер Э. (Sal pc ter Е.Е.) 260
Сороченко Р.Л. 102
Спитцер Л. (Spitzer LJr.) 8, 143, 144, 150
Стрельницкий В.С. 229, 233
Струве В.Я. 9, 291
Сюняев Р.А. 162, 229
Таунс Ч. (Townes Ch.) 220
Тернер Б.Е. (Turner В.Е.) 228
Тинберген Дж. (Tinbergen J.) 30
Тихон Г.А. 119
Трюм пае р Р. Дж. (Trumplcr R.J.) 9, 291
Уайлд Дж. (Wild J.R.) 101
Фиад Дж. (Field G.B.) 154
Франк Дж. (Franck J.) 209
Хайлес К. (Heilcs С.) 23
Холленбах Д, (Heilenbach D.) 260
Цнэат И.Б. (Cysatus J.B.) 9
Шкловский И.С. 35. 85. 198. 223, 229
Эддингтон А.С. (Eddington АЛ.) 37, 129. 144
338

ОСНОВНЫЕ СОКРАЩЕНИЯ, ПРИНЯТЫЕ В УКАЗАТЕЛЯХ
смотри
** смотри термин в противоположной последова¬
тельности слов
ат. — атомы, атомный, атомарный
вр. — вращение, вращательный
гал. — галактика, галактический
зав. от дл. а. — зависимость от длины волны
за. — звезда, звездный
изл. — излучение, излучательный
ИК — инфракрасный
кв. — квантовый
КЛ —* космические лучи
кол. — колебание, колебательный
кони. — концентрация
коэфф. — коэффициент
лин. — линии, линейный, линейчатый
л.сп. — линии спектральные
маги. — магнитный
мет.опр. (изм.) — метод определения (измерения)
М3 — межзвездный
мол. — молекула, молекулярный
нала. — название
ОСН — остатки сверхновых
лов. — поверхность
логл. — поглощение
пост. — постоянная
проц. — процесс
пыл. — пылинка, пылевой
рад., рад.п. — радиационный, рад. переход
распр. — распределение, распространенность
рек. — рекомбинация, рекомбинационный
рентг. — рентгеновский
р.-л. — радиолиния
св. — свободный, сверх-
сост. — состояние
сп. (спл.) — спектр, спектральный (сл. линия)
ст. — столкновения, столкновительный
тепл. — тепловой
т-ра — температура
тум. — туманность
уд. <уд.в.) — удар, ударный (уд. волна)
ук. — указатель
ур. — уровни, уровне вый
ур-е — уравнение
УФ — ультрафиолетовый
хим. — химический
эл. — электро-, электронный, электрический
эл—и — электрон
элем. — элемент, элементарный
эн. — энергия, энергетический
эф. —- эффект, эффективный
эф-ть — эффективность
Допускается отсечение части слов -ция, -ация, -нация, -юция, -яция, а также типа -ный, -ильный, -и чес кий,
-овский и тл.
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Автоиоиизац. сост. 161, 172—17Э, 176
Автомояиая, автоэл. эмиссия 316
Адгезия 335
Адсорбция 49, 258—259-261, 264, 288, 296, 323, 333,
334, 336
Активация 214, 248, 254—256, 260, 264
Альбедо 49-50, 58, 274, 294—295, 299, 300
Ангармоничности пост. 207
Антинакачка 239—240, 284
Аррениуса закон 254, 256
Ассоциат, ионизация 248
Ассоциация излучат, (рад.) 246
— звездная 24, 28-30, 42-44, 56, 58, 70
Атмосферы Солнца и зв. 83, 132, 133, 154, 157, 181,
197, 215, 245, 276, 288, 301, 306, 308, 309, 323,
324, 328-333
— Земли и планет 123, 124, 197, 209, 216, 266, 267,
296, 299
Ат. пост. 89, 101, 103, 136, 139-140, 142, 147, 158-159,
161, 164-165, 170, 174-175, 190 -* Водород; Л.сп.
Бабине принцип 298, 299
Бальмера серия 28, 60, 63-64, 101, 190-191
— декремент 64
— скачок (3648 X) 59. 66
Барнетта эффект 324
Беэыалучат. проц. 161, 172, 248—249, 287
Биконич. (биполярные) выбросы 26, 41, 229-230, 319
Бинарные проц. 87, 89, 111, 132-134, 137, 143,
170-174, 253
Блаау распр. 77, 80, 84
Больцмана распр. 37, 63, 86, 89, 91, 92, 109, 146
Борна — Оппенгеймера приближение 196
Бугера — Ламберта — Бера закон логл. 74, 235
Быстрый эл-н 66, 150, 164 Дельта—эл-ны
Валентина связь 255, 261
Ван-дер-Ваальса сила 255, 258, 333, 335
— ур-е сост. 38, 155, 255
Вернера полоса Hj 251, 272, 280-282
Ветер галактич. 45, 46, 47, 337
— зв. 24, 28, 29, 44, 56, 67, 70, 71. 190, 229, 230,
285, 328, 332
— М3 27, 36—37
Водород, адсорбция и миграция 258—260
— ат. -* — др. разделы; Зоны НИ; Л.сп.; Области
HI; М3 га»; Рад.п.; Р.-л.; Ст.; У к. элем.
пост. 64, 65, 85, 88-89, 90. 100-101, 103,
108-109, 135, 148-150, 158, 165, 167. 170, 174, 175
— иониз. 55, 86, 159, 167—170, 187, 192-193, 272
— М3 линии логл. 16, 23, 35, 36, 73, 81, 215, 253
279-282
— мол. (Н2> — др.разделы; Л.сп.; Мол. облака;
Рад.п.; Ст.; Ук. мал.
— — вр. ур., переходы, линии 23, 35, 129, 168
197-198, 211, 213, 279-280
диссоциация 168—169, 250—253
кол. ур., переходы, линии 168, 197, 211, 279
локализация 39, 267-274, 279-280, 294
мол. пост. 168. 200, 211, 213, 250, 253, 280,
282
образование 39, 49. 248, 258, 260—262, 265,
323
орто- и парасост. 210, 214
разрушение 251—253, 258
самоэкранировка 267—269
— охлаждение М3 газа 140, 148-149, 180
— сп. полосы и серии 101, 251 по наэв/, 23, 35,
197, 198, 267
— рекомбинация 86, 138, 167, 178
Возбуждение ат., ионов, мол. 54, 64, 88—90-93.
339

MB—111, 140—143, 145-444, 165-166, 214, 237-
244, 278. 280-282, 285, 306
— баланса ур-я 90, 110, 145
— — коэфф., проц., сечения 88—90, 140—143,
165, 214
— — ударное 54, 88—90, 92, 140—143, 179,
ISO, 183, 187, 190, 281
Волновая функция 103, 196, 198, 203, 2О9-2Ю,
3WS3, ш,
Вшювм в туш, м облаках 27, 52, 56-59, 70, 99
Волчки мал. 216—219
Вращения мера ЯМ 120—122
Вырожд. сост. 100-101, 202-203, 216-217, 219, 224
Высокмоабужд. ур. 101—118, 202
■ысокоширот. (высокоекорост.) облака (туи.) 15.
18-21, 45. 48, 57, 294, 295
Вявпостъ 124, 181, 186
Галоши, комплексы 21, 23-24, 27, 39—48, 97
Галактика -• Ук. объектов
— антицентр 97-98
Галактики, активность вдер 45-47, 55, 58, 154, 158,
191
— вращение 15, 16, 52; 77, 96-97-98, 280
— гало, короны 19, 45, 46-48, 54, 154, 158
— диски 13-19, 22, 33, 43. 45-46, 48, 53. 57. 59,
97, 117, 119, 156, 275, 279, 295, 337
— лмиэовЯдныс (SO) 47
— неправильные (lr) 12-13, 15, 19, 33, 43, 47, 59
— спиральные (S) 12-17, 19, 24, 33, 39, 43, 47, 51,
59, 280
— типы 12, 13
— центр, области (ядра) 13-14, 19, 22, 26, 31—32,
36, 45-46, 48, 53, 59, 97-98, 307, 328, 332
*♦ — активность
— эволюция 44-48, 71. 275, 280
— эллиптич. (Е) 12, 13, 46, 48, 59
Галвктич. ветер, фонтаны **
Гало рентг. источников 300
Гамма-иЗл. 9, 12, 31, 36, 52, 54
Гаунта фактор 114-115, 177
Гаусса профиль ** Доплера
Гелий, ат. пост. 160, 161, 167, 174, 175 ** Ук. алем.;
Ук. мал.
Гетерогенная среда 317
Гигант, мал. облака (ГМО) 22, 25, 27, 31, 33, 35,
39, 44, 47, 234, 274, 280, 284-285 Мол. облака
Гидроксил ОН “► Р.-л.; Мазеры косм.; У к. мол.
Гиромагн. частота 100, 120, 241
Глобулы 22, 23, 33, 42, 56, 59, 68, 284, 285, 293,
294
Горячий М3 газ 19, 28—30, 33, 34. 54, 91, 144, 157,
179. 191, 261 -* Коронаяьн. М3 газ; ОСН; Рентг.
нал.
Градиент изотоп, состава 14, 16, 46
— распр. заем. 14, 16, 46, 280
— скорости газа 148, 240, 268
Графит 48, 259. 292, 306, 308. 331
ГУнда типы связи в мая. 199—206
Давление газовое 39, 152-156
— изл. 48, 67, 229, 300, 325, 333, 337
— магн.
— иасыщ. паров; парциальное 329-332
— поверхностное 330
Двухкв. (даукфотонные) рад.п. 65, 148, 179
Двухтемпературная среда 186, 187, 244
Двухур. приближение 86, 90, 145
Двухчастич. проц. 131 '♦Бинарные проц.
Деактивация 37, 64-65, И—90-92, 108-109, 141,
142—143-146, 180, 226, 242-244, 262 Рад.п.; Ст^
Ур.вн.
— коэфф. 88—90
Дебая т-ра 312
Деготь 264
Дейтерий *♦ Ук. элем. D
Декаметр, радиоизл. 105, 133
Дельта (О )-зл-ны 164—169, 181, 193, 263, 314
Десорбция 40, 49. 53, 258—264, 313, 334. 335—336
Детального баланса принцип 86, 88—90, 138, 142,
279
ур-В 96. 110, 129
Дефицит элем. 14, 16, 34, 50, 73, 270, 304, 306-309,
328
Дециметр, диапазон 198
Динамо аффект 12, 52, 71
Дислокации 258, 288, 306
Дисперсии мера ОМ 36, 118—120, 125
Дисперсия нал. М3 118—127
— скоростей М3 гаав 81-84, 96, 150
Диссоциация 168, 249—251, 287
— потенциал (порог, предел, эн.) 199, 207, 210,
248-250, 253, 255, 261, 270
Дифракция 297-290-299
Диффузия 93. 131. 335. 337
Диффуэн. М3 линии (полосы) вогл. ИК. М3
полосы; М3 л. погл. диффуз.
— свет Гал. 294, 304 Фоновое изл.
Диэлектрич. проницаемость 297. 299. 321
Диэлектроиная рекомбинация *♦
Донорные элем. 55, 116, 135—136, 143—144, 150.
151, 184, 189, 250, 267, 269-271, 295
Доплера полуширина и профиль 75, 76, 105
— ядро сп. л. 77—78, 80, 106, 236
— эффект 75, 82, 115, 241-242
Дублет 72, 190, 222, 239 -♦ Л-дублет
Дублета. отношения DR 83—84
Естеств. ширина сп. л. 105, 241
Жесткая система ур-й 133
Запрет, спл., рад.п. <*
Зародыши термодмнамич. фазы 330-332
Заторможенное яр. 221
Затухания пост. « 78
Звездообразование 21-26, 30, 31, 35*, 39—48, 49, 52,
58, 59, 68, 70, 117, 157. 180, 197, 228-230, 248,
254, 279, 280. 285, 293, 336
— задержки 46, 48
— индикаторы 25-26, 117. 275
Звезды Вольфа — Райе 24, 44, 56. 70, 328
— кислородные 307, 332
— красные гиганты 48, 230, 328-330
— новые 56, 57, 69. 328, 337
— первого поколения 197, 213, 247, 284
— Поздних со. классов 197, 215, 230, 3<)8, 328
— пульсир. 180, 231
— св.-новые 28, 42, 44, 46-47, 52, 57, 69-70, 157,
287, 316, 328-329, 335, 337 -* ОСН
— св.-гиганты 230, 328, 329
— сп. класса В 30, 44, 58, 62, 108, 117, 176
О, Of 44, 56, 59, 62. 70, 325
— типа Миры Кита и VY Б.Пса 230
Т Тельца 57, 285
— углеродные 307, 332
Зеемана эф. 51, 100—101. 224—226. 241-242. 326
Зельдовича фактор неравновесный кондеис. 331
Зоны (области) СП 55, 58, 61,63, 102, 108, 116—118,
176
— НИ (ионизов. водорода) 16, 24, 31-34, 37, 41,
42, 49, 55-58—68, 71, 83, 85, 91, 101—118, 132.
135. 139, 145, 148-149. 157, 175, 176, 179, 189-191,
250, 283, 307, 310, 311, 314, 315 “♦ Тум.; Ук.
объектов
— — вокруг тал. 45
340

