Диссертация (1150763), страница 11
Текст из файла (страница 11)
[97, 98],описанный в разделе 1.3.В методе LSD была использована маска, которая включает 42 линии,представленные в Таблице 3.5. Эффективные факторы Ланде для этих линий были рассчитаны по классической формуле (1.21), где g и J — факторЛанде и полный угловой момент для соответственно верхнего (i) и нижнего(k) уровней. Факторы Ланде для отдельных уровней были рассчитаны в приближении LS-связи по формуле (3.1), в которой L — полный орбитальныйугловой момент, а S — полный спин:g = gLSJ = 1 +J(J + 1) − L(L + 1) + S(S + 1).2J(J + 1)(3.1)Некоторые факторы Ланде были взяты из статьи [152].Для МДМ мы отобрали 17 линий, представленных в Таблице 3.6. Критериями отбора была их неблендированность, симметричность профиля и отсутствие заметного вклада атмосферных линий. Кроме того, все отобранныелинии имеют глубину d ≥ 0.05 (в единицах соседнего с линией континуума).Для того чтобы избавиться от систематических ошибок, мы использовали метод, описанный в главе 2 (см.
формулу (2.1) и соответствующий абзац).На Рисунке 3.7 полученные методом LSD значения продольного маг' l представлены в функции времени (в долях дня) от началанитного поля Bнаблюдений.Общая длительность наблюдений мала: tobs = 0.33 сут. Значит, если77Таблица 3.5.
Список линий, использованных в LSD-маске при определении величины про' l звезды ε Per Aдольного компонента магнитного поля BИонλ, ÅgeffIonλ, ÅgeffAlIII 4529.19 1.10 SiIII 4813.33 0.83OII4590.97 1.07 SiIII 4819.71 1.00OII4596.17 0.90 SiIII 4828.95 1.10NII4601.48 1.50OII4890.85 1.83OII4602.06 0.90HeI4921.93 1.00OII4609.37 1.07OII4941.07 0.83NII4613.87 1.50OII4943.00 1.10NII4630.54 1.50OII4955.71 1.77OII4638.85 0.83NII5001.13 0.75NIII 4640.64 1.10NII5001.47 1.00OII4641.81 1.10NII5005.15 1.13SiIV 4654.31 1.05NII5007.33 1.25OII4673.73 2.17CII5032.13 1.10OII4676.23 1.48NII5045.10 1.25OII4696.36 1.90 FeIII 5127.39 1.18OII4699.02 1.07CII5132.95 1.50OII4699.19 1.07CII5133.28 1.50OII4699.19 0.90NII5666.63 1.00OII4701.17 1.33NII5679.55 1.17OII4703.16 0.90CIII5695.92 1.00HeI4713.14 1.25 AlIII 5696.60 1.1778Таблица 3.6. Линии, использованные при поиске магнитного поля методом МДМλ, ÅgeffЭлементλ, ÅgeffЭлемент4552.616 1.250SiIII4649.1391.214OII4567.823 1.750SiIII4661.6351.467OII4574.759 2.990OII4676.2341.484OII4590.971.070OII4713.1455 1.500HeI4596.170.900NII4861.3321.000Hβ4630.541.500NIII4921.9310 1.000HeI4640.641.100OII5015.6779 1.000HeI4641.811 1.100NII–OII4641.225 1.100OII5875.81.060HeI4000Bl , Гс20000−2000−400000.050.100.150.200.250.300.35Т, сут.' l продольного компонента магнитного поля ε Per A (квадРис.
3.7. Измеренные значения Bраты), полученные из анализа LSD-профилей параметра Стокса в функции времени (в долях дня) от начала наблюдений. Показаны ошибки индивидуальных измерений на уровнеодного стандартного отклонения79tobs & Prot (период обращения вокруг оси ε Per A), то мы можем усреднить' l . К сожалению, период вращения звезды не извевсе измеренные значения Bстен точно. Для оценки Prot мы использовали следующее выражение:Prot =2πR× sin i = 2.7 sin i сут.Vrot sin i(3.2)Оцененное значение Prot ≤ 2.24 сут. очень близко к значению, данномув [153, 154].
