Диагностика газа в областях формирования массивных звезд по наблюдениям J=1-0 HCN

Одной из основных компонент межзвездной среды в Галактике являются облака межзвездного газа, температуры внутри которых могут варьировать от ~ 10 К до 100 К. а плотности — от ~ 103 см-3 до > 107 см" 3, содержащие большое количество разнообразных неорганических и органических молекул, а также частиц пыли, благодаря чему такие облака называются молекулярно-пылевыми. Хотя данные объекты весьма разнообразны по своим физическим характеристикам, кинематике, морфологии и положению в Галактике, их общим свойством является то, что именно в них, а конкретно, в наиболее плотных областях, недоступных для оптических наблюдений, происходит образование новых звезд. Такие области получили название «плотных ядер» молекулярно-пылевых облаков. Свидетельством того, что именно в этих объектах происходит образование новых звезд, может служить наличие в них ультракомпактных зон Н II, а также ярких точечных ИК-источников, являющихся индикаторами ионизации и нагрева газопылевой оболочки, окружающей звезду на начальных этапах ее эволюции. Признаками областей звездообразования могут служить и молекулярные мазерные источники, а также высокоскоростные молекулярные потоки, свидетельствующие о начавшейся динамической активности молодых звездных объектов.

Эффективным средством определения свойств молекулярно-пылевых облаков и их ядер являются наблюдения в линиях различных молекул и в континууме на длинах волн от миллиметрового до дальнего ИК диапазонов. Большое количество вращательных переходов межзвездных молекул приходится на миллиметровый диапазон длин волн, в частности, на его коротковолновую часть. Часто эти наблюдения являются единственным доступным источником информации о процессах, происходящих в плотных ядрах молекулярных облаков. Прогресс в области приемной техники в этом диапазоне длин волн, имевший место за последнее время, позволил обнаружить большое количество новых спектральных линий, отождествить их с определенными молекулярными переходами, исследовать большое количество объектов и значительно продвинуться в понимании физики молекулярно-пылевых облаков и их ядер.

Можно выделить два направления, по которым идут исследования. К первому можно отнести изучение отдельных объектов в линиях различных молекул, индикаторов определенных физических условий (например, плотности, кинетической температуры) или в различных переходах одной молекулы нередко с использованием параллельных наблюдений или доступных из литературы данных о свойствах объекта в инфракрасном, оптическом и радиодиапазонах с целью построения моделей, наиболее полно отражающих все наблюдаемые явления, присущие данному объекту. Ко второму направлению можно отнести исследование большого массива облаков, отобранных в соответствии с определенным критерием, фрагментов одного облака или комплекса в линиях одной-двух молекул. Это направление помимо задач обнаружения новых объектов для дальнейших детальных исследований позволяет выявлять статистические характеристики изучаемой выборки, находить общие закономерности и зависимости между параметрами молекулярного излучения и, по возможности, сравнивать лх с теоретическими.

Большинство работ, относящихся ко второму направлению, изначально представляли собой обзоры в линиях 3 — 1—0 и 3 = 2 — 1 молекулы СО и ее изотопической модификации 13СО, а позднее и в линиях молекулы С180. Врыцательные переходы СО термализуются при сравнительно умеренных плотностях газа Ю3 см" 3), при этом линии СО могут служить хорошими индикаторами распределения газа с меньшими плотностями, а также распределения температуры в более плотных областях, в то время как по линиям молекул 13С0 и С180, оптическая толщина которых существенно меньше, можно судить о концентрации газа на луче зрения. Наблюдения плотных ядер молекулярных облаков в линиях молекул, возбуждающихся при плотностях газа ^ 104 см-3 (СЭ, 1ЧНз, НС1Ч, НСО+, НСзЫ, НгСО и др.), помогает исследовать физические процессы, происходящие во внутренних областях, в непосредственной близости от мест образования новых звезд. До последнего времени обзоры, проводимые, в основном, в линиях СЭ и ИНз, были сконцентрированы на плотных ядрах темных холодных облаков, как местах формирования звезд малой массы.