гигантские 5Н2
— — границ* с HI 62, 68, 116-117, 267
диффузные 39-62, 67-63, 102, II), 191, 335
нал. 59—61, 63—66, 67, 101—118, 137, 179,
189-190
И К 60, 294, 295, 303—304
ионизация 58, 61—63, 114, 189
— — компактные, св.-компакт. 25, 31, 41, 42, 58,
61, 67, 117, 228, 307
концентрация 34, 59, 61, 64
мет. изм. 63, 65, 282
— — локализация 59, 117
низкой конц. и яркости 28-30, 33, 58-59
ограним, веществом или иэл. 61-62, 68, 295
пыль 66, 67, 303—304, 314—316, 335, 337
— — радмоиал. не пре рыв. сп. 65, 113, 115
— — размеры 59, 61, 67
реликтовая 68
т-ре 34, 59, 66—67, 115-116
мет. опр. 113-116, 282
эволюция 67—68
— Hell, Hell! 49, 62-63, 116, 295
Избыток цвета 49. 286, 292—294, 305, 317, 319
Излучение М3 54-55 "* по диапазонам
Иэобарич. проц. 129
Изомерия мол. 221
Иэотопич. фракционирование 275, 277—278
— сдвиг 101
Изотопы 16, 23, 35—36, 46, 53. 211-212, 275, 277
-* У к. элем.; У к. мол.
Изохорич. процесс 129
Инверсионные кол. 219—220
Инверсия населенности ур. 231-233, 237-238, 242-
243—244
Индикатриса рассеяния 74, 295, 299—300
пыли 50, 58, 274, 295, 296, 299-300
Икдуциров. нал. 74, 86, 90, 92, 94, 108, НО, ИЗ,
231—232, 235, 243 Мазеры; Эйнштейна коэфф.
Инерции момент / 211-212, 216-217, 319-321, 323, 325
Интенсивность иэл. /у 90, 93
усредненная по углам /у 92
Интеркомбииац. рад. п. 206
Инфракрасный избыток 328
— иэл. непрерывное 30-32, 41, 50, 56, 60, 63, 66-67,
71, 132, 144, 148, 176, 229, 278, 285, 291, 301» 305,
“► Пыль, им.
— линии 23, 35, 38, 61, 66, 106, 140, 145-147, 149,
180. 197, 234, 237-242
— источники 41, 42, 55, 61. 67, 70-71, 240, 302-304
— М3 полосы 304, 306-307
им. 277, 288, 303, 305, 307
погл. 50, 208, 303, 305, 307
— циррусы 30
Иониэаииом. баланс 129—135, 139, 143—144, 181-
182, 191-194
ур—я 61, 107, 129—134, 152
метод решения 133
— параметр g 191
— равновесие 37, 38, 61—63, 129, 133—134, 137,
170, 181-187, 192
— сост. газа 34, 37—38,73, 82-83, 128—135, 158,
169—193
— фронт 41, 42, 67-68
Ионизации потенциал <порог> 55, 66, 105, 115-116,
135, 158, 160, 168, 211, 248, 250, 279-272
— ат. и мол. проц. 135—139, 158—167, 169-172,
250, 252
— скорость £ 136
— степень х 36, 39, 40, 51, 58, 61, 88, 116, 117, 119,
154, 165-167. 184. 244, 272, 316
— цена W 166
Ионизация ассоциативная 248
— дельт*-ж*-ивми 165, 166—169, 193
— донорных элем. 143—144
— КЛ 163—164, 187—188
— мол. и мол. облаков 38, 51, 53. 168—169, 251-253,
267, 269—274
— неравновесная 181, 185-187, 190
— ударная 108- III, 138, 159, 172, 174-176, 180-181-
182
— тепл. 170, 181—185, 190, 192, 314
— тепл, эл-мвми, коэфф. 170
Ионизующее им. 133 Проник, рад.
Иоино-мол. реакции 39, 53, 55, 256—258, 266,
268—274. 276, 288 “* Перезарядка
Ионы 58, 131 “* Ук. элем.; У к. мол.
— высокозарядные 16, 28, 174, 176, 190
— голые ядро 183, 186
— Н—подобные 67, 102, 139, 148, 158, 161, 174, 179
— Не-мдобные 67, 148, 174, 179
— Li-подобиые 162, 174
— мол. 23, 24, 72, 136, 171, 248, 249, 252, 257
268-273, 276, 278 Ук. мол.
Источников функция Sy 94
Истощение элем. 73 "♦ Дефицит элем.
Ко—линии рентг. 36
К-удвоеиие 219
Каверна местная 28—30
Каверны М3 28-30, 34, 44, 70, 157 -* Горячий М3
газ
Квазары 58, 73, 157, 158, 191
Кваэимол. 142, 171, 255, 331
Кв. число вр. мол. J 81. 203, 210, 212, 216-217, 220,
222, 224, 237-238, 278-285
— — иссфсрич. волчка X 216, 219, 237
главное / 101, 103-104, 108-116, 204, 205
кол. v 206, 220
магм. М 90, 100, 104, 203, 204, 224-226
— — орбитального момента эл-иов L 203—204
поли, момента F 85, 86, 100, 222, 224, 225,
240
эл. момента ат. I 72, 81, 139, 203, 204
— — спина эл. оболочки 5 203—204
— — четности Р "♦ Четность
Л мол. 204, 221—223
Z.Q мол. 204, 212
Кинематич. расстояние 96, 97, 117
Кирхгофа закон нал. 301, 304
Клапейрона — Клаузиуса ур-е 329
Кластер 331
Коагуляция 305, 316, 326, 334—335
Кокон пыл. околоэя. 40, 42, 58, 67
Колебания мол. я»
— нулевые 207
Колмогорова закон турбулентности 76, 126
Кометы 197, 305, 307, 335
Комптона эффект 162-164, 179, 191
Конверсионный проц. 214 “► Ст. обменное
Конденсации Мол. облака; Мазеры; Тум.
Конденсация паров 328, 329
Константа скорости элем. проц. 87—88 Коэфф.
— — хим. реакции Хим.
Конц. -» Зоны НИ; Лучевая конц.; М3 газ; Мол.
облака
Коридоры горяч, газа 34, 44, 157 Горячий М3
газ; Каверны
Корона Солнца 28, 134, 176, 181
Корональн. М3 газ 19, 28—30, 33-36, 44. 54. 73.
157, 310, 314, 315, 336-337
— линии 187
— предел 65, 133—134, 181
341

Космич. лучи lt—12» 31, 36, 39, 51-52—53, 54, 71,
91, 132-135, 144, 149» 137-158, 163—164. 166-167—
169, 171. 181. 184
внутри мол. облаков 269. 272—274, 285
воздействие на гав 163—164, 167—169, 181,
184, 187—188 -* Нагрев; Ионизация
пыль 263, 264, 288, 314
давление 43, 45, 53
— — иерелятиа, “► СубКЛ
потери эн. 163—164
протоны 31, 36, 164, 168-169
эл-ны 31, 36, 51—54, 69, 92, 191
ядра 52, 53, 263 “♦ протоны
Коэфф, скорости влей. проц. 87 Ст.; по на».
Краме рса формула 114
Краисрса — Крон ига соотношение 299, 327, 328
Кривая роста 78—83
построение из набледений 78, 81—83
Кристаллизация 331, 333
Критич. конц. (плотность) ЛсГ 64-65, 91, 134,
145—146, 148, 226, 243, 280
Круп ноше иггабная структура М3 газа 42-45
Кулона взаимодействие 149, 163, 165-166, 168, 181,
187, 196, 263, 274
Лаймана полоса Н2 81, 251, 253, 272, 280-282
— серия HI 63, 66. 101, 138
линия La 16, 37, 63, 65, 81, 145, 148, 149,
180, 294: 303
16, 37
— континуум 62, 138, 157, 167, 183, 303
Ланде множитель g 100, 241, 242
Лармора частота 100, 120, 241
— радиус 316
Лед грязный 49, 262, 263, 297, 308, 335, 336
— Н2О, N113, H2S, СО 259, 306, 307
Ленгмюра частота 118, 163
Линии погл. М3 <*; — ср.
Линии сп. по диапазонам сп.; Рад.п.
ат. и ионов запрещ. 54, 60, 64-66, 85, 146,
149. 176, 190
оптич. И9, |go, 190
индивид.: водорода -* по иаза. сп.
серий; Р.-л.; Рск.р.-л.; 60, 102. 103, 114, 116
гелия 37, 60, 114, 167
др.; ЦК 60-61, !40, 147, 180, 189
— оптич. 60, 72, 84, 189-190
— — радио 60, 103, 114
рентг. 179
УФ 16, 28, 34, 60, 84
магн.-диподьнмс 85, 181
охлаждение 144—149, 179—180
разреш. 54, 65, 79, 173, 176
— — — эмиссионные мет. опр. параметров
газа 63-65, 93—101
мол. “* рад.п. мод.
индивид.: водорода Водород
ИК 218, 238
радИО -► р _л. со, ОН HjO; 198, 223,
238, 284
— — поляризация 100—101, 225, 226, 228
пыл. индивид. 50, 208, 277, 286-288, 292, 294,
303-307
— — резонансные 176
сателлиты 176—177
— — силы осцилляторов **
Лоренца крылья 77—78, 80, 81, 236
— профиль 77, 105, 106
Лучевая конц. 74—75, 76, 79, 169. 279—282
водорода 81, 253, 279-282
мет. опр. 82—84, 279-283
— скорость у? 96, 241
Лямбда (Л) дублет, удвоение 222—226, 238, 239
Маги, восприимчивость % 320—321, 323
— взаимодействие 85, 224
— давление 40, 43, 45, 53
— момент 85, 202, 222, 324
— поле вмутримол. 199, 201-202, 224
индукция В 120. 121. 185-186, 240. 316, 320
М3 II, 12, 31, 37. 40, 43, 49, 51—52-59, 70,
90, 100—101, 120—122, 186, 224, 226, 240, 241,
285, 318, 320-322, 326, 336
мет. изм. 51, 100—101, 120—122, 326
пыл. наведенное 324
ориентация 320—326 •* Пылинки
Мазарк. линии 227, 232, 233, 239
— эф. 94, 111—113, 227, 231, 235—236, 242-244
Мазеры космич. (М3) 10. 26—Л. 31. 35. 41, 71, 132,
224, 226—244, 274 -♦ Мазери. эф.
гнезда 26, 228, 229
конденсации 26, 33, 51, 226, 228-230, 236,
240-242, 274
на рск.р.-л. 111—113
наблюдения 26—27, 226—230
насыщенность 235—237, 241
— — оптич. толщина 113, 235, 236, 240—242
*** отвеоытме 226
переменность 26, 226, 229-230. 237
поляризация 226, 228, 242
профили линий 229. 230, 236—237
режимы работы 235—236
светимость 26, 227, 230
сильные 26, 227—230, 234, 236
слабые 112» 227» 242. 282
строение 26, 228—230
СН3ОН 26, 227
НгО 26. 31, 227-228-230, 237—238
ОН 26, 31, 227—230, 244
классификация 228—230
тип | 228—230, 238-242
If 228. 230, 244
S1O 26, 227-228, 230
— КПД 232, 234
— лабораторные 220. 231, 233
— накачка 230, 232—236, 237—244, 274
— сток энергии 232, 233, 235, 237—242
— сужение линий 113, 236
Максвелла правило фаз 155
— распр. 37, 66, 76. 81, 84, 86, 88, 89. 114. 128,
142-144, 170-171. 174, 181, 186, 236, 244, 253-254,
314-315
— — отклонение 128, 149
Мантия пыл. “* Пыл. оболочки
Матричный элемент рад.п. 235
Маха число 186
Мегамазеры 26, 227
Межгалактическая среда 9, 21, 43-45, 47-48, 53-54,
91, 121, 158, 179, 337
Межоблачиая среда 19, 27, 30, 33. 39, 44, 98, 120,
153-154, 188
Межпланетная среда 124, 305, 334
Менэела фактор b 109—110-112, 113
Мера эмиссии £М 59, 64, 68, П4, 115
Мерцание, мст. опр. угловых размеров 124
— М3 19, 37, 121—127
замывание импульсов 125
^зремниость спектра иэл. 121, 125-126
— — модуляция интенсивности 122, 124—125
— — ореады 123
— — спектр неоднородностей 124—125
Местная М3 среда 28—30, 70
Металлы 48, 73, 81, 268, 273, 276. 306, 308, 320, 332
— скислы 48, 276, 288, 306, 322г-323
342

