ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ, 2011, том 37, № 1, с. 53-58
УДК523.9, 523.98
ДИАГНОСТИКА ВСПЫШКИ EQ PEG B ПО ПУЛЬСАЦИЯМ ОПТИЧЕСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
© 2011 г. Ю. Т. Цап1,2*, А. В. Степанов2, Ю. Г. Копылова2, Б. Е. Жиляев3
1 НИИ Крымская астрофизическая обсерватория, пос. Научный 2Главная астрономическая обсерватория РАН, Пулково 3Главная астрономическая обсерватория НАНУ, Киев Поступила в редакцию 14.10.2009 г.
На основе методов корональной сейсмологии исследованы десятисекундные квазипериодические пульсации оптического излучения вспышки активного красного карлика EQ Peg B, обнаруженные на телескопе WHT в Ла Пальме. Предложена и проанализирована модель, согласно которой они могли быть вызваны радиальными быстрыми магнитозвуковыми колебаниями корональной вспышечной петли. Рассмотрены амплитудные и фазовые соотношения между компонентами смещений радиальных осцилляций, а также условия их возбуждения в петлях с вмороженными в фотосферу основаниями. Определены значения температуры («6 х 107 К), концентрации плазмы («2.7 х 1011 см~3) и магнитного поля («540 Гс) в области энерговыделения. Оценка длины вспышечной петли («0.4Д*) свидетельствует в пользу существования протяженных корон на красных карликовых звездах.
Ключевые слова: вспыхивающие звезды, солнечно-звездные аналогии, корональные петли, оптические осцилляции.
ВВЕДЕНИЕ
Гипотеза Розенберга (1970), который предложил связать секундные пульсации метрового радиоизлучения Солнца с собственными колебаниями корональных магнитных арок (петель), длительное время не находила убедительных экспериментальных подтверждений. Только в 90-х годах благодаря запуску орбитальных станций SOHO (Solar and Heliospheric Observatory) и TRACE (Transition Region and Coronal Explorer) удалось получить надежные свидетельства в пользу ее состоятельности (Ашванден, 2006). Это стимулировало исследования в новом перспективном направлении астрофизических исследований — корональной ге-лиосейсмологии. Анализ наблюдаемых осцилляций излучения солнечных корональных петель позволил получить важную информацию о физических условиях в области вспышечного энерговыделения (Зайцев, Степанов, 1982, 1989; Накаряков, Оф-ман, 2001; Копылова и др., 2002, 2007; Степанов и др., 2004а,б; Ван Дусселири и др., 2007).
Между тем, начиная с пионерской работы Ро-доно (1974), вопрос о природе наблюдаемых осцилляций вспышечного излучения звезд оставался
Электронный адрес: yur@crao.crimea.ua
невыясненным. Лишь около 10 лет назад с помощью синхронных наблюдений на четырех пространственно разнесенных телескопах, расположенных на пике Терскол (Северный Кавказ), в обсерватории Стефанион (Греция), в Крымской обсерватории и в Белоградчике (Болгария), для нескольких вспышек на EV Lac были обнаружены синфазные десятисекундные осцилляции в полосах U и B (Жиляев и др., 2000). Тем самым была убедительно доказана реальность существования колебаний вспышечного излучения звезд.
Звездные вспышки, в отличие от солнечных, способны увеличить светимость звезды на несколько порядков. При этом максимум излучения зачастую приходится на оптический диапазон. Несмотря на эти особенности, имеется большое число свидетельств в пользу единой природы вспышечного энерговыделения на Солнце и звездах (Гершберг, 2002; Гюдель, 2004; Прист, Форбс, 2005; Креспо-Чакон и др., 2009). Согласно общепринятому сценарию, в ходе развития солнечных вспышек в корональных петлях (магнитных ловушках) накапливаются ускоренные частицы, которые вследствие процессов рассеяния "высыпаются" в их основаниях. Нагретая плотная плазма нижней атмосферы излучает в бальмеровских линиях, а также в оптическом континууме. Наиболее горячая ее часть с температурой T = 107—108 K,
"испаряясь", заполняет арочные структуры и высвечивается в далеком ультрафиолетовом и в мягком рентгеновском диапазонах.
Пространственно разрешить вспышечные петли в коронах звезд из-за больших расстояний пока не удается (Бенц и др., 1998; Шмитт, Фава-та, 1999). Поэтому для их диагностики прибегают к законам подобия (scaling laws), т.е. размерност-ным соотношениям, следующим из анализа баланса энергии в арках (Хайш, 1983; Гюдель, 2004; Прист, Форбс, 2005; Маллен и др., 2006; Раассен и др., 2007; Реале, 2007). Однако при таком подходе приходится делать ряд не вполне оправданных предположений. В частности, поток тепла в основаниях корональных петель принимается равным нулю, что предполагает равенство темпов охлаждения плазмы петли из-за радиационных потерь и теплопроводности (Хайш, 1983). Между тем значительный прогресс в диагностике плазмы звездных вспышек может быть достигнут благодаря привлечению методов корональной сейсмологии (Маллен и др., 1992; Матиодакис и др., 2003, 2006; Митра-Краев и др., 2005; Степанов и др., 2005, 2006; Пандей, Сривастава, 2009).