1 Л/®-), находящихся на относительно близких расстояниях и имеющих достаточно простую структуру. Эти исследования привели к появлению теории образования изолированных звезд малой массы [22], хотя многие детали этого процесса на сегодняшний день еще остаются неясными. В то же время процесс образования массивных звезд, в котором возможна фрагментация ядер до начала коллапса, а также воздействие уже сформировавшихся звезд на процесс фрагментации и образования следующего поколения звезд, не изучен даже в общих чертах. Как известно, массивные звезды (^10 М0) формируются в кластерах и ассоциациях, куда могут входить также звезды малой массы. Таким образом, области массивного звездообразования играют важную роль при формировании всех типов звезд, и нельзя в общем понять процесс звездообразования без всестороннего изучения этих областей.

Плотные ядра облаков, где формируются массивные звезды, лишь в последнее время стали систематически исследоваться в линиях, являющихся зондами плотного газа [23, 24, 25, 26, 27, 28]. В основном, это линии молекул СЭ и N?[3. Линии СЯ служат удобным индикатором плотности газа благодаря набору доступных наземным наблюдениям вращательных переходов этой молекулы, в то время как молекула аммиака (КН3) является удобным «термометром» плотных ядер молекулярных облаков. Статистическая информация, получаемая в таких обзорах, помогает в изучении эволюции плотных ядер молекулярно-пылевых облаков, процесса звездообразования, взаимодействия молодых звезд с «родительским» облаком, а также химии плотных ядер.

Молекула цианистого водорода (синильной кислоты), НС]М, также широко распространена в межзвездной среде. Линии ее вращательного спектра зарегистрированы в молекулярно-пылевых облаках, оболочках звезд поздних спектральных классов, других галактиках, объектах Солнечной системы. Обладая большим дипольным моментом (¡-=з 3 Б), НСК традиционно используется как индикатор газа с высокой плотностью (критическая плотность для перехода = 1 — 0 при температуре 30 К, которую можно оценить из условия равенства вероятности радиационных переходов и вероятности переходов из-за столкновений, составляет 3.7- 106 см-3). Однако из-за невозможности проведения наземных наблюдений перехода / = 2 — 1 и сложности интерпретации сверхтонкой структуры перехода J = 1 — 0, интенсивности компонент которого в большинстве наблюдаемых объектов отличны от значений, ожидаемых в случае локального термодинамического равновесия (ЛТР), НСК не получила достаточного распространения для диагностики физических параметров плотных ядер, как СБ и N?[3. По этой причине редки обзоры большого числа объектов в линиях НС1Ч, практически не проводится сравнительного статистического анализа параметров линий НСК с параметрами линий других молекул и с характеристиками пыли. Наличие сверхтонкой структуры спектра затрудняет анализ кинематики газа в облаках и исследование высокоскоростных потоков от молодых звезд. В задачи, традиционно решаемые с помощью наблюдений НСГГ, входит поиск газа с высокой плотностью и оценка лучевых и относительных концентраций (распространенностей) НСК (для этого чаще используются оптически тонкие линии изотопа Н13СК), на основании чего можно судить о химической эволюции плотного газа в объектах различного типа («теплые» облака, темные «холодные» облака, высокоширотные перистые облака, оболочки звезд позднего спектрального класса, объекты Солнечной системы, внегалактические объекты и т. д.).

Тем не менее, одновременные наблюдения трех сверхтонких компонент перехода.

7 = 1 — 0 НСИ дают уникальную информацию о свойствах плотного газа, хотя для ее извлечения требуется разработка специальных моделей и проведение компьютерного моделирования возбуждения НС1М. Остановимся подробнее на особенностях энергетического и частотного спектров молекулы, а также на причинах, приводящих к так называемым аномалиям сверхтонкой структуры перехода «7 = 1 — 0.

Вращательный спектр НСИ обладает сверхтонкой структурой. Появление этой структуры обусловлено, главным образом, квадрупольным взаимодействием ядра 14 М (спин 1) с электронной оболочкой молекулы. Существуют и дополнительные расщепления уровней НСК (например, связанное с наличием спина ½ у ядра 1П), однако, они слишком малы и практически не разрешаются при наблюдениях. Как показано в работе [29], возникающие при этом подуровни заселяются пропорционально их статистическим весам и при расчете суммарных (по этим подуровням) населенностей дополнительные расщепления можно не учитывать.

