БЕЗВОДОРОДНАЯ СВЕРХМОЩНАЯ СВЕРХНОВАЯ PTF12dam В МОДЕЛИ ВЗРЫВА ВНУТРИ ПРОТЯЖЕННОЙ ОБОЛОЧКИ
© 2015 г. П. В. Бакланов1*, Е. И. Сорокина1'2**, С. И. Блинников1'2'3***
1Институт теоретической и экспериментальной физики, Москва
2Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, Астрономический институт им. П.К. Штернберга
3IPMU (WPI), Токийский университет, Кашива, Япония Поступила в редакцию 24.11.2014 г.
Модель взрыва сверхновой внутри плотной протяженной безводородной оболочки предложена для объяснения свойств кривой блеска одной из сверхмощных сверхновых PTF12dam. В литературе утверждается, что блеск этой сверхновой растет слишком быстро, чтобы ее можно было объяснить моделью взрыва из-за неустойчивости, связанной с образованием электрон-позитронных пар (pair instability supernova, PISN), но хорошо описывается моделями с накачкой энергии магнитаром. В настоящей работе показано, что сверхновые типа PTF12dam могут быть объяснены без магнитара в модели, не требующей чрезмерно большой энергии взрыва, с радиативной ударной волной в плотной околозвездной оболочке.
Ключевые слова: сверхмощная сверхновая, околозвездная оболочка.
DOI: 10.7868/S0320010815040026
ВВЕДЕНИЕ
Среди сверхновых встречаются редкие сверхмощные сверхновые (Superluminous Supernovae, SLSN), у которых светимость в максимуме блеска может превышать 1044 эрг/с, что на два порядка превосходит обычные значения для коллапсиру-ющих сверхновых (CCSN) ~1042 эрг/с. Современная астрономия позволяет наблюдать SLSN на красных смещениях z > 1 (Кук и др., 2012) благодаря их высокой светимости, что делает их очень ценными источниками информации на космологических расстояниях.
Согласно обычной классификации сверхновых, SLSN были разделены на два подкласса: c линиями водорода в спектре (SLSN-II) и обедненные водородом (SLSN-I)(Гал-Ям 2012, Квимби, 2013). Кроме того, в SLSN-I никогда не наблюдались линии гелия, поэтому более точно эти сверхновые классифицируются в тип Ic. В данной статье мы будем исследовать именно такие объекты.
Для SLSN-I нет общепринятой модели. Рассматривают несколько альтернативных сценариев:
Электронный адрес: baklanovp@gmail.com;
Petr.Baklanov@itep.ru
Электронный адрес: sorokina@sai.msu.su
Электронный адрес: Sergei.Blinnikov@itep.ru
взрыв звезды с начальной массой больше 140 (Р^№) с образованием огромного количества радиоактивного никеля (единицы и даже десятки масс Солнца) с последующим прогревом оболочки от радиоактивных распадов по цепочке 56№ ^ ^ 56Со ^ 56Ре; подогрев оболочки за счет переработки вращательной энергии, выделяемой замедляющимся миллисекундным магнитаром; переработка в излучение кинетической энергии ударной волны, образующейся при взаимодействии выброса 8№ с окружающей ее протяженной плотной оболочкой. Убедительных доводов в пользу какой-то одной определенной модели пока нет.
Некоторые SLSN 1с показывают на спаде кривых блеска наклон, характерный для радиоактивного распада кобальта. Такие хвосты кривых блеска могут наблюдаться в течение нескольких сотен дней. Одной из первых таких SLSN 1с была SN 2007Ы. Из моделирования ее кривой блеска и спектра было получено значение массы никеля, способной обеспечить наблюдаемый поток на спаде кривой блеска. В модели М№ = 3—7 Ме, при этом должна производиться огромная энергия взрыва Е = (0.8—1.3) х 1053 эрг (Гал-Ям и др., 2009). Ниже будем пользоваться также единицей энергии Бете: 1 Бете = 1051 эрг. Таким образом, SLSNe 1с с механизмом должны взрываться с энергией порядка 100 Бете. Мория и др. (2010)
показали, что наблюдаемые кривые блеска воспроизводятся как в модели Р1БЫ с Ме] = 121 М®, так и в модели ССБЫ (сверхновые с коллапсирую-щим ядром) с массой синтезированного 56№ около М№ = 6.1 М®, но энергия взрыва требовалась также очень большая, Е = 3.6 х 1052 эрг= 36 Бете.
Не так давно была открыта еще одна БЬБЫ 1с, РТР^аш, кривая блеска которой после максимума очень похожа на кривую блеска БЫ 2007Ы. В отличие от последней, PTF12dam была открыта на стадии роста кривой блеска, поэтому известно, как рос ее блеск до максимума. Это накладывает дополнительные ограничения на возможные модели взрыва. В работе Николь и др. (2013) показано, что механизм Р1БЫ приводит к слишком большому времени роста кривой блеска PTF12dam, и вместо него предлагается модель за счет накачки энергии магнитаром, не требующая чрезмерно высоких энергий. Следует подчеркнуть, что Николь и др. (2013) не строят самосогласованную модель с учетом взаимодействия излучения магнитара с веществом выброса, не рассматривают перенос фотонов во внутренних и внешних слоях сверхновой. Предложенная там модель по сути является грубо оценочной и показывает, что время роста и максимальная светимость могли бы быть объяснены при достаточно большом начальном моменте импульса магнитара с высоким магнитным полем.