Сравнительно недавно Матиодакис и др. (2006) во время одной из вспышек 4 ноября 2003 г. на активной карликовой звезде EQ Peg B (M5e) обнаружили осцилляции оптического излучения c характерным периодом Tp œ 10 c, начальной глубиной модуляции M œ 0.1 и добротностью Q œ 30. Вспышечное событие, длившееся около 2 мин, наблюдалось в полосах u', g' и r' с помощью высокоскоростного фотометра ULTRACAM, установленного на телескопе WHT (William Herschel Telescope) в Ла Пальме. Матиодакис и др. (2006) предположили, что за наблюдаемые пульсации могут быть ответственны неизлучающие радиальные быстрые магнитозвуковые (БМЗ) моды (sausage modes), возбуждаемые лишь в "толстых" (a ~ L) арках, период которых определяется их длиной L (Ашванден и др., 2004), а не радиусом сечения a (см. формулу 4). Вместе с тем этот вывод основывался на оценках, полученных Малленом и др. (2006) из размер-ностных соотношений Хайша (1983). Cогласно им, температура плазмы в области вспышечного энерговыделения T = 5 х 107 К, магнитное поле B = 1100 Гс, концентрация частиц внутри петли n = 8 х 1012 см"3, а ее длина L = 1.8 х 109 см (œ0.14^*). Приведенные выше параметры соответствуют плазменному параметру ß = = 8nnkBT/B2 œ 3.5 х 10"15nT/B2 œ 1.2, где kB -постоянная Больцмана, и радиусу a > 0.24L (Матиодакис и др., 2006). Однако столь большие значения ß едва ли могут быть достигнуты (Цап
и др., 2006), поскольку в этом случае характерное время развития неустойчивости баллонной моды в корональной петле т Ь/(л/]Зс5) ~ 20 с, где скорость звука cs = у/2-уквТ/гт w 1.66 х
х 104\/Т см/с, 7 = 5/3 — постоянная адиабаты и шг — масса протона, т.е. т приблизительно соответствует продолжительности двух осцилляций. Кроме того, важную роль может играть вморожен-ность оснований петель в фотосферу (Цап, 2006), что требует дополнительного анализа.
В следующем разделе мы рассмотрим фазовые и амплитудные соотношения между компонентами смещений радиальных БМЗ колебаний магнитной трубки (арки). Затем на основе методов коро-нальной сейсмологии и результатов наблюдений оптических пульсаций оценим основные параметры вспышечных петель на EQ Peg B. В заключение сформулируем результаты работы.
УСЛОВИЕ ВМОРОЖЕННОСТИ ОСНОВАНИЙ ПЕТЕЛЬ
Довольно часто при анализе магнитогидроди-намических (МГД) неустойчивостей и колебаний корональной петли, моделируемой в виде прямой магнитной трубки, их основания считают вмороженными в фотосферу (rigid wall conditions), т.е. полагают возмущения скорости ¿v(0) = ¿v(L) = = 0 (Ан, 1984; Худ, 1986; Цап, 2006; Ньюкирх, Ромео, 2010). Это условие минимизирует передачу энергии возбуждаемых в короне колебаний в гораздо более плотные нижележащие слои атмосферы, которые "поглощают" их подобно тому, как это имеет место в случае "жесткой стенки". Однако не всегда принимаются во внимание фазовые соотношения между компонентами возмущений продольной (Svz) и поперечной (¿v^) скорости. В связи с чем рассмотрим эти соотношения для БМЗ мод, акцентируя внимание на радиальных колебаниях, эффективно модулирующих излучение тепловых и ускоренных частиц благодаря вариациям напряженности магнитного поля и плотности плазмы. Однако прежде необходимо отметить следующие моменты.
Детальный анализ дисперсионных особенностей радиальных БМЗ осцилляций магнитной трубки показывает, что в зависимости от ее параметров могут возбуждаться либо излучающие (leaky modes), либо неизлучающие моды (Зайцев, Степанов, 1975; Робертс, 1995; Копылова и др., 2007). В первом случае, в отличие от второго, происходит генерация во внешней среде (вне магнитной трубки с плотной плазмой) бегущих МГД волн. Поскольку как излучающие (ka ^ 1), так и неизлучающие (ka > 1) моды соответствуют разным участкам одних и тех же дисперсионных
кривых (см. рис. 1 в работе Копыловой и др., 2007), то анализ фазовых и амлитудных соотношений для компонент возмущений скорости будем проводить на основе единого подхода, воспользовавшись уравнениями идеальной МГД (см. Приложение).
В случае стоячих БМЗ волн, считая возмущения полного давления SP = Sp + Б5Б/4п = = f (r) exp(—iut + imp) sinkz, где m = 0,1,2,..., из формул (П.6) для компонент скорости имеем
Sv± ж Ф(ф)зт kz, Svz ж Ф(ф)«о kz, (1)
где Ф(ф) = exp(—iut + imp). Как видно из (1), сдвиг по фазе kz между Sv± и 5vz составляет п/2, а изменения Sv± и 5vz по фазе ф = —ut + + mp происходят синхронно. Это означает, что при выборе граничных условий мы вынуждены принять либо Sv± = 0 и 5vz = 0, либо Sv± = 0 и 5vz = = 0. Таким образом, строго говоря, БМЗ моды не могут возбуждаться в корональных петлях с вмороженными основаниями (Sv = 0), поскольку пучности поперечных возмущений Sv± должен соответствовать узел продольных Svz и наоборот. Однако изгибные БМЗ колебания корональных петель надежно наблюдаются во время солнечных вспышек (Ашванден, 2006), что противоречит сделанному выше выводу. На наш взгляд, полученное противоречие можно разрешить, если учесть малость отношения амплитуд \Svz|/|Sv^ |.
Из Приложения (П.10) следует, что усредненные по сечению магнитной трубки возмущения продольной и поперечной скорости радиальных БМЗ колебаний связаны соотношением (Svz) _ ка ¡3
(6v±) ~ Vj 1 + /3' U
где nj — нули функции Бесселя J0. При k = n/L формула (2) предполагает, что для "толстых" (a ~ L) корональных петель с плазменным пар
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.