Это означает, что условие Prot - t выполнено и можно усреднить! "'' l = 450 ± 380 Гс.значения Bl . Полученное среднее значение составляет B! "' l = 210 ±Использование МДМ дало более точные результаты: B±100 Гс, что близко к значениям, полученным в [151].3.6. Обсуждение результатовВыполненный нами анализ быстрой переменности профилей линий вспектре ε Per A показал присутствие восьми регулярных компонентов с частотами ν = 3.8–13.0 сут.−1 (см. Таблицу 3.4).
Полученные значения ν согласуются с определенными в предыдущих работах [137, 138, 146–148] (см.Таблицу 3.7). Из анализа старых и новых данных можно сделать вывод, чтомы подтвердили присутствие в вариациях профилей линий регулярных компонентов со следующими частотами: 5.35, 6.11 и 6.88, остальные частоты являются вновь обнаруженными.Короткопериодические вариации профилей линий в спектрах звезд ранних спектральных классов соответствуют нерадиальным фотосферным пульсациям [133].Моды пульсации (l, m) могут быть определены по формулам 2.2 и 2.3 израздела 2.5.В Таблице 3.8 представлены полученные нами значения l, которые находятся в промежутке 2–3. Значения ∆φ1 не могут быть найдены анализом80Таблица 3.7. Ранее обнаруженные частотыЧастоты, сут.−1 Ссылка1.8, 7.3, 10.9[137]6.2, 10.7[146]5.4, 6.3, 7.9, 10.6[138]6.9[147]5.3–10.4[148]вариаций профилей линий в полученных нами спектрах с необходимой точностью, поэтому значения m не были определены.Для того чтобы установить, насколько значения обнаруженных частотрегулярных вариаций профилей линий соответствуют современным теоретическим представлениям о нерадиальных пульсациях звезд ранних спектральных классов, мы нанесли эти частоты на диаграмму «эффективная температура звезды — период пульсаций» для случая l = 2 (Рисунок 3.8), взятуюиз [106].
Положения всех обнаруженных частот вариаций профилей ε Per Aотмечены звездочкой. Из анализа рисунка можно сделать вывод, что обнаруженные частоты находятся в зоне пульсационной нестабильности для квадрупольной (l = 2) моды НРП массивных звезд.В спектрах некоторых OB-звезд и звезд типа WR обнаруживается стохастическая переменность профилей линий, которая проявляется как случайное возникновение узких спектральных деталей (пичков) профилей линий,которые после своего возникновения движутся от центра линии к ее краям.Такие детали в динамических спектрах обычно связаны с существованиемнеоднородностей (облаков) в атмосфере звезды, движущихся в радиальномнаправлении в направлении от центра звезды.
Такого рода деталей в профилях линий в спектре ε Per A не было обнаружено. Стохастическая перемен-81Таблица 3.8. Значения мод пульсаций l для регулярных компонентов вариаций профилейлиний. Знак + означает, что мода c данным значением l найдена для конкретной линии,знак − — мода не найденаν, сут.−1 Ион3.824.59λ, Ål23OII4906.82 + −OII4590.97 − +SiIII 4813.33 − +5.35SiIII 4552.62 + −8.41SiIII 4552.62 + −HeINII4921.93 + −5666.63 + −5Ppuls , сут.4l=2M=5MM = 12 M321M = 12 M04.74.64.54.44.34.24.14lg(Teff ), KРис. 3.8.