Схема нижних энергетических уровней и структура первых трех вращательных переходов ИСК показаны на рис. 1.1. Центральные частоты переходов равны (в МГц): и (1 — 0)=88 631.6, 1/(2 — 1)=177 261.1, 1/(3 — 2)=265 886.4.

Сверхтонкое расщепление линий наблюдается у многих молекул. Однако близость отдельных сверхтонких компонент в спектре НС1Ч, начиная с перехода «7 = 2 — 1, друг к другу до расстояний порядка тепловых ширин, значительные оптические толщины этих компонент во многих объектах, а также особенности столкновительного возбуждения НС1Ч, связанные с большим квадрупольным моментом молекулы и выражающиеся в том, что вероятности столкновительных переходов с Д"7 = 2 превышают остальные в несколько раз [30], приводят к появлению уникальных наблюдаемых эффектов в спектре «7 = 1—0 НСК.

Сверхтонкие компоненты 7*1 = 1 — 1, 771 = 2 — 1и^=0- 1 перехода «7 = 1 — 0 разрешаются при наблюдениях в большинстве галактических объектов. Первые же наблюдения ИСК в направлении отдельных молекулярных облаков Галактики, связанных с областя.

2 4 3.

— 1 km/s.

4 -3.

3−2 J=3−2.

3−3 1 2—11 2−3 2−2.

3−2.

1 km/s.

2−1.

2 1 2−2 1 1 1−2 1−1 1.

J=2— 1.

F=2—1.

1 km/s.

1 / / - 0 2 F= 1−1 F=0- 1 ч — 1.

0 1 | | i i.

J=l-0.

— 1.

1 2 Ai/(MHz).

Рис. 1.1. Схема энергетических уровней и структура вращательных переходов молекулы НСЫ для значений вращательного квантового числа 7=0, 1, 2, 3. Относительные интенсивности компонент переходов соответствуют случаю малой оптической толщины линий. Для каждого перехода дополнительно указан масштаб в единицах скорости. ми Н II [31, 32, 33, 34], показали, что наблюдаемые значения отношений интенсивностей боковых компонент перехода 7 = 1 — 0 ИСК к центральной, Н12 = = 1 — 1)//(-Р = 2 — 1) и В.02 = 1{Р = 0 — 1)/1(Р = 2 — 1), часто отличаются от значений в оптически тонком случае (0.6 и 0.2, соответственно). Если линии находятся в локальном термодинамическом равновесии (ЛТР), то естественно ожидать, что наблюдаемые значения К12 и Я02 будут принимать значения в диапазоне от 0.6 и 0.2, соответственно, до 1 (в случае большой оптической толщины, когда линии термализуются). Наблюдения показывали, однако, что компонента ^ = 1 — 1 значительно ослаблена по сравнению с 71 = 2 — 1, так что Я2 < 0.6, в то время как Л02 ~ 0.2. При этом наблюдаемые интенсивности компонент значительно меньше, чем кинетические температуры объектов, что свидетельствует о том, что линии далеки от термализации, а температуры возбуждения компонент отличаются друг от друга и, по-видимому, зависят от оптической толщины. Данный эффект получил название аномалий сверхтонкой структуры и наблюдался, в основном, в отдельных теплых облаках, где кинетическая температура 20 К. Имеются и иные виды аномалий, о которых будет сказано ниже.

Природе аномалий сверхтонкой структуры = 1 — 0 ИСК был предложен ряд объяснений. В работе [35] было показано, что столкновительные переходы J = 0 — 2 с последующими радиационными переходами на уровень 7 = 1 могут приводить к вышеупомянутым аномалиям в переходе 3 — 1 — 0, когда компоненты перехода 3 = 2 — 1 являются оптически толстыми. Однако для рассчитанных в данной работе оптических толщин компонент перехода <7=1—0 НСК (> 50) и плотностях молекулярного водорода < 105 см-3 линии должны демонстрировать насыщение. Это плохо согласовалось с близостью наблюдаемых ширин линий НСК и H13CN в ряде объектов [31].