Метастабильные состояния Ур. эн.
Метровое радноиал. 105, 117, 133
М3 гав, давление р 38, 39, 41, 53, 67
— — движения пекулярные (хаотич.) 16. 19, 27.
44-45, 51, 77, 82, 96, 97
— систематич. 15- 21, 96-97
— — динамика 38-48, 53, 70-71
— — нал., изотопы, ионизация
концентрация я 9, 15, 17, 19, 22, 23, 26-28,
30, 33-35, 37-38, 41, 44, 58-59, 61, 76, 151, 243,
245, 279, 232, 284, 314
ист. опр. 63. 96—97, 243, 279, 282—284
— - локалиа. в гал. 15-21, 31-32, 35, 45, 294
масса 12-13, 31, 275
мет. мжбладд. 34—37, 72-127, 226-245, 294
— — распр. по типам гал, 13-14
состав 13-16, 34, 45-46
— — неоднородности состава 14, 35, 45 ** Градиент
т-ра 9-10, 19, 22-23, 27-28, 30, 33-35, 37, 41,
44. 48, 54, 58, 61, 69-70, 88. 116. 157, 197, 271,
281, 284, 314
мет. опр. 65, 95, 97—100, 280—284
фазы 33—34, 44, 99, 149
эвол., эл-яы
— линии погл. 9, 34, 54, 72—84, 277, 280, 295, 305
диффузные 50, 275, 286—288, 304
— оптич. 72, 84, 197
иол. 72-73, 197, 215, 278
— — — открытие, использование 9, 72-73, 76, 197
уф |б, 23, 28, 34-36 72-73, 81, 84, 277
мол. 73, 275-277, 279—282
формирование 73—76
чувствительность 76, 276
— мазеры, мерцания **
— облака HI (гаэопыл., диффузные) 27, 28, 33-35,
38-39, 44-45, 52, 56-57, 77, 88. 90, 98-99, 106,
136, 139, 188, 212, 253, 266, 267, 302, 307
возникновение 39, 43, 153-154
граница 156
движение 44. 45, 77, 150
ионизация 38, 88, 143-144
— — — количество 34, 293
— — — короны 28
маги, поле 51, 101
массы 27. 34, 44
молекулы 39, 251, 267—269, 284
— — — нагрев 149—151
— — — оклвждвпне 146, 149
— — — плотность, мет. нам. 27, 34, 96—97
погл. света 267, 293
пыль 320 -* пыль
— размеры 27, 34
свазь с туи. 56-57
столкновение 150—151, 285, 336
— структура 27, 28, 99
т-ра 27, 34, 88, 98, 99. 100, 150
мет. опр. 95, 97—100
— хим. состав 16, 73
— — мет. опр. 76, 81—85
— погл. (ослабление, экстинк.) 22-23, 39, 41, 49-50,
56, 117, 144, 190, 197. 250, 286, 291—294, 304
— — зав. от дл. в. (кривая погл.) 49-50, 291—293,
299, 304-305
ИК полосы (лики) “*■ ИК полосы М3 погл.
истинное 50, 291
ковфф. Лу 22, 49, 250-267, 274, 291, 294, 309
— — кривая *♦ — — зав. от дл. в.
— — мет. опр. 64, 293
открытое 9, 291
оптич. 49-50, 291—292, 294, 297
пик 2200 X 49, 288, 292, 294. 306
полосы оптич.: ИК "♦ М3 линии диффузн.;
ИК М3 полосы
А - 4v/£g.v 293, 305
селективное "* зав. от дл. в.
УФ 49, 50, 293—295
— поляризация **
— ПЫЛЬ -* ПЫЛЬ
— среда 9, II, 28, 33, 53, 55, 70
компоненты 11-12, 48-55
— экстинкция -*■ — погл.
Ми теория рассеяния 50, 296—299-
Миграция абсорбента 260, 323
Миллиметр, радиоизл. 101, 114, 198, 208, 210, 275
279, 301-303
Минералы 299, 308, 332
Молекулы 70, 132, 196-290 -* Ук. мол.
— асимметрии, волчок 216—219
— в областях HI 39, 251, 267—269
— валентная связь, насыш., иенасыщ. 255, 261-263
— яр. 196, 197, 210—221—223
— — внутреннее 220—221
ось 202, 213, 216. 223
сост. 210-213, 216-217, 253, 278-279
— время жизни, образования ^51—252, 266
— вымерзание на пыли 261-263, 306
— помоадср. 212-213, 218-219
— двухат. 23-24, 199, 206—207, 210-211, 214, 256,
276 -* Ук. иол.
межъядерн. расстояния ге 199-200, 207, 209-211
— деактивация 143
— дейтерированные 277—278
— изомеры 221
— изотопэамещ. 16, 23, 35, 196-197, 212-213
276—278, 280, 283
— кол. 50, 196-197, 206—210, 220, 230, 249, 252,
288, 306
пост. С 206, 211
— линейные 207-208, 210—215, 277
— локализ. в гал. 15, 27, 35. 39, 279—280
— — внутри облаков 267—274
— многоат. 24, 208—209, 250, 265-266, 271, 274
— нелинейные 207, 216—219
— номенклатура ур. эн. и рад.п. 203-205, 208,
214-215, 217-218, 225
— обнаружение 34. 36, 72, 197, 278
— органические 10, 23, 274
— ПАУ 277. 288, 306, 307
— потенц. кривые 199-200, 206-207, 209, 219-220
246, 249, 255
поверхности 198—199, 207, 219, 255
— разрушение 39, 41, 55. 70, 249—253, 256, 261,
264, 267, 269, 287—288
— симметрии. 207, 212-214, 216, 221, 257, 276-277
— симметрия сост. 204-206, 213, 222-226, 239
— систематика ур. Ур. эн.
— содержание 264, 267-269, 274-279, 295, 304
— типы связи по ГУнду 199-206
— трехат. 24, 208—209, 256 -♦ Ук. мол.
— тяжелые 198, 212, 215
— четырехат. 24, 265 “► Ук. мол.
— эл. сост. 198-206, 209
— — — несвязанные 199-200, 249-250
нижние 200, 222, 238, 246
— основные 200, 205, 211, 214, 222-223, 238,
247
связанные 199-200, 206, 246
— зл.-кол. сост. 2)2, 282
— зл.-кол.-вр. сост. 215, 223
— ядра 196-199, 212, 213, 219-220, 224
Молекулярная спектроскопия 196—226
тонкие эф. 196-198, 219—226 “* по назв.
Молекулярные облака 9-10, 21-27, 31, 33-34, 36,
343

