1. Úvod
Okolohviezdne prostredie symbiotických sústav je veľmi rozsiahle a skladá sa z oblastí extrémne rozdielnych vlastností. Vnútorná oblasť zahrňuje symbiotický pár s jeho blízkym okolím o rozmeroch niekoľko astronomických jednotiek. Okolohviezdna látka je tu charakterizovaná veľmi vysokými koncentráciami častíc v rozsahu 109 - 1012 v kubickom centimetri. Vonkajšie oblasti symbiotických sústav môžu siahať až do vzdialenosti 1 000 astronomických jednotiek od centrálnej dvojhviezdy. Štruktúry týchto oblastí možno odhaliť na rádiových prípadne optických snímkach z vysokým uhlovým rozlíšením získaných veľkými pozemskými, či družicovými ďalekohľadmi. Vo vonkajších oblastiach meriame podstatne nižšie koncentrácie častíc, približne 103 - 107 v kubickom centimetri. Takéto výrazné hustotné rozdiely a súčasná prítomnosť silného zdroja ionizujúceho žiarenia (horúca hviezda) ako aj silného zdroja neutrálnych častíc (chladný obor) sú zodpovedné za veľmi komplikovanú ionizačnú štruktúru prostredia symbiotických hviezd. V prípade vysokej straty hmoty chladným obrom v tzv. symbiotických Miridách, dochádza ku kondenzácii neutrálnych častíc na prachové zrná.
V takomto extrémne komplikovanom heterogénnom prostredí symbiotických dvojhviezd dochádza k špecifickej interakcii energetického žiarenia s časticami (elektróny, neutrálne atómy, prachové zrná), pri ktorej sa žiarenie zoslabuje v smere vyžarovania. Hovoríme o tzv. procesoch rozptylu. Pri popise hocakého procesu rozptylu uvažujeme určitý objem rozptyľujúcich častíc, ktorý je ožarovaný zväzkom svetelných lúčov. Interakcia v dôsledku rozptylu potom spôsobí zoslabenie svetla v smere jeho pôvodného dopadu a naopak tvorbu rozptýleného svetla v ostatných smeroch. Dôležitou vlastnosťou rozptýleného svetla je jeho polarizácia a dopplerovské posunutie v dôsledku pohybu rozptyľujúcich častíc relatívne ku dopadajúcim fotónom. Prvá vlastnosť sa využíva pri rekonštrukcii tzv. spektropolarimetrických dráh, zatiaľ čo druhá vlastnosť poskytuje informáciu o kinematike oblastí, v ktorých procesy rozptylu prebehujú. Z veľkosti útlmu dopadajúceho žiarenia môžeme potom odvodiť množstvo rozptyľujúcich atómov na dráhe pozorovania, a z toho usudzovať o rozložení neutrálnej látky v dvojhviezde. Procesy rozptylu v symbiotických hviezdach sú tak zdrojom množstva dôležitých informácií o geometrickej, ionizačnej a kinematickej štruktúre ich prostredia a, špeciálne, aj ich dráhových parametrov.
Efekty rozptylu v symbiotických hviezdach si v tejto Rozprave bližšie predstavíme
na príkladoch Rayleighovho a Ramanovho rozptylu ultrafialového žiarenia na neutrálnych atómoch vodíka. Ide o procesy, ktoré sa významnou mierou a takmer výlučne uplatňujú v prostredí symbiotických hviezd. Ich efekty sú z pozorovacieho hľadiska veľmi atraktívne, čo je aj motívom ich súčasného intenzívneho štúdia.
Obrázok 1. Schematický
hladinový diagram Rayleighovho rozptylu v okolí čiar Ly-alfa a Ly-beta
(vľavo) a Ramanovho rozptylu čiary OVI 1032 na atómoch neutrálneho
vodíka.