В работе [31] было показано, что перекрытия сверхтонких компонент в переходе 3 = 2 — 1, а также столкновительные переходы между сверхтонкими компонентами с АЗ = 0 (квазиупругие столкновения) могут быть эффективным средством переноса на-селенностей с уровня 3 = 1, -Р = 1 на уровень 7 = 1, ^ = 2 и причиной наблюдаемых аномалий при умеренных оптических толщинах 10). Указывалось, что перекрытия сверхтонких компонент в переходе 3 = 2 — 1 и более высоких переходах могут быть как локальными (за счет теплового уширения локальных профилей компонент), так и нелокальными (за счет сдвига компонент, излучаемых в удаленных частях облака, друг относительно друга из-за эффекта Доплера при наличии систематических движений в облаке). Для анализа влияния этих перекрытий в работе [31] были рассмотрены две модели: модель турбулентного слоя и модель коллапсирующей сферы с большим градиентом скорости и кинетической температурой 60 К при плотностях водорода п (Н2) = 104 —1075 см-3 и скоростях, соответствующих ширинам линий на половинном уровне в 1 км/с и в 2 км/с. Было показано, что аномалии сверхтонкой структуры нетрудно получить для модели коллапсирующей сферы при учете нелокальных перекрытий сверхтонких компонент в переходе .7 = 2 — 1 при плотностях 104 — 106 см-3 и значениях концентрации ИСК на луче зрения Д^(НС1Ч) ~ 1013 — 1015 см-2. Хотя модель турбулентного слоя, учитывающая локальные перекрытия компонент, также приводит к аномальным соотношениям между интенсивностями компонент перехода 3 = 1 — 0, в данной модели профили линий часто демонстрируют самопоглощение, что крайне редко наблюдается в действительности в областях, где происходит образование массивных звезд. Несмотря на ограниченный диапазон температур, скоростей турбулентных и систематических движений, ограниченное число учитываемых вращательных уровней (Зта.х = 3), а также ряд упрощений при расчете столкновительных вероятностей между расщепленными энергетическими уровнями и при учете перекрытий сверхтонких компонент, в работе [31] был сделан ряд важных качественных выводов о влиянии перекрытий сверхтонких компонент в переходах 7 = 2 — 1 и 3 = 3 — 2 на наблюдаемые интенсивности компонент перехода 3 — 1—0, что определило дальнейшее направление исследований возбуждения HCN в межзвездных облаках.

В работе [36] был выполнен более корректный учет перекрытий сверхтонких компонент при расчете средней интенсивности поля излучения за счет обобщения формализма вероятности выхода фотона на случай близко расположенных перекрывающихся спектральных компонент, а также изложены возможные варианты приближенного учета столкновительных вероятностей между сверхтонкими уровнями НСМ', точный расчет которых в общем виде затруднителен. Столкновительные вероятности для переходов между нерасщепленными вращательными уровнями ИСК при столкновениях с молекулой Не, которые, по-видимому, должны быть близки к вероятностям столкновений НСК с Н2, были рассчитаны в работе [30. В работе [36] были рассмотрены три варианта приближенного учета столкновительных вероятностей между расщепленными уровнями. В первом случае (как и в работе [31]) вероятности переходов считались пропорциональными степени вырождения конечного уровня, во втором и третьем случаях был использован метод мультипольного разложения Варшаловича и Херсонского [37], при котором столкновительные вероятности переходов между сверхтонкими компонентами уровней 3 та 3' являются функциями зероятностей переходов с нулевого уровня на уровень 5 = 3 — 3'.3 + 3'. При этом вероятности переходов при квазиупругих столкновениях (AJ = 0) считались либо пропорциональными вероятности перехода .7 = 2 — 0 (первый и второй случаи), либо также выводились из мультипольного разложения (третий случай). Сравнение, проведенное для модели с Ткш = 60 К, «(Щ) = Ю5 см-3 и Л^(НС]Ч) = 1013 см-2, показало, что отношения Яп и Т? о2 могут изменяться до 20% в зависимости от выбранного варианта столкновительных вероятностей.