38-40, 51, 55-57, 61, 67, 108, 117-118, 129, 140,
157, 167-168, 212, 230, 250, 254, 261, 264-265, 267,
277, 294-295, 307, 309, 333
внутр, движении 22, 31-32. 284-285
концентрация я 22-23, 34, 269-270, 284
размеры 22-23, 31-34
т-ра Т П-Ъ, 34, 269-270, 272, 278
граница Щ — Н I 267-269
атомы С1 140
над. Н2 267—269
гигантские **
ионизация 39, 55, 167, 267, 269-274
— — нагрев 273, 2ЯЛ
мелкие (маломассив.) 23, 29-30, 285
— — неоднородности, конденсации, сгустки, уплот-
нения 22, 33, 39-41, 51, 117, 226, 246, 275, 282,
286, 310, 332, 334
охлаждение 140, 180, 284—285
пыль’309-310
тепловой баланс 284—286
УФ изд. 267—274
эволюция динамим. 285
хим. 260
— области горячие 140, 180, 197, 215, 248
— пост. 211, 213, 219, 224-225, 250, 278, 294
Морзе потенциал 207
Мультиплетноеть 293—264, 237
Нагрев без ионизации 182—187
— дслъта-ал-нами 165-166, 168-169, 181
— КП 163, 181, 184, 187—188
— Комптона эффектом 162, 181
— М3 газа 37-38, 40, 44, 46, 53-55. 157-158,
188—182, 315
эоны Н 11 66-67, 151, 189
области Н I 143, 149—151
— объемны* 128—129
коэфф. Г 129
— рентгеном 162, 164, 181
— ударными волнами 181
— эф—гь G 135, 152, 185, 188—189, 193
Накачка 232 Мазеры
Налипания, эф-ть £ 266. 313-315, 334
Намагничивание 324
Населенность ур. ат. и ионов, промессы 87-93,
187—111, 137-143. 146449
расчет 37-38, 87-93, 107—111
мол. 231-23), 237-238, 242-244, 280-282
Насыщенные пары 260
Нафталин 288
Небулий 287
Нелокальное взаимодействие 242
Необыкновенная волна 128
Неравновесности фактор -♦ Мснэела фактор
Неустойчивость гравитац. (Джинса) 40, 155, 285
— Радея — Тейлора — Паркера 43, 53
— тепловая 39, 44, 131, 154—157, 185, 188-189,
192-193
— термохимическая 40, 131, 286
Нефтепродукты на пыли 264
Номер уровня Кв. число главное
предельный 105, 109
Нормальные моды мал. 120
Нуклеация гомогенная 330—331
— гетерогенная 331
— ионная 331
Области СП-* зоны С II
— Н 1 (ат. водорода) 27-30, 33-35, 38-39, 54, 61,
73, 81, 83, 86, 88, 92, 92, 102, 116, 118, 131, 143-151,
179, 310, 325 М3 газ; М3 облака
— — давление газа р 38, 151—154, 156
теплые 28, 33, 88, 91, 98, 120, 146-149, 154,
179, 261
— НИ-* эоны Н II
— молекулярные ** Мол. облака
Обмен зарядом "♦ Перезарядка
Обмена реакции 245, 253—254, 256
Образование молекул 39, 40, 245—274
газофазное 245—258
кинетика 265—267
месте 267—274
на пыли 258—262, 265—266
характерное время 266
Объемный коэфф, мал. 93—94, 114—115, 231, 236,
304
Обыкновенная волна 120
Одиочастичные проц. 131—133, 134
Оже эффект 161—162, 193, 263
каскадный 161—162
Окислы "* Металлы
Околозв. оболочки 9, 27. 197, 222. 227. 229-231. 254.
302—384, 305. 307, 310, 326, 328, 335-336
Оорте облако кометное 305
Опарина опыты 266
Оптическая толщина Т 74, 76, 94
Оптически активная среда 231, 235
молекула 276
Орто-, парасост. мол. 213—214, 218—219
ОСН 24, 26, 29-30, 36, 38, 44. 51, 54-57. 69-70,
157, 179, 181, 186, 190, 230, 336
Остаточ. интенсивность Гр 79
Осциллятор ангармонический 207
— гармонический 207—288, 220
— сила / 75-76, 79, 83, 98, 102-103, 207, 216, 235,
286
Отбора правила 205—209, 212—216, 218—219, 221,
224, 237
Отталкивание кв.-механич. 247, 255
Охлаждение за фронтом уд. в. 186-187, 244
— >он Н II 66—67, 180, 189
— областей HI 144—149, 151, 180
в сп. л. 139, 144—145, 147, 176
— Комптона аффектом 162—163
— космич. плазмы с тепл, ионизацией 183—186
— маги.—тормозное 185
— М3 газа 38, 44, 48, 54, 139, 169, 177—180
ВТ., ионами 54, 144—149, 177-180, 184
мол. 40, 140, 180, 184, 197, 198, 213, 244
— областей HI 145—149
— объемное |28—129
коэфф, (скорость) Л 128, 134, 145-449
— промессы 140-449 162-163, 177—180
— пылинок я»
— эф—гъ А 135, 146, 152, 182—185, 188, 189—193
Охлаждения течение 48
Очаг (область) за.—образования 42 “♦ Зв.-обраэов.
Пзрамагн. релаксация 320, 321, 322
характерное время 321-323
Пашена серия водорода 60, 63, 101
— скачок (8210 А) 66
Пекулярные движения М3 газа
Первич. состава газ 46, 184, 193, 197, 247-248
Перегрев ур. эн. 242—244, 282
Перезарядка 38, 136, 170—172, 193, 256, 268,
270-271-272, 278 *♦ Ионно-мал. реакции
— резонансная 171, 278
Перенаселенность ур. эн. III, 231 -* Перегрев;
Перенос мал. 86, 87, 93—96, 107, 132
ур-с 93—94, 98, 231, 235, 301
“Перья" в спиральных ветвях 44
344

ЛГ-мсэоны 36, 54
Плазма, плазм, турбулентность 19, 37, 53, 55, 65,
118, 120, 126, 158, 161, 164, 169, 176-177, 181,
185-186, 191
Плазменная частота 118, 163
Планетарные тун. <*; ** Зоны НИ
Планетоэемали 335 -* Протоплансты
Планка закон нал.; функция 37, 92-94, 189, 301, 303,
310, 312
Плотность ** Конц, (по типам объектов)
— эн. эл.-мтгн. изл. ру 90, 162
Поверхн. натяжение 330
Поглощение света в сп. л. 74—78, 94
закон Бугера закон
— —■ истинное 74, 145, 291, 300
коэфф, ат. 75, 94-95
в сп. л. 75, 94
профиль 75, 76—78, 236 по
наза. профилей
истинный 111, 231
линейный Оу 94, 301
Эйнштейна **
эффективный Ор 94—96, 111—112, 231
М3
нейтральное 305
отрицательное 94, 112—113, 231
пылью 49-50, 297—299, 301, 311, 312
— — тормозное (свободно-свободное) 113
Подуровни энергии 84—93, 100-101, 104, 106. 203,
222, 224
Позитроны, позитроний 31, 36, 54, 183—185
Покраснение М3 ** Погл. М3
Поле излучения 93, 242, 297
Полимеризация, полимеры 264—265, 309
Полухемосорбция 258—259
Поляризация ат., мол., пыл. 103, 163, 256, 258, 260,
315, 331, 334
— излучения 93, 120. 325
круговая 51, 100, 120, 225, 228, 242, 325-326
линейная 100, 120, 121, 225, 228, 317, 322
М3 28-30, 49, 51, 71, 304, 317—328, 334
круговая 326—328
линейная 51, 317—319, 326—327
происхождение 320—326
— пятно Тинбергена 29
сп. л. ”♦ Р.-л. Н1, ОН
степень Р 317, 327
туманностей **
— радиоизл. 26, 120 -► Фарадея эф.; Р.-л. HI, ОН
Поток излучения Н 74
Правила отбора **
Предбиологич. соединения; эвол. 266, 274
Предиссоциация 210, 287
Предыонизация 287
Преломление радиоизл., показатель 118, 120
— света 296, 297, 327
показатель я 50, 118, 120, 296—297, 321, 327
Приведенная масса 88, 256
Притяжение кв.-механич. 256, 257
Проникающая радиация 38, 39, 151, 154, 158, 164,
167, 263, 266
Протогалактики 46, 154
Протозвеоды 24, 26, 40—41, 52, 58, 67, 71, 144, 148,
229-230, 241, 245, 272, 275, 284-285, 302, 312, 316,
335-336
Протон 85, 87, 89, 164, 168-169, 174, 210, 214, 219,
224, 275, 313-314 “•> КЛ; Ук. элем.: НН
Протопланетные образования 26, 52, 229, 245, 274,
305, 316, 335
Профиль линии 73-75, 106-107, 112 -* Уширение;
по наэв.
Пули М3 41, 229
Пульсары 19, 36, 37, 52, 69, 118, 119, 121, 124-127
Пылевые оболочки 302-304, 328
Льдообразование 50, 270, 276, 307, 328—335
Пылинки аморфные 48, 258, 260, 263, 331
— воздействие проник, рад. 40, 263—264, 273-274
— вращение 319—320, 323
—' вытянутые 321, 322, 325
— гиротропице 325-326
— графитовое 48, 259, 306, 308, 331
— движение 48, 300, 324—325
— двухслойные 296, 308
— дезориентация 322—323, 324
— дефекты 313 “► — кристаллин.
— диэлектрические 298-300, 315
— закручивание 319, 323—324
— зародыши 330-333
— ионизация ** Фотоэмиссия
— коагуляция 305, 316, 326, 334-335
— кристаллин. 48, 258-260, 288, 306, 331—334
— крупные О I мкм) 305
— магн. свойства 320-324
— мелкие 299, 300, 305
— мельчайшие К 100 X) 277, 305, 312-313, 331, 334
— миграция адсорбентов 260, 323
— миоговдерные 334
— нагрев 66, 70, 144, 262, 263, 310
— налипание зарядов, ат. мол. 49, 266, 313-314, 319
— намерзание газа 49, 271, 333-334
— оболочки 48-49, 67, 259, 262-264, 288, 306,
336-337
— образование -* Нуклеация; Пылеобразомние
— окисломсталлич. 48, 288, 306, 308
— ориентация 51, 58, 304, 319—326
— отрыв мол. “* Десорбция
— охлаждение 48, 66, 311—312, 313
— поверхность 49, 258, 260^273, 288, 304, 334
— показатель преломления П 296-297
— плотность р 296, 303, 308
— полимерные пленки 264, 308
— работа выхода эл-на 136, 314—315
— прецессия 324
— радиоактивность 316
— размеры 50, 58. 60, 277, 304—305, 337
— — мет. опр. 50, 304
— разрушение 41, 67, 184-185, 335—336
— рост 313, 333—335
— силикатные 48, 308, 316, 332-333
— состав 48-50, 73, 259, 305-308, 332-333
мет. опр. 50, 304—308
— спекание, адгезия. 335
— сплюснутые 321, 325
— столкновения **
— строение 296, 308—309
— — мет. опр. 304, 308
— сферические 297—299, 313
— т-ра 49, 66, 259, 263-264, 272, 301, 302, 310—313
мет. опр. 304
расчет 311—317
скачки 313, 334
— теплоемкость С 312, 313
— углеродные 288, 308, 314-316, 331-332
— форма 51, 58, 296, 304, 319, 325-326, 334
— химические взрывы 262—263, 264
реакции на лов. 245, 256, 258—265, 266
— цилиндрические 296, 321
— чешуйки 288, 334
— эволюция 336—337
— эл. заряд 9, 12. 49, 55-56. 150, 313—317, 334
— — поле; потенциал ф 314, 316, 334
345