В настоящей работе мы предлагаем не оценочную, а подробную радиационно-гидродинамичес-кую модель этого интересного объекта, не привлекая энергетики магнитара. Мы показываем, основываясь на численном расчете переноса излучения во всем объеме сверхновой, что очень мощные и долгие БЬБЫе 1с, подобные PTF12dam, могут хорошо объясняться в рамках модели вспышки сверхновой внутри протяженной оболочки (Грас-берг, Надёжин, 1986; Чугай и др., 2004; Вусли и др., 2007; Мория и др., 2013; Бакланов и др., 2013). Возможность образования таких оболочек обосновывается, например, в работах Вусли и др. (2007), Мория и Лангер (2014). Протяженная оболочка эффективно перерабатывает в излучение кинетическую энергию радиативной ударной волны, распространяющейся по ней от нескольких месяцев до времени порядка года. Время роста кривой блеска до максимума зависит от химического состава и структуры оболочки. Мы находим модель, для которой время роста и скорость спада кривой блеска PTF12dam соответствуют наблюдениям. При этом удается воспроизвести не только болометрическую светимость, но также и потоки в основных фильтрах и поведение цветовой температуры.
НАБЛЮДЕНИЯ СВЕРХНОВОЙ PTF12dam
Сверхновая PTF12dam была открыта 23 мая 2012 г. на Palomar Transient Factory (Квимби, 2012). В спектрах PTF12dam не было признаков линий H и He, что позволило классифицировать ее как SN Ic. Измеренное красное смещение до родительской галактики составило z = 0.107. Ценность открытия этой сверхновой заключается в наблюдении потоков до достижения максимума блеска. Быстрый рост кривых блеска до максимума позволяет исключить модели PISN c большим количеством 56Ni, которые обладают большим характерным временем диффузии излучения в оболочке, и кривые блеска медленно нарастают до максимума (Николь, 2013). Наблюдения показывают значительное уширение спектральных линий, соответствующее характерным скоростям ^104 км/c, в течение всего времени наблюдения этой SLSN. Высокие скорости в момент максимума светимости вообще являются характерной особенностью всех SLSN Ic, но в большинстве случаев они на порядок ниже, ~103 км/с.
МОДЕЛИРОВАНИЕ Общие свойства моделей
Исследуемые модели предсверхновых были построены неэволюционным способом, описанным в предыдущих работах (Бакланов и др., 2005; Блинников, Сорокина, 2010). Во внутренних областях строилась квазиполитропа в гидростатическом равновесии. Температура в этой области связана с плотностью как T ж р0'31. После искусственного взрыва в центре мы называем эту область "выбросом" ("ejecta"). Она имеет массу Ме] и радиус Rej.
Мы окружаем выброс плотной расширяющейся оболочкой, происхождение которой не имеет большого значения для нашего моделирования. Оболочка могла образоваться, к примеру, в результате предыдущего взрыва (или нескольких взрывов) в модели с пульсационной неустойчивостью (Вусли и др., 2007), интенсивного истечения предсверхновой в течение нескольких месяцев или лет перед взрывом, однократного или последовательных слияний звезд. Профиль скорости в оболочке выбирается подобным тому, который получался в эволюционных расчетах в работе Вусли и др. (2007), а именно, скорость в основной массе оболочки значительно меньше скорости выброса, а во внешних слоях может значительно повышаться ^м. профили моделей на рис. 5). На границе между выбросом и околозвездной оболочкой формируется ударная волна, в которой кинетическая энергия выброса эффективно конвертируется в тепловое движение частиц и в излучение.
10 12 14 16
^ я
мг/м0
Рис. 1. Распределение плотности по радиусу и по массе. Верхний график: по оси абсцисс отложен логарифм радиуса в сантиметрах. Нижний график: зависимость плотности от Мг — массы внутри радиуса г, т.е. от массовой лагранжевой координаты.
Распределение плотности в протяженной оболочке задается степенным профилем р ж г-р. Пример профиля плотности приведен на рис. 1. Для нашей модели мы выбрали р = 1.8, следуя одной из наиболее подходящих моделей из работы Сорокиной и др. (2015). Массу и радиус оболочки будем обозначать как Мепу, Лепу. Содержание химических элементов во всей модели было однородным. Мы использовали углеродно-кислородную модель без водорода с переменным отношением углерода к кислороду и гелиевую модель. Содержание тяжелых элементов составляло около 2% от общей массы с обилием, соответствующим солнечному составу.
Выбор конкретной модели
Основной причиной, по которой Николь и др. (2013) отвергли модель Р1БЫ для РТР^аш, было
слишком долгое время роста модельной кривой блеска. В настоящей работе мы показываем, что в модели взаимодействия выброса с околозвездной средой возможно подобрать такие параметры выброса и оболочки, чтобы время роста соответствовало наблюдениям. Кроме того, безусловно, мы подбирали модель с соответствующими наблюдаемым значениям временем спада и светимостью в максимуме в разных полосах. Мы не стремились добиться идеального совпадения с наблюдениями, так как использовали при моделировании множество численных приближений, таких как сферическая симметрия модели, приближение ЛТР для ионизации и населенности атомных уровней и другие. Более реалистичные приближения могут несколько изменить результаты, поэтому нам важно было показать, что все важные параметры кривых блеска
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.