В работе [36] было получено удовлетворительное согласие рассчитанных интенсив-ностей сверхтонких компонент перехода <7 = 1—0 НСК с наблюдаемыми в различных теплых облаках для модели облака с чисто тепловым уширением линий при использовании первого варианта учета столкновительных вероятностей. Также было выявлено значительное расхождение в значениях Яи по сравнению с результатами расчетов из работы [31] (модель турбулентного слоя с Ткш = 60 К и п (Н2) = 105 см-3), когда суммарная оптическая толщина компонент перехода 7 = 1 — 0 превышала 2, что, по-видимому, связано с более корректным учетом перекрытий сверхтонких компонент и большим числом учитываемых вращательных уровней («/тах = 6).

То, что наблюдаемые ширины линий НСК в областях, где описанные выше аномалии наиболее сильны, намного превышают тепловые, указывая на существование нетепловых, турбулентных или систематических движений на луче зрения, не принималось во внимание, хотя еще в работе [31] указывалось, что микротурбулентные движения со скоростями, соответствующими наибольшим наблюдаемым ширинам линий должны сводить на нет любые аномалии сверхтонких компонент.

В работе [38] были опубликованы столкновительные вероятности НСЫ-Не, рассчитанные с помощью метода сильной связи для кинетических температур 10 К, 20 К и 30 К и <�Лпах = 4. Будучи в целом близки к значениям, полученным из мультипольного разложения [37], их вероятности отличались, однако, для квазиупругих переходов (AJ — 0). Хотя в работе Тернера и др. [18] указывалось на близость результатов расчетов для модели с Ткш = 30 К, п (Н2) = 105 см-3 и ДУ = 0.5 км/с для столкновительных вероятностей, рассчитанных по методу мультипольного разложения и по методу сильной связи, последние представляются более предпочтительными для температур ~ 10 К, характерных для темных холодных облаков.

В отличие от теплых облаков, темные холодные облака, где кинетические температуры низки 10 К), обычно не демонстрируют аномального ослабления компоненты F = 1 — 1 перехода 7 = 1 — 0 НСК [34, 39]. Наблюдаемые в этих объектах значения отношения Яи обычно лежат в диапазоне от ~ 0.6 до ~ 1. Хотя ширины линий НСЫ в холодных облаках обычно превышают тепловые, они существенно меньше, чем ширины линий в теплых облаках. Эффективность перекрытий сверхтонких компонент в переходе 3 — 2 — 1 в этих объектах, по-видимому, слабее, чем в теплых облакахпри формировании наблюдаемых интенсивностей компонент перехода 7 = 1 — 0 более существенным становится эффект насыщения линий, хотя отклонения от ЛТР также имеют место. Это послужило дополнительным основанием для вывода, что эффект теплового уширения сверхтонких компонент должен играть существенную роль при их перекрытии и переносе населенностей между расщепленными уровнями. Однако детального анализа последствий дополнительного уширения компонент за счет мелкомасштабной турбулентности, соответствующей наблюдаемым ширинам линий, сделано не было.

Значения наблюдаемые в темных облаках и глобулах, часто значительно превышают 0.2. В отдельных случаях Я^ может превышать Я2 и даже быть >1, как, например, в темном облаке ТМС-1 [33, 40]. Аномалии, которые невозможно объяснить в рамках модели локальных перекрытий сверхтонких компонент [36], наблюдаются и в отдельных облаках, связанных с областями Н II: Э76Е [41] и N007538(8158) [42]. Для их объяснения, по-видимому, необходимо либо привлекать модели с систематическими движениями, приводящими к нелокальным перекрытиям компонент, излученных в удаленных частях облака, либо исследовать модели с неоднородным распределением вещества на луче зрения. Так, наиболее вероятное объяснение аномалий в ТМС-1 заключается в рассеянии излучения плотного ядра в более разреженной оболочке, обладающей большой оптической толщиной [43], что может приводить к ослаблению более оптически плотной компоненты Р = 2 — 1 перехода 7 = 1 — 0 по сравнению = = В случае Э76Е объяснение может заключаться в экранировании компоненты F = 2 — 1 газом меньшей плотности, имеющим сдвиг по скорости, соответствующий расстоянию между компонентами ^ = 1 — 1 и ^ = 2 — 1 [41].