— эл-ны свободные 312-313, 320
— электропроводность 299, 320
— эмиссия частиц “* 314—316 Фотоэм.; Автоэм.
— одра 48, 50, 288, 306-308, 332-337
Пыль II, 12, 14, 16, 22, 24, 29, 36, 39, 40, 41, 48—51,
52-61, 70, 96, 117, 167, 177, 258—267, 279, 291—337
— альбедо; индикатриса
— горячая 304, 310, 328
— нал. 49-50» 54-56, 59-60, 66, 145, 148, 197, 291,
301—305, 310-313, 322 -» ИК мал,
спектр 301, 303, 313
— ИК полосы ИК полосы
— количество (масса) 50, 303-304, 309
— компонент плазмы 316-317
— локализация 293—294
— охлаждение М3 газа 144, 148, 184—185
— погл. изд. 49-50, 63, 145, 148, 160, 251, 297—299,
303, 304
— тепловой баланс 145, 310—313
Радиатианый процесс Рдднзи.; Фото-..,
Радиац. захват 246—248, 250
— переход, процесс 110, 233, 242, 279, 281 -* Л.
СП.
двухфотонный -* Двухкаантовый переход
дипольный 205-206, 213, 223, 226, 235
запрет. 141, 173, 208, 216, 224, 247, 276
индуцированный **
квадрупольный 207, 213, 214, 280
магн.-дилольный 85, 141, 207, 235
молекул, яращат. 140, 198, 200, 212, 230,
234-235, 264, 276, 279, 284
запрет., разреш. “♦ Отбора правила
инверсионные 219—220
кол. 197-198, 206-209, 234, 276, 279
— кол.-вр. 214—215
ннэкочастаг. Мел. сл.-скопив, тонкие
эф»; мол. вр.
обозначения 206, 210, 213, 215, 225
— эл. 196, 198, 205—286, 210
эл.-кол. 209—210, 282
эл.—кол.—ар. 200, 215—216, 278
— — правила отбора “* Отбора правила
разрешенные 205, 206, 212, 213, 226, 246
спонтанные 63, 90-92, 94, 108, 131. 134, 144,
145, 176, 231. 234-235, 237, 243
— рекомбинация **
Радикал 223, 255, 258, 260, 262-264, 309, 331
Радиоактивность 131, 316
Радиоиал. длинноволн, 9, 12, 54, ИЗ, 118, 137
— М3 дисперсия; мерцания **
— нетспловое 51, 52, 69, 91, 92, 98, 104, 326
— тепл. 54, 60, 66, 70, 91, 113-114, 226-227, 303
Радиоинтерферометрия 35, 227-230
Радиоисточники 31, 35-36, 60, 91-93, 98, 117, 121,
124-125, 326
Радиолинии в погл. 32, 98—100, 117-118, 226, 230,
284
— ОН 18 см 26, 198, 222—226, 230
Зеемана эффект 224—226
мол. пост. 222, 224-227
— мазеры “* Мазеры
наблищения 226—228
поляризация 225—226
— происхождение 222—224
кроме 18 см 222, 227
— СО 2,6 мм 15, 35. 138, 212, 279, 283-285
др. 212
— HI 21 см 84-101, 226, 241, 243, 280, 294
ат. пост. 85, 88-90
процессы 87—90, 91—93, 100-101
в нал. 35, 96—98, 243
— в погл. 35, 98—100, 117
— Зеемана эффект 100—101
интенсивность 85, 93—98
— — — мет. нам. кинематики газа 96—97
— — — — — концентрации я 96—97
магн. поля 100—101
— т>-ры газа 95, 97—98
населенность подуровней 87—93
оптмч. толстый газ 92, 95, 97—98
— толщина 96-98
— — — — тонкий газ 96—98, 241
открытие 34—35, 85
йоляркзания 93, 100-101
— Н2О 1,35 см 26, 218, 219, 227, 238
Радиоспектроскопия 210—226, 304
Разбрызгивание пылинок >84-185, 336, 337
Расположение, рвспр. по иазв. объектов: Лока¬
лизация
Распространенность (содержание, обилие) элем.
13—15, 36, 45, 61, 73, 151, 159, 265-266, 306
— изотопов ”*■ Изотопы
Распыление 336
Рассеяние родиоиал. 121—127
— резонансное 63, 74, 89
— света пылью 49, 54, 57, 291, 294-296—300, 302,
304 -* Мн теория
Расщепление ур. эн. 90, 100-101, 104, 106, 203, 214,
219—226
— св.—гонкое 84-85, 139, 222, 224, 238-239
Реакционная координата а 255
Резонансные род. п.» л. сп. 73, 76 Л. сп.; Рад. п.
Резонансы в ат. сечениях 143, 143
Рекомбиивц. нал. 54, 65-68 Рек. р.-л.
— радиолинии 34, 54, 55, 60, 63, 101—118, 284
ат. постоянные 101—103
процессы 101—III
влияние внешнего нал. 104, 106
водорода 34, 60, 113—116
гелия 34, 60, 116, 117
— — диэл. рекомбинация 111, 116-117, 118
— — интенсивность III, 113—115
коэфф, погл. 111—113
магнии 102, III, 117
— — мазерный эффект 111 — 113
— — Мснаела фактор 6 109—111, 112
мет. олр. кинематики газа 117
содержания Не 117
т-ры 113-116
— — — — турбулентных скоростей 117
населенность ур. эн. 107—111, 116
номенклатура 102
— — открытие 102
— — поглощения 117—118
— — предел возбуждения атомов 105
серы 102, 117
углерода 55, 60, 61, ill, 116—118
— — уширение 105—107, 117
— — Штарка эффект 183—104
— — эквивалентная ширина 115, 116
Рекомбинации 38, 61-63, 67, 68, 108, 136, 143, 167.
180, 181, 270
— диссоциативная 136, 246, 249—250, 257-258. 271.
273, 288
— дизлектронная 38, III, 116-118, 136, 169, 172—178,
181, 193, 249
подавление 175-176
через запрет, уровни 174-176
— — сателлиты 176—177
— охлаждение газа 177—179
— перезарядкой Перезарядка
— радиационная 38. 64, 108, 132, 136—139, 171-172,
174-175, 177—179, 181, 186. 271
346

индуцированная 111
коэфф. (скорость) Ct 62, НО, 116, 137—139,
167, 174
молекул 249
— типы 136, 172
— тройная (ударная) 108—111, 136, 172
— характерное время 44, 68
Реликтовое нал. 242, 275, 271—279
т-ра 279, 214, 313
Рентг. источники 158, 162, 179, 191
— линии 36, 38, 69, 176, 179
— нал. 28-30, 36, 38, 48, 54, 58, 61, 67, 69-70, 135,
151, 152, 157—162, 164, 170-171, 181, 184, 191—193,
264. 314
мягкое 36, 44, 55, 151-158, 167, 263, 294
Ридберг (Ry) 164, 165
Ридберга постоянная 101, 102, 109
— ур. »и.; состояния 101-102-103, 202
— формула 101
Римы 59, 68
Росы точка 48, 329, 332
Ротатор жесткий 210, 212
Рукава гал. "♦ Спиральные ветви
Рэлея рассеяние 299
Рэлея — Джинса участок спектра 95, 278, 302
Сажа 308, 331
Сантиметр, радиодиапаэон 101, 114, 198
Сателлиты диэл. 176—177
Саха — Больцмана ф-ла 108—110, 111, 114
Сверхоблака 21, 22, 24. 25, 30, 39, 46
Сверхтонкое расщепление **
Световое эхо 57
Свободно-свободные рад. п.~*Тормозное нал., погл.
Связи ^ипы моментов в атомах 201, 206
— — — — молекулах 201—206
— энергия “* Иоииэ. потенциал; Диссоциации
Селективное погл. 292, 296 М3 погл.
Серкове кого формула 319
Сечение гаэокинетич. 141, 165, 254, 257
— погл. в сп. л. к 75 Погл.
Сигнальные уровни 231—236, 238, 239, 284
Сила линии 235
Силикаты 48, 50, 292, 306-307, 332-333 ■* Ук. мол.
Синглет 205
Синхротронное нал. 31, 53, 54, 86, 91, 191
Скопление галактик 45, 47, 48, 179
Скорость альфеновская 186
— групповая 118
— фазовая 118, 120
— элем, процесса 86, 87, 131
константа (коэфф.) 86—87, 131 -► по типам
проц.
Сливового пудинга модель пылинки 334
Слоновые хоботы 42, 59, 68
Смешанные ал. сост. ат. и мол. 202—203
Содержание молекул **
— элементов 332 “* Рвспр. элем.
Состояния ур—е 38, 151—154, 155, 185, 255
Спины, ориент. 85, 210, 214, 219, 224, 246-249
— электронов 85, 201, 202, 224
— ядер 84, 210, 213—214, 219, 224
Спиральные ветви (рукава, узоры) 18-24, 28-34,
38-39, 43-44, 47, 51, 59, 97. 117, 156, 284-285
— волны ударные **
Спирты 219, 220 -» Ук. мол. СН3ОН, СН3СН2ОН
Статистич. равновесие 86, 107, 132, 134, 138
ур-я 107, 110—111, 129
— вес ур. эн. g 82, 89, 90, 91, 103, 109, III, 142,
214, 216, 231, 281
Стационар, среда 13h 133, 180-181, 184-185, 193
Степенные сп. 50, 53, 92, 106, 191-192, 302, 305
Стокса параметры 1,0» К 93, 317, 322, 327
Столкновения (удары; ст. проц., переходы С) 87—90,
108, 110, 233, 242—243, 280-281, 310
— атомные 140-143
— атом-атом 87, 89, 91, 106, 140, 146, 147, 180, 183,
184, 246-248
ион 87, 89, 90, 106, 163—164, 168, 184, 247,
248 ** Перезарядка
фотон Рад. п.; рассеяние; Фото-...
эл—н 65, 87-90, 106, 108, ПО, 140—143, 146-147,
165, 170, 175-178, 180, 183-184, 244
— бинарные 87, 89
— ион-фотон ** — ат,—фотон
эл-н 115, 136-139, 141—143, 165, 170, 172—177,
180, 184, 244
— константа (коэфф.) 83-87,143-144 по типам ст.
— мол.—ат. 141, 143, 180, 213, 247, 248, 253 -* Обмена
реакции
Н2 + Н 143, 168, 214
— — ион 168—169, 214, 256—258 Ионно-мсл.
реек.
мол. 180, 247, 253-257, 285
Н2 + Щ 143, 213
фотон 250—253
эл-н 244, 249, 250
— обменное 141, 214
— правила отбора 237
— пыл.-ат. 258—263, 266, 269, 310, 319
ион 263-265, 313—315
мол. 258-263, 310, 319
пыл. 336
фотон 263-265, 315 ■* Фотоэм.; Погл. света
эл-н 313—315
— сечения 87-88, 141-143, 159-167, 171, 244
— скорость 86—87
— тройные Трехчастич. проц.; Рек. тройная
— тяжелых ат., мол. 141—142 по типам ст.
— упругие 106, 144, 150, 165-166, 168, 244
— эл-н - фотон -* Комптона эффект
эл-н 166, 183, 184
Стремгрсна эона 56 “♦ зона НИ
Стряхивание эл-нов 161—162
Субкосм ич. лучи 37, 53, 151, 152, 154, 157, 163—164,
167—169, 184. 188, 261, 272
Сублимация 33S—336
Субмиллиметр, диапазон 35, 56, 198, 208, 211, 237,
238, 273, 275, 279, 283, 310
Суперпарамагнетизм 322
Темные облака 9, 23, 33, 97, 269—271, 277
Температура Т 37, 39, 66, 88, 89, 128
— антенная 95
— ат., мол. 66. 234, 244
— вмерзания мол. 259, 260
— возбуждения Тсх 91, 93, 94, III, 128, 231, 233,
243, 278, 280-282, 284
отрицвт. 232, 233
— газа М3
— излучения радиационная
— ионная 69, 128, 186, 244
— кинетическая 88, 92, 95, 128, 243, 251
— конденсации Т\ 16, 307-308, 323, 329, 332
— пыли Пылинки, т-ра
— радиационная Тг 93, 242
— спиновая Тх 91, 93, 94-99
— электронная 69, 128, 186, 234, 244
— яркостная Ть 95, 98, 105, 117, 227
Тепл, баланс 128—135, 152, 162-163, 311-312 ■*
Нагрев; Охлаждение
— насос 232—234
— равновесие М3 газа 37, 38, 152-154. 285
347