Tieto procesy sú podmienené súčasnou prítomnosťou ako neutrálnych atómov tak vysoko-energetických fotónov v danom prostredí. Z tohto hľadiska sú symbiotické hviezdy ideálnym a súčasne aj jedinečným laboratóriom pre výskum Rayleighovho a Ramanovho rozptylu vo vesmíre. Vlastnou fyzikálnou príčinou je prítomnosť tzv. intermediálnych hladín v okolí hlavných hladín atómov, ktoré sú charakterizované hlavným kvantovým číslom 1, 2, 3,... Intermediálne hladiny sú veľmi nestabilné, čo znamená, že pravdepodobnosť zachytenia sa elektrónu na týchto energetických úrovniach je veľmi malá, alebo, ináč povedané, účinný prierez odpovedajúcej zrážky je veľmi malý. V prípade, že fotón po zrážke s neutrálnym atómom predsa presunie (odbornejšie, excituje) elektrón zo základného do tohto intermediálneho stavu, tento má snahu okamžite sa stabilizovať, teda presunúť sa (de-excitovať) späť do pôvodného alebo iného hlavného stavu. Pokiaľ sa elektrón pri tomto procese vráti priamo späť do pôvodného stavu, vyžiari tú istú energiu, akú prijal, avšak do hocakého smeru. V smere pozorovania tak dôjde k zoslabeniu fotónov, ktoré tento prechod v atóme spôsobili, v prospech okolitého difúzneho žiarenia. Tento proces sa nazýva Rayleighov rozptyl. Ide o tzv. elastický rozptyl, čím sa poukazuje na energetickú bilanciu procesu - rovnaká energia (t.j. vlnová dĺžka) fotónu pred a aj po rozptyle. Obrázok 1 vľavo schematicky znázorňuje tento proces pre prechody v okolí 2. a 3. hlavnej hladiny atómu vodíka, ktoré energeticky odpovedajú spektrálnym čiaram Ly-alfa a Ly-beta . V prípade, že sa elektrón excitovaný do intermediálnej hladiny stabilizuje v inej hlavnej hladine, než v pôvodnej, vyžiari fotón s menšou energiou (teda s dlhšou vlnovou dĺžkou). Tento proces sa nazýva Ramanov rozptyl. Ide o tzv. neelastický rozptyl - rozdielna energia fotónu pred a po rozptyle. Obrázok 1 vpravo ukazuje excitáciu elektrónu z prvej do blízkosti tretej hlavnej hladiny vodíkového atómu, ktorá nastala po zrážke s fotónom 5-krát ionizovaného kyslíka OVI 103,2 nm, a jeho následnú stabilizáciu na 2. hlavnej hladine, čím sa vyžiari fotón s oveľa nižšou energiou, odpovedajúcou vlnovej dĺžke 682,5 nm.
Nižšie podrobnejšie popíšeme najčastejšie pozorované efekty Rayleighovho a Ramanovho rozptylu v spektrách symbiotických hviezd.
3.1. Základné vlastnosti
Intermediálne hladiny predstavujú len schematické znázornenie pre vysvetlenie procesu. V skutočnosti ide o miesta s rôznou pravdepodobnosťou zachytenia elektrónu, ktorá je najvyššia v blízkosti hlavných hladín, od ktorých klesá v závislosti na vlnovej dĺžke ako funkcia Lambda-4. Znamená to, že fotón s hocakou energiou, aj v širšom okolí hlavnej hladiny, môže byť zachytený, čím dôjde k rozptylu (t.j. útlmu) spojitého spektra v smere pozorovania. Pravdepodobnosti týchto prechodov sú však extrémne malé. Napríklad, účinný prierez Rayleighovho rozptylu v okolí druhej hladiny atómu vodíka (121,6 nm) je Sigma(Rayleigh) ~ 2,3 x 10-23 cm2. To znamená, že k tomu, aby tento efekt bol merateľný, potrebujeme značné množstvo, rádovo aspoň 1021, neutrálnych atómov (rozptyľovačov) v smere pozorovania, t.j. na dráhe spojujúcej zdroj horúceho žiarenia s pozorovateľom. Z toho vyplýva, že najvýraznejší efekt Rayleighovho rozptylu bude spôsobený atómmi neutrálneho vodíka, ktorý je najpočetnejším prvkom. Najprv sa pokúsime odhadnúť, či množstvo neutrálnej látky, produkovanej chladným obrom vo forme hviezdneho vetra, je dostatočné na vytvorenie takej vrstvy, ktorá bude účinne utlmovať prechádzajúce žiarenie procesom Rayleighovho rozptylu. Vieme, že červení obri v symbiotických hviezdach strácajú hmotu s tempom asi 1 - 5 x 10-7 hmotností Slnka za rok. Za predpokladu sféricky symetrického konštantného odtoku hmoty (= hustota x rýchlosť x plocha sféry v danej vzdialenosti), je zodpovedajúca koncentrácia častíc vo vzdialenosti, napríklad, polomeru obra (t.j. približne 100 polomerov Slnka) rádovo 109 v kubickom centimetri. Potom vrstva takéhoto materiálu so základňou 1 cm2 a dĺžkou 100 polomerov Slnka (= 7x1012 cm) bude obsahovať rádovo 1021 - 1022 častíc, čo postačuje na účinný Rayleighov rozptyl žiarenia z blízkeho okolia vodíkovej čiary Ly-alfa. Pre kvantifikáciu efektu zavádzame parameter tzv. stĺpcovej hustoty vodíka, NH, ktorá nám udáva počet neutrálnych atómov vodíka v stĺpci so základňou 1 cm2 v smere pozorovania. Horný panel na Obr. 2 znázorňuje, ako tento parameter v symbiotickej dvojhviezde počítame. Jednoducho sumarizujeme koncentrácie v každom kubickom centimetri pozdĺž lúča pohľadu cez neutrálnu časť hviezdneho vetra. Presným výpočtom dostaneme hodnoty NH ~ 1020 až 1024 častíc na 1 cm2 (t.j. v stĺpci od pozorovateľa až po ionizačnú hranicu so základňou 1 cm2), podľa toho, cez akú časť neutrálneho hviezdneho vetra horúci objekt pozorujeme.