Таким образом, задача объяснения наблюдаемых спектров 7 = 1 — 0 НСК с вышеописанными аномалиями требует построения моделей источников и проведения детальных расчетов возбуждения НСИ с учетом отличий от ЛТР и решения уравнения переноса излучения в локально и нелокально перекрывающихся линиях в рамках этих моделей. При проведении расчетов представляется важным не ограничиваться лишь получением значений интенсивностей сверхтонких компонент 7 = 1—0 ИСК, близких к наблюдаемым, как это делалось, например, в работе [36], но полностью моделировать профили компонент. Поскольку интенсивности компонент перехода 7 = 1 — 0 зависят от степени перекрытия компонент в переходах более высоких порядков и от значений локальных ширин линий [36], возникает задача определения, как соотносятся между собой локальные и наблюдаемые характеристики профилей линий.

Как было отмечено выше, аномалии сверхтонкой структуры 7 = 1 — 0 НС1Ч, наблюдаемые в ряде теплых и темных холодных облаков, отличаются друг от друга. Поскольку теплые облака обычно ассоциируются с областями Н II, образующимися вокруг массивных звезд [44], возникает вопрос, насколько типичны вышеописанные аномалии для данного класса объектов. Для ответа на него необходимо получить достаточно большой массив данных наблюдений НСМ в направлении плотных ядер, связанных с областями образования массивных звезд. Актуальность такой задачи обусловлена также и тем, что большие массивы данных наблюдений даже в одной линии 7=1 — 0 НСК могут позволить исследовать свойства плотных ядер молекулярных облаков, связанных с областями массивного звездообразования, статистическими методами с целью выявления закономерностей, присущих данному классу объектов, которые нельзя обнаружить, изучая отдельные объекты.

В дели настоящей диссертации входил поиск излучения 7=1 — 0 ИСК в направлении плотных ядер молекулярных облаков, связанных со сформировавшимися массивными звездами, проявляющимися в виде оптических областей Н II, а также в направлении полной выборки ярких ИК-источников во внешней Галактике. В результате данного систематического исследования было найдено, что аномалии сверхтонкой структуры, свойственные теплым облакам, широко распространены в объектах, связанных с областями образования массивных звезд, где наблюдаются наиболее интенсивные линии ИСК.

В диссертации дается интерпретация наблюдавшихся спектров в тех объектах, где была уверенно зарегистрирована сверхтонкая структура перехода <7=1—0 ИСК и наблюдались аномалии интенсивностей компонент перехода. Это потребовало проведения детальных модельных расчетов возбуждения НС1Ч, для чего были разработаны теоретические модели и оригинальные компьютерные программы, результатом которых явились модельные спектры НСЫ, предназначенные для непосредственного сравнения с наблюдаемыми спектрами. Сделан вывод о том, что наиболее успешной в объяснении аномальных спектров 7 = 1 — 0 НСК в областях формирования массивных звезд является модель с мелкомасштабной фрагментарностью.

В диссертацию также включен статистический анализ полученных данных, найдена зависимость числа облаков с излучением НСК от галактоцентрического расстояния, проведено сравнение параметров линий НСК с параметрами линий других молекул, наблюдавшихся в тех же объектах другими авторами, а также сравнение с ИК-данными.

Переходим к изложению результатов.

Глава 2.

Наблюдения облаков, связанных с областями массивного звездообразования, в линии J = 1−0 молекулы НСК.