— сост. газа 37—38, 130—133, 158, 169—193
областей HI 144—151
Теплоемкость 129, 214
Теплопроводность 128, 131, 155, 156, 177, 263, 316
— электронная, коэфф. 156
Термалимцмя 144, 166, 226, 234, 263
Термодинамнч, рван. 37, 61, 86, 88, 91, 92, 107, 109,
111—112, 129, 142, 146, 226, 301
Термы ат. и ионов основные: тонкая структура 54,
139—140, 146, 176, 180, 247 -* Ур. эн.
2р, Зр, 4S°, др. 139, 140. 146, 179
Водород; Ук. элем.
— мод. пересекают. 246, 248, 249, 255, 287
электронные 72, 198, 205, 206, 221, 223. 247,
248 -* Ук. мод.
систематика 203-294—205
Томсона сечение 160, 162
Тормозное (свободно-свобод.) им. 36, 52, 54, 60,
66-67, 113. 114, 177, 183, 189, 191
— поглощение 112, 132
Трехур. система 232-235 Мазеры
Трех частим. проц. 132—133, 245—246. 332
Триплет 146. 147, 205
Тройная точка 329
Тройные столкновения 332 Трехчастич. проц.
Тугоплавкие соединения 48, 308, 328. 332
Туманности 9, 24. 33. 34, 51, 54. 55—70, 144 -*
Зоны НИ; ОСН
— бикоиические (биполярные! 40-41, 319
— газовые 34, 54, 56, 61, 65, 86. 87, 114, 118
— — излучение 54, 101-118
— диффузные “* Зоны НИ
— ИК 56 -* НК источники
— ионизованные излучением 58—68 ■* Зоны H1I
— кометарные 42, 57. 68
— нагрев 55, 65—66, 68—70 -* Нагрев
— неоднородности, уплотнения 56-59, 67-69
— огранич. веществом или им. “► Зоны НН
— отражательные 24, 50, 55, 57—58, 68, 117, 294,
304, 319
— переменность 57
— планетарные 19, 46. 56, 59-62, 67, 70-71, 102,
111, 116, 145, 190-191, 307, 328
— поляризация иэл. 58
— пылевые 34, 56, 61
— светлые 24, 34, 42, 55, 56, 68
— созданные уд. в. 56, 66, 68—70, 190—191
— состав 61
— строение 51, 56-57, 59, 67—68, 107
— темные 24, 51, 56, 293
— эволюция 67-70
— эмиссионные (самосветащ.) 24, 33, 34, 55
Туннелирование кв.-мехвнич» 220-221. 249, 256, 260,
264, 287
Турбулентность 40, 67, 76. 77. 105, 117, 124, 126,
181, 241, 285, 335 -* Плазма
— мет. нам. 284-285
Тяжелые частным 88, 140, 141
— элементы 14, 34, 45-46, 48, 50, 53, 59, 64, 66-67,
116, 161, 170. 171, 175, 179, 180, 190, 193. 208, 270,
284, 309
Углеводороды 309, 331 "♦ Ук. мод.
— ароматические 277
подицмклич. (ПАУ) 277, 306, 307, 331
Углеродная основа жизни 266
Ударные водны 37, 38. 41, 42, 44, 47. 52, 56,
66-68—70, 131, 150, 151, 177, 180-181, 185—187,
189—191, 197, 229, 230, 234, 248. 254. 279
— — бссстодкновительмые 186
радиационные 187, 244
— — роль пыли 316—317, 336—337
— — спиральные 39, 43, 47, 126, 337
фронт 185, 186, 244, 316, 336
— процессы -♦ Сг^ Уширение
Ультрарелятмвмстскмй газ 183
Ультрафиолет, мм. М3 12, 23, 28, 30, 37-39, 44,
50, 54-55, 58, 61-62-63, 66, 68, 108, 135, 143-144.
149-150, 188—192, 234, 250, 256, 258, 261, 266-269,
285, ЗОЭ. 310-312
— — вторичное 167, 181
жесткое (А < 912 X) 38, 45, 49, 55, 62. 66,
133. 135, 150, 151. 157, 167. 188, 285
— сп. л. 38. 54, 66. 73, 179, 183
мм. 197, 206, 252, 253, 280-282
Уровнь энергии автоионизаиионные 173
ат., систематика 201, 203—204. 206
водорода *♦ Водород
время жизни 73-74, 105
выссковоэбужд. 101—118, 131, 138, 173, 175
— — деактивация -* Деактивация
заселение рек. 63, 107-111, 137, 175, 187
метастабильные 64-66, 132, 141, 148, 173, 176,
179
— — молекул вращательные 35, 129, 168, 200,
210- 219, 222, 234, 278-282
колебательные 168, 200, 219-220, 234
-г обозначения "* Мол. номенклатура
— — — электронные 198, 221, 234
Уширение со. л. 77, 105—107
давлением 77, 81, 105, 241
доплеровское 76, 96, 105, 240, 241
излучением 105—106
— — — ионами 106
— — — квазистатическое 105-106-107
— — — иодное 107
— турбулентность 76-77, 105
— ударное 105-106
предыомнмимей, предиссоциацией 287—288
— — — частицы на Лоа. ныл. 288
— — — штарковское 104-105
ал-нами 106
Фазовый переход 329
— экран 122—124
Фазы термические гам М3 **
— — устойч. 156. 193-194 -* Неустойчивость тепл.
— — — границы 156, 177
— термодинвмич. 329—330
Фарадея эффект 36, 51, 120, 151, 326
Ферми механизм 52
Ферромагнетики 323
Флюоресценция 36, 74, 197
Фойгта профиль 75, 77—78, 80, 106
Фоновое им. Галактики 54. 55, 86, 91, 104-106,
294-295, 316, 326
Фонтаны галактические 21, 45, 47-48
Фотодесорбция 262, 310, 336
Фотодиссоциация 168, 250—253, 258
— двухступенчатая (для Hj) 251—253, 267
Фотоионизация ат. и ионов 61, 66. 108, 110.
135—136. 143, 150, 158—162, 164, 176
— молекул 250, 251
— пылинок Фотаэмиссия
— сечение 136, 138, 158—161
Ситона аппроксимация 158
эффективные 160—161
— скорость $ 136, 143, 250
Фоторекомбинаиия 136 -* Рек. рад.
Фотоэмиссия 12. 48-49. 55, 133, 136, 150, ЗЮ,
314—315
— вторичная 314—315
— работа выхода 136, 314, 315
348

Фотоаффе^ Фотоэмиссия
Фотоэл-мы 314-315 -* Фотоэмиссия; Дельта—эл-ны
— излучение 316
Фрагментация 40
Франка — Кондона правило 209—210, 252
Фраунгофера дифракц, картина 293
Френеля условие 124
Френкеля ф-ла десорбции 259, 335
Фронт ионизационный; уд. в. **
Фуко токи 321, 324
Хайлеса облака 97
Характеристическое нал. 161
Хемодесорбция 262, 336
Хемосорбция 258—259, 333, 334
Хербига — Аро объекты 41, 228, 229
Хим. взрыв 262—263, 335 Пыл. оболочки
— кинетика, ур-я 133, 265
— процессы, универсальность 266—267
— реакции 49, 181 -♦ по типам энергообмена
газофазные 245—258, 265
константы скорости 246, 253—256, 265, 279
числ. значения 247-251, 254, 257, 261,
265, 270-273
на пов. пыл. 245, 258, 260—265, 310, 312, 323,
333
обмена **; -* Перезарядки
элем, акт 254—256
— состав ”► Распр. элем.; Мол. содержание
Химия лабораторная 245, 261—264, 278
— М3 245-274, 276-278 Хим. реакции; Мол.
образование и разрушение
— — лаборатор. и числ. эксперименты 265-266, 276
Хольцмарка распределение 106
Цвет объекта 292 Избыток цвета
Цианополиины НСЯ1М 49, 227, 264 -» Ук. мол.
Циклотронная частота 120
Частота безразмерная х 75, 78
Черные облака 22, 271—274
Четность сост. ат. и мол. Р 200, 204—206
Число заполнения фотонов Пр 92, 108, ПО, 145
Шампанского фаза 41-42, 67 -> Зоны НИ
Шаровые скопления 19, 22, 45, 275
Штарка эффект 103—105, 109, 199
Эволюция М3 вещества 10, 21, 36, 44—48 Гал.
Эйнштейна — де Хаазе эффект 324
— коэфф, индуцированного иод. Вц 90
— поглощения Byf 90
спонтанных рад. п. А у 78, 85, 90, 108, ПО,
113, 140, 145-146, 148, 216,^226, 235, 246, 280, 282
Эквивалент, ширина W T91 84, 115
Экзотермические процессы 88, 181, 254, 257, 261,
278, 310
Экситоны 288, 306
Экстинкция М3 291 М3 погл.
— пылью, расчет 297-299, 304, 309, 332
Электрон-позитрон, пары 183-185 Позитроны
Электрон, оболочки, подоболочки (d. К, L, М, N, р,
я) 139, 140, 158—162
— эмиссия “♦ Фотоэмиссия
Элсктронсйтральности ур-с 130
Электроны валентные 159, 161, 255
— М3, концентрация п* 19, 37, 119, 151 -» Зоны НИ
мет. нам. 63, 119—120-121, 151
неоднородности мелкомасштаб. 19, 37, 122,
125-126—127
— — локализация 19, 119
Электропроводность 299, 320 •* Пылинки
Элементарные процессы 135—143, 169—182, 245—
258, 287
азаимообратные 89, 92, 93, 108, 146. 278
Элементы мим. “* Водород: Гелий; У к. элем.
Эмиссион. линии, полосы *♦ Л. сп.; ИК М3 полосы
Эндотермические процессы 88, 254, 278
Энергия связи -* Иониа, потенциал; Диссоц.
Энергонейтральные процессы 88, 254
Эрозия пылинок 336
Эфиры 219 У к. мол.: СН3ОСН3
Ядсрная эволюция 275 “•* Гал., эволюция
— реакция 163 КЛ
— ядерно-ядерные взаимодействия -* Мол. ядра
Ядра галактик Галактики, центр, области
— пылинок 288 **
Янский 227
УКАЗАТЕЛЬ ЭЛЕМЕНТОВ, ИЗОТОПОВ, ИОНОВ, ТЕРМОВ
Н <’н> 13, 14, 23, 24, 35, 37, 46, 55, 57-66, 81,
84-101, 102, 109, 114, 115, 128, 133, 139, 159, 160,
165, 175, 177» 179, 182, 184, 187-193, 211, 212, 219,
267, 276-279
Н’ 168,248, 249
HI (Н) 37, 38, 61, 63, 65, 68, 81, 84-101, 102, 116,
133, 135, 137, 139, 140, 145-147, 150, 151, 164-175,
179-184, 190-193, 214, 219-221, 224, 226, 246-250,
254, 257-262, 264, 267-274, 277, 278, 323, 336
-» Прсдм. ук.: Водород; Области HI
— Is 65, 68, 84-101, 108, III, 137, 138
— 2s 65, 179
— 2p 148
НИ (H*> 61, 63, 115, 118, 168, 169, 171, 172, 174, 182,
184, 192, 193, 247. 249, 269-273, 278 Прсдм.
ук.: Зоны ЦП; Протоны
D (дейтерий 2Н) 14, 23, 24, 35, 36, 73, 197, 212,
213, 275-278
Dl (D), Dll (D+) 257, 277, 278
Не 13, 14, 37, 46, 58, 60, 62, 102, 114-116, 133, 139,
160, 161, 165, 175, 177, 179, 182, 184, 187-194, 233,
247, 284 -» Предм. ук.: Гелий
Не1 37, 38, 58, 60, 102, 133, 139, 148, 15), 159-161,
166-168, 171, 174, 175, 179-180, 182. 184, 192, 193,
27|
— 2'So IW
Hell (НеЪ 49, 63, 102, 115, 133. 161. 167, 168, 175,
182, 184, 191-193, 272, 273. 295 -» Предм. ук.:
Гелий; Зоны Hell
Helll 63, 177, 182, 184, 192, 295
Li 16, 53, 284
Вс, В 16, 53, 308
С 14, 16, 23, 24, 55, 59-61, 63, 82, 102, 1)1, 114, 116,
135, 140, 150, 160, 161, 170, 171, 175, 176, 182,
183-186, 192, 193, 268, 270, 276, 280, 284. 307,
308, 332
•С 16, 23, 35, 101, 224, 277
,3С 16, 23, 35, 277, 278
CI (С) 102. III. 116, 136, 139, 140. 147, 149, 160, 161,
175, 182, 184, 192, 246, 248-251, 268, 270, 274, 332
— 23Р 139, 140, 246, 247
— др. 246, 248
СП (С+> 61, П8, 139, 140, 147, 149, 175, 176, 182,
184, 192, 193, 246-248, 257, 267-270, 272, 274 -►
У К. объектов: Зоны СП
— I2?0 139, 140, 246, 247
349