Периоды пульсаций в квадрупольной моде l = 2 для звезд типа β Cep и медленно пульсирующих SPB-звезд в интервале эффективных температур T = 104 –5 · 104 K(жирные точки и пунктир показывают зону пульсационной неустойчивости, согласно [106].Звездочкой показано положение частот вариаций профилей из Таблицы 3.8 для звездыε Per A.82ность профилей линий на малых масштабах s ≈ 1 км/с (см. Рисунок 3.6а)связана только, по-видимому, со вкладом шумового компонента профилейлиний в амплитуду вейвлет-преобразования.Измерение магнитного поля двумя способами дало различные результаты.
Значения, полученные с помощью МДМ, близки к приведенным в работе [151].3.7. ЗаключениеВ результате анализа спектрополяриметрических наблюдений ε Per Aможно сделать следующие выводы:• Обнаружены регулярные короткопериодические вариации профилей линий в спектре ε Per A с частотами 3.8–13 сут.−1 .• Найдены средне- (s = 10–15 км/с) и крупномасштабные детали (s == 50–70 км/с) вейвлет-спектров мощности вариаций профилей в спектре звезды. Регулярные или квазирегулярные детали на масштабах s << 10 км/с обнаружены не были.• Присутствие среднемасштабных компонентов в динамических вейвлетспектрах может быть связано с изменениями в поле крупномасштабныхдвижений в фотосфере звезды при нерадиальных пульсациях. В то жевремя крупномасштабные компоненты могут быть объяснены коротацией крупномасштабных структур в звездном ветре.! "'l =• Сделаны оценки магнитного поля у ε Per A.
Получено значение B= 210 ± 100 Гс.83Глава 4Нестационарные процессы в звездных ветрах:влияние на отношение интенсивностейзапрещенных и интеркомбинационных линий(f /i)4.1. ВведениеОпределение параметров плазмы в расширяющихся атмосферах (звездных ветрах) звезд ранних спектральных классов исключительно важно дляпонимания природы этих объектов. В последнее десятилетие, после запускаспециализированных рентгеновских спутников XMM и Chandra, появиласьвозможность использовать для этой цели рентгеновские спектры звезд.В работе [82] была выполнена диагностика горячей плазмы в атмосфере горячего O9.7-компонента звезды ζ Ori (O9.7Ib+B0III) по относительныминтенсивностям рентгеновских линий.
В результате выяснилось, что измеренные относительные интенсивности запрещенных и интеркомбинационныхлиний R = f /i для гелиеподобных ионов слишком малы по сравнению с рассчитываемыми в модели однородной стационарной плазмы. Данная аномалия была объяснена влиянием УФ-излучения: электроны с верхнего уровня1s2s 3 S1 запрещенной линии под действием УФ-излучения звезды переходятна уровни 1s2p 3 P1,2 , ослабляя интенсивность запрещенной линии f (см.
Рисунок 4.1). Исходя из этого были наложены ограничения на расстояние отповерхности звезды до области, где образуется рентгеновское излучение (см.Рисунок 4.2).В последующих работах (см., например, [83, 84]) было подтверждено,8413n=2i=x+yP1P0,1,23S1r=wf=zn=11S0Рис. 4.1. Упрощенная схема нижних уровней гелиеподобных ионов для оптически тонкойплазмы. w = r, x + y = i и z = f соответственно — резонансная, интеркомбинационныеи запрещенная линия.
Сплошные линии указывают на то, что заселение происходит пристолкновениях с электронами, пунктирные линии показывают радиационные переходына нижние уровни, штрихпунктирная линия указывает, что заселение уровней являетсярезультатом радиативной и диэлектронной рекомбинациичто согласия между полученными из наблюдений и рассчитанными отношениями интенсивностей линий можно достичь в модели стационарной плазмыи однородного сферически-симметричного ветра только при предположениио влиянии на населенность уровней УФ-излучения.Кроме упомянутой выше гипотезы об опустошении верхних уровней запрещенных переходов УФ-излучением звезды, возможно объяснение аномального отношения f /i формированием рентгеновского излучения в плотных горячих неоднородностях (облаках) в атмосферах OB-звезд [155].
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