Настоящая глава посвящена изложению результатов наблюдений молекулярных облаков, связанных с областями массивного звездообразования в Галактике, в линии 3 — 1 — 0 НСМ. Массивные звезды на ранних стадиях своей эволюции, когда они становятся доступными наблюдениям, часто ассоциируются с яркими инфракрасными источниками и ультракомпактными областями Н II, погруженными в плотные ядра молекулярных облаков. В процессе своего развития массивные звезды интенсивно взаимодействуют с окружающим их молекулярным газом, что может приводить к его сжатию вблизи расширяющихся зон Н II и индуцированию нового процесса звездообразования. Наблюдения молекулярных линий, возбуждающихся при высокой плотности газа, как в направлении молекулярных облаков вблизи проэволюционировавших зон Н II, так и в направлении более молодых звезд, проявляющих себя в виде ультракомпактных зон.

H II и ярких ИК-источников, могут давать информацию о наличии плотных конденсаций (ядер) на луче зрения, о физических условиях внутри ядер, а сравнение параметров линий с ИК-данными может помочь оценить взаимосвязь между газом и пылью, нагреваемой излучением молодых звезд.

Наблюдения в линии J = 1 — О HCN проводились в направлении облаков, связанных с оптическими областями H II из каталога Шарплесса [45], как мест возможного образования новых массивных звезд, а также в направлении полной выборки ярких ИК-источников из каталога IRAS [46] во внешней Галактике. Обзор облаков, связанных с областями H II Шарплесса, явился одним из первых систематических исследований молекулярных облаков в линии молекулы, возбуждающейся при высокой плотности, в ходе которого было обнаружено излучение HCN более, чем в половине наблюдавшихся объектов. В результате обзора высокий процент обнаружений HCN был зарегистрирован в направлении объектов, имеющих близкие точечные ИК-источники IRAS (отстоящих от наблюдавшейся позиции на расстояние < 1'), в большинстве которых плотность потоков на длине волны 100 мкм превышала 500 Ян. К сожалению, относительно невысокое спектральное разрешение и недостаточная чувствительность приемной аппаратуры в ходе наблюдений не позволили провести детальный анализ интенсивностей компонент сверхтонкой структуры HCN. Это обусловило актуальность проведения с помощью более чувствительной аппаратуры повторных наблюдений в линии J = 1—0 HCN ряда объектов, связанных с областями H II Шарплесса, а также цикла наблюдений 51-го яркого ИК-источника из каталога IRAS [46] (с потоками на длине волны 100 мкм > 500 Ян), представляющих собой полную выборку таких источников в заданном секторе внешней Галактики. Во многих из них была уверенно зарегистрирована сверхтонкая структура перехода J = 1 — 0 HCN и было найдено, что значительное число источников демонстрируют аномалии сверхтонкой структуры, свойственные теплым облакам (см. главу 1). Объекты из каталога Шарплесса, в направлении которых было обнаружено излучение HCN, наблюдались также в линии J = 1 — 0 молекулы НСО+, а некоторые из них в линиях J = 1 — 0 молекул H13CN и Н13СО+, что позволило оценить концентрации молекул на луче зрения, а также распространенности HCN. Материалы данной главы опубликованы в работах [4, 5, 6, 7, 8, 11, 12, 14, 15, 16, 21].

Заключение

.

Приведем основные результаты диссертационной работы.

1) В результате поиска излучения плотного газа в линии 7 — 1 — 0 молекулы HCN в направлении более чем 100 облаков, связанных с областями H II из каталога Шарплесса, а также в направлении полной выборки, состоящей из 51-го яркого ИК-источника IRAS, расположенных во внешней Галактике, найдено а) Заметное излучение HCN наблюдается в большинстве областей образования массивных звезд, в частности, в направлении ~ 90% ярких ИК-источников. б) Аномалии сверхтонкой структуры перехода «7=1 — О HCN, выражающиеся в уменьшении относительной интенсивности компоненты F = 1 — 1 по сравнению с оптически тонким случаем, широко распространены в плотных ядрах, связанных с областями массивного звездообразования. в) Наблюдаемые ширины линий HCN значительно превышают тепловые.

2 км/с), указывая на существование нетепловых (систематических или турбулентных) движений газа в ядрах. г) Концентрации HCN на луче зрения в наблюдавшихся плотных ядрах, рассчитанные в приближении ЛТР, лежат в диапазоне: 3 • 1012 ^ A’l (HCN) ^.