Clil—evil 16, 28. 161, 175, 182. 184, 192. 193
N 14. 16. 23-24, 35, 60, 64, 82, 148, 161, 175, 183-184,
186, >92, 219-220, 267, 276, 284
- изотопы 24, 35, 277
N1 (N) 139. 160, 161. 175, 192. 220, 264, 267, 269,
270, 272-274
- 24S%/2 139
N11 <N+) 60, 175, 184. 189-192, 257, 269, 273
N111, N1V 184, 192
NV 16, 28, 34, 175, 184. 192
NVI, NVII, NVI1I 161, 175, 192
О 14, 16, 23, 24, 60, 64, 66, 82. 148, 159-161, 171.
175, 182, 183-184, 187, 192, 193, 2l9, 267, 268, 276,
284 307 308. 332
I6O, RO, '8O 23, 35, 212, 224. 277
Ol (O) 16, 60» 139, 140, 147, 159*161, 172, 175, 182.
184, 190-193, 248, 250, 251, 254, 267-274, 332
- 23P 139, 140
Oil (O*) 60, 139, 171. 172, 175, 182, 184. 189-192,
257, 269, 271
- 24S°V2 139
Olli (O**) 60, 66, 139, 140, 147, 171, 175, 180, 182,
184, 185, 189-193
~ 23Po,| 2 139, 140
OIV, OV 175, 182, 184, 192. 193
OV1 »6, 28, 34, 161, 175, 182. 184. 192-193
OVII, VIII, IX 161, 175. 179, 182. 184. 192-193
F 23, 24, 211, 276
Ne 15, 60, 160, 161, 175, 184, 192
Nel 160-162, 175
Nel! 139, 140, 147, 175, 192
- 22Pl/2,3/2 «39, 140
Nelll-NcXI 60, 161, 162, 175, 184. 192
Na 16, 23, 24, 72, 84, 211, 276, 308
Nal 72. 84, 136
Mg 14-16, 81. 84. 102, III, 160. 161, 175, 184, 306-308
Mgl 102, III. 160. 161, 175
Mgll 81, 84
Mglll 161
Al 14. 16. 23-24, 81. 160, 211, 276, 308. 328
All 81
li 14-16. 23. 24, 55, 81. 135. 160, 161, 179. 276. 308
8Si. "Si, 30Si 24, 277
Sil 159-161
Sill (Si+) 84, 139, 140, 147, 184, 267, 274
- 3T*l/2,3/2 140
SiXIII, XIV 161, 179
P 24, 211, 276
S 14-16, 23, 24, 35, 60, 64, 81, 102, 136, 148, 160,
SI (S) 102, 160, 161, 183, 247
Sll (S) 60. 142, 183, 190, 191, 267, 274
- З^Р®, 32D° 142
Sill 60, 183
SIV-SXIV 183
SXVI 161
Cl 23, 24, 60, 211, 276
СПИ 60
Ar 15, 16, 60, 81, 160, 161
Arl 81. 160. 161
Arlll 60
ArIV 187
ArXVIll 162
К 16, 23, 24, 72, 211, 276, 308
KI 72, 136
Ca 14-16, 72. 84. 160. 308. 328
Cal 72. 160
Call 72, 84, 136
Ti 14, 16. 72, 197, 308
Til, II 72
Cr 16
Mn 16, 308
Fc 14-16, 45, 55, 60. 72, 81, 136, 160-161, 179. 183-184,
263, 308, 320, 322-323, 332, 336
Fcl 72. 160, 161, 183
Fell 72, 81, 139, 140, 147, 181, 183
- 3d64s 6D7/2.9/2 140
FclII 60, 183
FelV-XXVI 161. 179, 183. 187. |9O
Co 16
Ni 14, 16. 160, 308
Zn 16
Rb 308
Zr 197
Xe 233
УКАЗАТЕЛЬ МОЛЕКУЛ, МОЛЕКУЛЯРНЫХ ИОНОВ,
ИЗОТОПЗАМЕЩЕННЫХ МОЛЕКУЛ И ИХ ТЕРМОВ
2-атомные
2 (водород) ** предм. ук.: Водород мол. 10. 16, 23,
24, 27, 35, 39, 49, 73, 81, 129, 140, 141, 160, 167-169,
180, 190, 197-200, 205, 207, 210-215, 229, 247-285,
МО. 323, 331
х'Е/ 16, 199-200, 205, 211, 246-247, 251. 279, 282
205
Ь3Ец+ 199, 200, 246, 247
в Е»1 16, 199. 200, 246, 247, 252
С’П,," 251, 252
23, 73, 197, 213, 275, 278, 284
+ 168-169, 197, 211, 247, 250, 257. 269, 272
1, НеН* 284
233
284
(метилидин) 23, 24, 72, 197, 205, 211, 221—225,
6, 248-250, 252, 268, 276
• П1/2.3/2 211, 223, 246
ЛА 205, 246
Е* и др. 246, 248, 249
24 , 72, 197, 211, 246-252, 268, 270
1. термы 211. 246
4. 72, 197, 211, 252, 268, 276. 277, 331
NH 24, 72, 211. 223, 273, 276
NH* 246, 257
CN (инан) 24. 72. 197, 211, 215. 222. 247, 252. 276,
— XZE* 211, 222
N2 259, 273, 274, 276
ОН (гидроксил) 24. 26, 31, 32, 41. 197. 198, 205,
211. 212, 223—226, 227-230. 237. 238—242. 250,
252. 254. 257, 262, 269, 271, 273, 276
— Х2П 205, 211, 212, 222, 223. 225, 238
ОН* 250, 269, 271
СО (моноокись углерода, угарный газ) 15, 23, 24,
32, 35, 40, 140, 180, 197, 211, 212. 247, 249, 251,
252, 254, 259, 264, 268-274, 276-280, 283-285,
306. 307, 313, 332
— изотопзамеш. мал. 23, 277, 280, 283
СО* 269-270
N0 24, 211, 276
02 269, 274. 276; изотопы 212-213
AIF 24. 211
SiC 50, 292, 306, 307, 332
SiO (моноокись кремния) 24, 26, 211, 227-230. 274
PN 24. 211
350

HS 254
CS 24. 211, 283
NS 24. 211
SO 21J11, 222
— X3E* 211, 222
SO* 24, 211
MgS 306, 307
SiS 24, 211
S2 276
HCI, NaCl, AiCl, KCI 24. 211
TiO, ZrO 197
FeS 308
Xc2 ИЗ
3—атомные
H3* 252, 268, 269, 272, 273, 276
H2D* 24
CH2 24, 208, 250, 252, 268
CH2* 247, 250, 268
C2H, C>H* 24, 247, 258
Сз, Сз^ 268, 277
NH2, NH2* 257, 273, 276
HCN, DCN 24, 208, 259, 273, 277
HNC 24
N2H* 23, 24. 272-273, 276
H2O (веда) 24, 26, 31, 40, 41, 49. 50, 140, 180.
208—209, 214, 218. 219, 227-230, 237, 238, 252, 254,
259, 261, 262, 264, 266, 269, 271, 273. 274, 285,
286, 306-308, 333
H2O* 269, 271
HCO 23, 24. 250, 272
HCO*, DCO* 24, 248, 268-270, 272-273, 277-278
HOC* 24
CO2 207-209, 213, 269, 276
HNO 24, 273, 276
NO2 281
O3, NaOH 24
SiC2 24, 277
H2S 24, 306, 307
HCS+, C2S 24
OCS (карбонилсульфид) 24, 247, 254
SO2 24
4-атомные
СНз, СНз* 268
C2H2, С2Н2 24, 268, 277, 331
С3Н, С3Н* 24, 268
NHj (аммиак) 24, 219, 220, 252, 257, 259, 261, 264.
266, 273, 276, 282. 306, 307, 333
NH3* 257, 273
HCNH*. C3N 24
Н3О* 269, 271
Н2СО (формальдегид) 16, 24, 32. 227, 250, 252, 259,
261, 264, 268, 272-274, 284, 333
— иэотопзамещ. мол. 16
С3О 24
NH2O 273
HNCO, НСО2* N2CS, HNCS, CjS 24
СЩ (метан) 24, 216, 259, 261, 266, 268, 278
С2Н3 268
С3Н2 24. 277
С4Н 24 -
NHg* 257, 273
CH2NH, NH^N 24
HC3N (цианацетилен) 24, 49, 227, 247, 264
— иэотопзамещ. мал. 278
СНз 268
С2Н< 24. 221. 277
С4Н2 331
CjH 24
Сб (бензольное кольцо) 277, 288
СНзО2Н. QH 24
CH3NH2, СНгСНСИ 24
HC5N 24, 49, 227. 262
СН3СНО (ацетальдегид) 24, 227
С2Н6, СбН2 221, 331
CH3C3N, HCOOCHj 24
5- атомные
CHjO* 250, 268
СН2СО 24
НСООН 24, 274
С3О2 (недоокись углерода) 208
NaBO3 308
S1H4 24
MgSiOj (энстатит) 306, 308, 3J2
CaTiOj, CaSiOj, MnSiO3 308
6- атомныс
CH3CN. NH2CHO 24
СНзОН (метиловый спирт) 24, 26, 198, 219, 220. 227.
274
AI2SiO3 ЗОВ
CH3SH 24
7- атомные
ВеД12О4 308
Mg2SiO4 (форстерит) 306, 308 . 332
Ca2SiO4 308
Fe30g (магетит) 323, 332
8- атомныс
Mg2Al2O4 308
CH3CH2CN, CH3C4N 24
HC7N 24. 49, 212, 264
СНзСН2ОН (этиловый спирт) 24, 274
СН3ОСН3 (димстиловый эфир) 24, 274
CH3C5N 24
CaMgSi2O6 308
Более сложные
HC9N 24. 49, 212, 264
HC||N 24, 49, 212, 264
CaAI2Si20g 308
С24Н{2 (коронен) 277. 306, 331
СН2—О—СН2—О—СН2—... (полиоксиметилен) 264
351

