.
(26.25)
Соответственно этому и для коэффициента излучения εν можно использовать выражение (26.15), считая, что в нём 𝑋 даётся формулой (26.25).
4. Сравнение теории с наблюдениями.
Мы уже говорили, что теория образования непрерывного спектра туманностей, принимающая во внимание лишь рекомбинации и свободно-свободные переходы, не может удовлетворительно объяснить результаты наблюдений. При этом из сравнения указанной теории с наблюдениями приходится сделать вывод о существовании в туманностях какого-то дополнительного источника непрерывного спектра. Если в качестве такого источника принять двухфотонное излучение, то согласие между теорией и наблюдениями будет значительно лучше.
Сравнение наблюдённого распределения энергии в спектре туманностей с теоретическим распределением было сделано Ситоном. Его результаты, касающиеся бальмеровского скачка, приведены в табл. 41.
Таблица 41
Теоретические и наблюдаемые значения
бальмеровского скачка
в спектрах туманностей
Туманность
10⁻⁴𝑇
𝑒
10⁻⁴𝑛
𝑒
-
𝐷
набл
-
𝐷
теор
NGC
6543
1,0
3
0,98
1,26
0,70
0,95
NGC
6572
1,3
5
0,79
1,00
0,59
0,84
NGC
6826
1,1
3
0,61
1,15
0,66
0,89
NGC
7009
1,4
3
0,82
0,90
0,56
0,73
NGC
7662
1,3
5
0,81
0,80
0,59
0,79
IC
418
1,9
0,8
0,48
0,69
0,45
0,50
Среднее
0,75
0,98
0,59
0,78
В первом столбце таблицы даны номера туманностей по каталогам NGC и IC, во втором и третьем — значения 𝑇𝑒 и 𝑛𝑒 по определениям Ситона, в четвёртом — наблюдённые значения бальмеровского скачка. В последующих столбцах даны теоретические значения бальмеровского скачка для трёх случаев: 1) при учёте рекомбинаций и свободно-свободных переходов, 2) при одновременном учёте двухфотонного излучения с 𝑋=0,32, 3) при одновременном учёте двухфотонного излучения с величиной X, определённой формулой (26.25).
Из таблицы следует, что двухфотонное излучение существенно влияет на величину бальмеровского скачка. Вместе с тем можно констатировать хорошее согласие между наблюдениями и теорией при значениях величины 𝑋, найденных по формуле (26.25).
Наблюдения дают также кривые изменения интенсивности излучения с частотой в видимой части спектра туманностей. У ряда планетарных туманностей интенсивность излучения оказалась приблизительно постоянной в значительной области спектра (от 3 600 до 4 800 Å). Этот факт не соответствует экспоненциальному закону убывания интенсивности излучения с ростом частоты, вытекающему из формулы (26.6). Между тем, как видно из формулы (26.15) и табл. 40, интенсивность двухфотонного излучения в видимой части спектра с увеличением частоты несколько возрастает. Поэтому учёт двухфотонного излучения в значительной мере объясняет распределение энергии в непрерывном спектре планетарных туманностей. Некоторые расхождения между теорией и наблюдениями, возможно, вызваны неточностью наблюдений.
5. Излучение в других областях спектра.
Выше была подробно рассмотрена проблема происхождения непрерывного спектра туманностей в визуальной области. Однако туманности обладают весьма интенсивным непрерывным спектром и в других областях. В частности, уже давно было обнаружено излучение туманностей в радиодиапазоне. Как выяснилось, в случае планетарных туманностей это излучение имеет тепловую природу. Соответствующие формулы для энергии, излучаемой единицей объёма, были приведены в § 18, посвящённом радиоизлучению Солнца. Здесь мы не будем применять эти формулы к планетарным туманностям, так как ниже (в § 34) они используются для объяснения радиоизлучения диффузных туманностей. Отметим лишь, что знание величин 𝑛𝑒 и 𝑇𝑒, найденных для данной планетарной туманности по её излучению в видимой части спектра, позволяет вычислить энергию этой туманности в радиочастотах. Результаты таких вычислений хорошо согласуются с наблюдательными данными.
При наблюдениях планетарных туманностей в инфракрасном участке спектра было обнаружено, что от некоторых из них идёт весьма интенсивное излучение в области длин волн 5—20 мкм. Поток этого излучения по порядку величины сравним с потоком излучения туманности в видимой области спектра. Инфракрасное излучение таких туманностей складывается из двух частей: теплового излучения газа (обусловленного в основном рекомбинациями и свободно-свободными переходами атома водорода) и значительного избыточного излучения.
Для объяснения избыточного излучения предполагается, что оно идёт от находящихся в туманности пылевых частиц, которые нагреваются Lα-квантами. Как мы знаем, из каждого Lα-кванта звезды, поглощённого туманностью, обязательно образуется один Lα-квант, который весьма долго диффундирует в туманности. Если в ходе диффузии Lα-квантов вся их энергия тратится на нагревание пылевых частиц, то этой энергии вполне достаточно, чтобы вызвать наблюдаемое инфракрасное излучение туманностей. Вместе с тем подсчёты показывают, что максимум этого излучения должен быть при длине волны около 10 мкм, т.е. положение его также соответствует наблюдениям.
В действительности некоторая часть Lα-квантов выходит из туманности наружу. Как увидим далее, это происходит в основном вследствие перехода квантов в крылья линии, вызванного перераспределением по частоте при элементарном акте рассеяния, а также благодаря наличию градиента скорости. Однако учёт этих эффектов не сильно влияет на упомянутые выше оценки, если количество пыли в туманности не слишком мало. Чтобы объяснить наблюдаемое инфракрасное излучение туманностей действием указанного механизма надо считать, что оптическая толщина пылевой компоненты туманности в видимой части спектра порядка одной десятой.
В пользу предположения о наличии пыли в планетарных туманностях говорит также и тот факт, что в спектрах одних туманностей избыточное инфракрасное излучение очень сильное, а в спектрах других — слабое. Это можно объяснить тем, что в одних туманностях пыли много, а в других мало.
§ 27. Диффузия излучения в туманностях
1. Поле L𝑐-излучения.
При определении интенсивностей эмиссионных линий мы предполагали, что туманности прозрачны для излучения в этих линиях. Такое предположение не вызывает сомнения по отношению к линиям субординатных серий, так как в возбуждённых состояниях находится очень мало атомов. Оно справедливо также и по отношению к запрещённым линиям (даже если нижнее состояние — основное) вследствие чрезвычайной малости для них коэффициента поглощения, рассчитанного на один атом.
Однако, вообще говоря, туманности не прозрачны для излучения в частотах основной серии. Это сильно усложняет расчёт поля излучения в указанных частотах, так как при этом приходится применять уравнение переноса излучения. Мы сейчас сделаем расчёт поля излучения в частотах лаймановской серии водорода. При этом для простоты примем, что туманность ограничена двумя концентрическими сферами с радиусами 𝑟₁ и 𝑟₂, а в центре этих сфер находится ядро туманности. Толщину туманности будем считать малой по сравнению с её расстоянием от ядра (т.е. 𝑟₂-𝑟₁≪𝑟₁). В таком случае туманность может считаться состоящей из плоскопараллельных слоёв, а коэффициент дилюции излучения — постоянным.