5 • 1014 см" 2.

2) Разработаны модели возбуждения ИСК в облаках, обладающих систематическими движениями типа сжатия и расширения, в облаках с микротурбулентными движениями и непрерывным распределением плотности и в облаках с фрагментарной структурой.

Для значений Л^(НС]Ч) ^ 1012 см-2 линии <7 = 1—0 являются оптически тонкими вне зависимости от других физических параметров и выбранной модели, а отношения интенсивностей сверхтонких компонент перехода равны 0.6 и 0.2. Увеличение лучевой концентрации НСЫ приводит к увеличению оптической толщины линий и появлению аномалий в спектрах.

При больших значениях Л^ относительные интенсивности компонент сверхтонкой структуры 7 = 1—0 ИСК могут меняться в широких пределах вследствие особенностей столкновительного возбуждения HCN и перекрытий близко расположенных компонент в более высоких переходах, которые могут быть как локальными (обусловленными перекрытием локальных функций профиля линий), так и нелокальными (обусловленными доплеровским сдвигом линий, излучаемых удаленными элементами облака). При плотностях п <- 3 • Ю7 см-3, а также при значениях дисперсии локальных нетепловых движений газа <- 2 км/с уменьшения относительной интенсивности компоненты F = 1 — 1 по сравнению с оптически тонким случаем не происходит.

3) Показано, что наблюдаемые спектры <7 = 1 — 0 ИСК с аномалиями сверхтонких компонент можно объяснить в рамках разработанных моделей. Наиболее успешной представляется модель, состоящая из большого числа фрагментов с размерами много меньше диаграммы направленности радиотелескопа. Показано, что в рамках данной модели удается добиться хорошего согласия между наблюдаемыми значениями отношений интенсивностей сверхтонких компонент 7 = 1—0 ИСК и ширинами линий в областях, связанных с образованием массивных звезд. Ряд наблюдавшихся спектров / = 1 — О НСИ можно объяснить в рамках модели расширяющегося облака с зависимостью скоростей систематических движений от радиуса и (г) а г.

Показано, что в рамках микротурбулентной модели без систематических движений не удается воспроизвести спектры 7=1 — 0 ИСК с аномальными отношениями интенсивностей сверхтонких компонент и сверхтепловыми ширинами линий, наблюдаемые в направлении областей образования массивных звезд.

4) Между интегральными интенсивностями линий НСК и других молекул, являющихся индикаторами плотного газа (1ГН3, НСО+, СЭ), существуют сильные корреляции (с коэффициентами корреляции ~ 0.9) как в областях образования массивных звезд, так и в областях образования звезд малой массы и в перистых и полупрозрачных облаках, что указывает на единый механизм возбуждения линий данных молекул, который, наиболее вероятно, является столкновительным.

5) Относительное число облаков, где обнаружено излучение НС1Г, убывает с увеличением галактоцентрического расстояния, что может быть связано с уменьшением плотности, относительной концентрации или коэффициента заполнения диаграммы направленности телескопа плотным газом с расстоянием от центра Галактики.

6) Кинетические температуры газа в ядрах, имеющих близкие ИК-источники, в среднем на 30% ниже температур пыли. Основным источником нагрева газа, скорее всего, являются столкновения молекул газа с частицами пыли.

7) Найдена следующая зависимость между ширинами линий НСО+ и Н13СО+ и размерами областей излучения 10-ти плотных ядер: АV «2.6 • I (°-6±-0Л) — которая может быть следствием близости этих ядер к критическому состоянию на грани гравитационной неустойчивости. Внешнее давление на плотные ядра в среднем должно составлять Рехь/к ~ 3 • 106 см-3К и создаваться более разреженной молекулярной оболочкой.

8) Показано, что по отношению ИК-потоков на двух длинах волн, на которых объект можно считать оптически прозрачным, и в предположении, что профиль плотности пыли и газа описывается степенной зависимостью р ос г" 13, можно оценить предельное значение показателя /3, которое не превышает 1.5 в исследовавшихся объектах.