ОСНОВНЫЕ ОБОЗНАЧЕНИЯ, ПРИНЯТЫЕ В КНИГЕ
( ] размерность величины 115
( ] запрещенная сп. линия 190
( ) концентрация частиц 277
е раадус пылинки 297
Оу, Ор коэфф, поел. в сп. л», линейный, эф. 94
Ац коэфф. Эйнштейна спонтан. рад. п. 78
Лу» ДА коэфф, (величина) М3 ном. 292
b дисперсна пекулярных скоростей 82
В индукция магнитного паяя 100
В вращательная постоянная молекулы 210
Вр коэфф» Эйнштейна логл. и индуцир. изд. 90
Ар<Т) Функция Планка 93
с скорость света 75
сж скорость звука 186
С колебательная постоянная молекулы 206
О,* потенциал диссоциации молекужя 200
DM мера дисперсии 119
DR цубжпое awaunnc 83
е элементарный электрический заряд 313
Е энергия 52
Ев — актияации 254
— адсорбции 258
£(А|Д2) избыток цвета 292
ЕМ мера миссии 64
/ сила осциллятора 75
/(v) распределение частиц по скоростям 88
F кв. число поли, момента коямч. движения 85
д статистический вес ур. эн. 82
g множитель Ланде 100
f// фактор Гаунта св.-св. переходов 115
G аффекпитп нагрева 135
А, 7Г пост. Планка 65, 100
Яр сп. плотность потока излучения 74
/ момент инерции мол.; пылнки 210, 319
2р интенсивность излучения 90
J главное квантовое число 101
/ кв. число полного электрон, момента атома 72
J вращвт. кв. число молекулы 81, 203
потоки зарядов на пылинку и от нее 313
/р усредн. по углам интенсивность нал. 92
А, Аб пост. Больцмана 39. 254
А, АдВ» А(Т) константа скорости хим. реак. 247
Ар коэфф, (сечение) погл. ат., мол. в сп. л, 75, 94
L кв. число орбитальн. вр. ал. оболочки 141
Д светимость объекта, Солнца (эрг/с) 191, 10
X момент количества движения (пылинки) 319
■в звездная величина 39
т масса частиц 68; приведенная масса 88
«в масса электрона 75
М маги. квантовое число 90, 203
ЭД, ЭД© масса астрономии, объекта. Солнца 12
л концентрация частиц, см"® 19
Лег критик, концентрация 64
Ле концентрация эл-нов 19
концентрация иона i элемента Z 130
л “ и* + in” показатель преломления 118
ль л_ показатели преломления норм, мед изл. 120
Пр число заполнения фотонов 92
N лучевая концентрация, см'^ 75
р иалеиие 38
р(0) индикатриса рассеяния 74
Р четность состояния ат., мол. 200
Р степень поляризации линейной 317
Ру круговой 327
<77 коэфф, столкиоамт. возбуждения, деактивации,
ионизации 88-90
<2Ф 0я> Ое эффективности логл., рассеяния и
экстммкции спета пылинкой 298
Qpr эффективность давления мал. на пыль 301
ге межьодерное расстояние двухат. мол. 199
Л - Ау/Ев-у 293
RM мера вращения 121
Ry постоянная Ридберга 101
Ry единица измерения эн. * 2,18 ЧО”*1 эрг 164
8 кв. число спина ял. оболочки 203
Зр функция источников 94
Т температура 19
Tg яркостная т—ра 95
Тд т-ра пылинки 259
7еж т-ра возбуждения 90-91
Tg т-ра конденсации 332
Тг радиац. т-ра 93; т-ра реликт, нал. 279
Тж спиновая т-ра 90-91
7*« ■ х/к т-ра возбуждения или ионизации 109
v, vr скорость 68; лучевая скорость 96
т колебат. кв. число мол. 206
W цена ионизации 166
Ж, Жр эквивалентная ширина сп. л. 78
х безразмерная частота 75
х степень ионизации 88
х • 2Яе/Д безразмерный радиус пыл. 299
xZfi относит, содсрясание ионов 134
Z заряд атомного ядра 114
а наклон спектра излучения 50
Ct коэфф, спонтанной радиац. рекомбинации 62
У наклон спектра энергии частиц 52
Г коэфф, объемного нагрева 129
£р объемный коэфф, иалучсния 93
скорость фотоионизации 136
0, 0ржс угол рассеяния 74, 122, 295
X параметр асимметрии молекул 217
Жд коэфф, дивлектроиной рекомбинации 174
А длина волны 75
А(Т) эффективность охлаждения 134
А коэфф, объемисто охлаждения 128
А кв. число мол. 204
А альбедо пыли 294
V частота, Гц 74
АРд полуширина сил. доплеровская 76
— — — лореицевская 106
£ иомиэационый параметр 191
£ вероятность налипания на пылинку 314
р плотность вещества, г/см3 146
ру плотность эн. эл.-магн. изл., эрг/см3 90
<7 пов. плотность М3 газа в гал. 15
<Jp, <T(v) сечение элем, процесса 136, 191
(Ху томсоновское сечение 160
£ кв. число мал. 204
Г оптическая толщина 74
X потенциал ионизации 66
X работа выхода фотоэлектронной эмиссии 315
X " X* * iX** мдгн- восприимчивость 320
Ф волновая функция 196
Ш круговая частота 118
Ш угловая скорость вращения пылинки 319
О>Н гиромаги. (Ларморова) частота 100, 120
Шр плазменная (Ленгмюра) частота 118
Q телесный угол 90
£2 кв. число молекулы 204
□/* сила столкновений 142

URSSlMiB
URSS.ru
309
т
Другие книги нашего издательства:
URSS
09
09
09
сю
09
09
IS
[и
зся
09
Серия «Синергетика: от прошлого к будущему»
Пенроуз Р. НОВЫЙ УМ КОРОЛЯ. О компьютерах, мышлении
и законах физики. Пер. с англ.
Майнцер К. Сложносистемное мышление: Материя, разум, человечество.
Новый синтез. Пер. с англ.
Белецкий В. В. Очерки о движении космических тел.
Хакен Г. Информация и самоорганизация. Пер. с англ.
Малинецкий Г. Г. Математические основы синергетики.
Малинецкий Г. Г., Потапов А. Б. Нелинейная динамика и хаос: основные понятия.
Малинецкий Г. Г., Потапов А. Б., Подлазов А. В. Нелинейная динамика.
Малинецкий Г. Г. (ред.) Будущее России в зеркале синергетики.
Малинецкий Г. Г. (ред.) Синергетика: Исследования и технологии.
Климонтович Ю. Л. Турбулентное движение и структура хаоса.
Трубецков Д. И. Введение в синергетику. В 2 кн.: Колебания и волны; Хаос и структуры.
Арнольд В. И. Теория катастроф.
Безручко Б. II. и др. Путь в синергетику. Экскурс в десяти лекциях.
Данилов Ю. А. Лекции по нелинейной динамике. Элементарное введение.
Князева Е. Н., Курдюмов С. II. Основания синергетики. Кн. 1, 2.
Анищенко В. С. Знакомство с нелинейной динамикой.
Анищенко В. С. Сложные колебания в простых системах.
Редько В. Г. Эволюция, нейронные сети, интеллект.
Тюкин И. Ю., Терехов В. А. Адаптация в нелинейных динамических системах.
Чернавский Д. С. Синергетика и информация (динамическая теория информации).
Баранцев Р. Г. Синергетика в современном естествознании.
Баранцев Р. Г. и др. Асимптотическая математика и синергетика.
Пригожин И. Неравновесная статистическая механика.
Пригожин И. От существующего к возникающему.
Пригожин И., Стенгере И. Время. Хаос. Квант. К решению парадокса времени.
Пригожин И., Стенгере И. Порядок из хаоса. Новый диалог человека с природой.
Пригожин И., Николис Г. Познание сложного. Введение.
Пригожин И., Гленсдорф П. Термодинамическая теория структуры, устойчивости
и флуктуаций.
Суздалев И. П. Нанотехнология: физико-химия нанокластеров, наноструктур
и наноматериалов.
09
09
I
СО
еэ:
■ схс:.;
:-5s
09
СО
&.
и
09
09
Тел./факс:
(499) 135-42-46,
(499) 135-42-16,
E-mail:
URSS@URSS.ru
http://URSS.ni
Наши книги можно приобрести в магазинах:
«Библио-Глобус» (и. Лубянка, ул. Мясницкая, 6. Тел. (495) 625-2457)
«Московский дом книги» (и. Арбатская, ул. Новый Арбат, 8. Тел. (495) 203-8242)
«Молодая гвардия» (м. Полянка, ул. Б. Полянка, 28. Тел. (495) 238-5001, 780-3370)
«Дом научно-технической книги» (Ленинский пр-т, 40. Тел. (495) 137-6019)
«Дом книги на Ладожской» (м. Бауманская, ул. Ладожская, 8, стр.1. Тел. 267-0302)
«Гнозис» (м. Университет, 1 гум. корпус МГУ, комн. 141. Тел. (495) 939-4713)
«У Кентавра» (РГГУ) (м. Новослободская, ул. Чаянова, 15. Тел. (499) 973-4301)
«СПб. дом книги» (Невский пр., 28. Тел. (812) 448-2355)
СО
3093
а -
“5
ил
ил
Т"
URSS.ru
URSS.ru
URSS.ru
tURSS.ru

И
URSS.ru
URSS.ru
URSS.ru
URSS.ru
00
00
Уважаемые читатели! Уважаемые авторы!
Наше издательство специализируется на выпуске научной и учебной
литературы, в том числе монографий, журналов, трудов ученых Россий¬
ской академии наук, научно-исследовательских институтов и учебных
заведений. Мы предлагаем авторам свои услуги на выгодных экономи¬
ческих условиях. При этом мы берем на себя всю работу по подготовке
издания — от набора, редактирования и верстки до тиражирования
и распространения.
URSS
00
00
■
La
00
00
00
00
00
CO
la*
GO
co
Среди вышедших и готовящихся к изданию книг мы предлагаем Вам следующие:
Горбунов Д. С., Рубаков В.А. Введение в теорию ранней Вселенной.
Ишханов Б. С., Капитонов И. М., Тутынъ И. А. Нуклеосинтез во Вселенной.
Куликовский П. Г. Справочник любителя астрономии.
Ефремов Ю. Н. Вглубь Вселенной. Звезды, галактики и мироздание.
Шварцшильд М. Строение и эволюция звезд.
Бааде В. Эволюция звезд и галактик.
Кинг А. Р. Введение в классическую звездную динамику.
Архангельская И.Д., Чернин А.Д., Розенталь И. Л. Космология и физический вакуум.
Розенталь И. Л., Архангельская И. В. Геометрия, динамика, Вселенная.
Чернин А.Д. Звезды и физика.
Сажин М. В. Современная космология в популярном изложении.
Левитан Е. П. Физика Вселенной: экскурс в проблему.
Хлопов М. Ю. Космомикрофизика.
Хлопов М. Ю. Основы космомикрофизики.
Сурдин В. Г. Астрономические задачи с решениями.
Николаев О. С. Физика и астрономия: Курс практических работ для средней школы.
Баренбаум А. А. Галактоцентрическая парадигма в геологии и астрономии.
Ипатов С. И. Миграция небесных тел в Солнечной системе.
Дорофеева В. А., Макалкин А. Б. Эволюция ранней Солнечной системы.
Кусков О. Л. и др. Системы Юпитера и Сатурна.
Тверской Б. А. Основы теоретической космофизики.
Хван М. П. Неистовая Вселенная: от Большого взрыва до ускоренного расширения,
от кварков до суперструн.
Вайнберг С. Мечты об окончательной теории. Пер. с англ.
Грин Б. Элегантная Вселенная. Пер. с англ.
Грин Б. Ткань космоса: Пространство, время и текстура реальности. Пер. с англ:
Серия «Классический университетский учебник»
Кононович Э. В., Мороз В. И. Общий курс астрономии.
Ишханов Б. С., Капитонов И. М., Юдин Н. П. Частицы и атомные адра.
Квасников И. А. Термодинамика и статистическая физика. В 4 т.
Петровский И. Г. Лекции по теории обыкновенных дифференциальных уравнений.
Гнеденко Б. В. Курс теории вероятностей.
Колмогоров А. И., Драгалин А. Г. Математическая логика.
GO
00
I
00
00
00
00
■
00
co
■
L.
00
даэ!
По всем вопросам Вы можете обратиться к нам:
телефакс (499) 135-42-16, 135-42-46
или электронной почтой URSS@URSS.ru
Полный каталог изданий представлен
в интернет-магазине: http://URSS.ru
Научная и учебная
литература
co
00
URSS.ru
URSS.ru
URSS.ru

Об авторе
Николай Геннадиевич БОЧКАРЕВ
Доктор физико-математических наук, веду¬
щий научный сотрудник Государственного
астрономического института им. П. К. Штерн¬
берга Московского государственного универ¬
ситета им. М. В. Ломоносова. Специалист в об¬
ласти физики межзвездной среды, изучения'
активных ядер галактик и кандидатов в черные
дыры. Автор ряда монографий и учебников
по астрофизике.
I
ШММЙГИЯ
СПРАВОЧНИК
. ЛЮБИТЕЛЯ
астрономии
перструны,
имер нести
I
1 КИЙ
^СЕПЕННДЦ
От Большого взрыве о
> ДО ускс^ёнкого
■; -С" of'-
■■ Г Ог'хваркёв..
USE
to
СЕЛЕННАЯ
В ПРОСТОРЫ
КОСМОСА
Любые отзывы о настоящем издании, а также обнаруженные опечатки присылайте
по адресу URSS@URSS.ru. Ваши замечания и предложения будут учтены
и отражены на web-странице этой книги в нашем интернет-магазине http://URSS.ru