Obrázok 2. Horný panel znázorňuje schému
ionizačnej štruktúry symbiotickej dvojhviezdy EG And v rovine jej obežnej
dráhy. Hrubá čiara rozdeľuje priestor na ionizovanú a neutrálnu časť.
Rayleighov rozptyl môže byť pozorovateľný len v prípade, keď vektor smeru
pohľadu prechádza cez neutrálnu oblasť hviezdneho vetra obra (sivá časť). Kužeľ
neutrálneho vodíka je určený uhlom Fi0 .Hrubá šrafovaná čiara znázorňuje fyzikálny
význam stĺpcovej hustoty vodíka pozdĺž smeru pozorovania. Stredné panely ukazujú
UV spektrá EG And v rôznych polohách: Pred konjunkciou (fáza 0,95) je
spojité žiarenie v okolí Ly-alfa utlmené Rayleighovým rozptylom (sivá časť),
v polohe konjunkcie ( ~ 0) nastáva totálny zákryt horúcej hviezdy obrom
a z opačnej strany ( ~ 0,5) sa efekt Rayleighovho rozptylu
neuplatňuje. Spodný panel ukazuje svetelnú krivku EG And, ktorá nemá žiadne
charakteristiky zákrytovej sústavy, napriek tomu, že jej rovinu obežnej dráhy
vidíme pod uhlom takmer 90 stupňov.
3.2. Efekt útlmu ultrafialového žiarenia
Za predpokladu najjednoduchšej ionizačnej štruktúry, ktorá je znázornená na Obr. 2, je hodnota NH závislá na orbitálnej fáze, najmä pre sústavy s vysokým sklonom dráhy. Obrázok 2 ukazuje príklady ultrafialového spektra zákrytovej sústavy EG And meraného v rôznych orbitálnych fázach. Vo fáze Fi ~ 0,95, teda asi 18 stupňov pred dolnou konjunkciou červeného obra, prechádza svetlo od horúcej hviezdy v smere k pozorovateľovi cez značnú časť oblasti neutrálneho vodíka, a teda možno očakávať silný vplyv Rayleighovho rozptylu. Výsledkom je široké minimum lievikovitého profilu okolo čiary Ly-alfa121,6 nm, ktoré je spôsobené rozptylom žiarenia na 9,4 x 1022 neutrálnych atómov vodíka. Túto situáciu znázorňuje horný panel Obr. 2. Pri pozorovaní dvojhviezdy v polohách bližších k spodnej konjunkcii obra bude žiarenie horúcej hviezdy prechádzať cez silnejšiu vrstvu neutrálneho vodíka (NH ~ 1023 alebo viac) a teda efekt rozptylu bude výraznejší - minimum bude širšie, k útlmu môže dochádzať už od vlnovej dĺžky 150,0 nm . Pre sústavy s vysokým sklonom dráhy dôjde v okolí dolnej konjunkcie obra (Fi ~ 0 +/- 0,05) k úplnému zákrytu horúcej hviezdy. Jej príspevok zo spektra zmizne. Viditeľné bude len žiarenie okolitej hmloviny, ktorej časti nie sú predmetom zákrytu (Obr. 2). Spojité žiarenie ultrafialového spektra je prakticky nulové, prítomné sú len emisné čiary vysoko-ionizovaných prvkov, avšak chýbajú také, ktoré sa tvoria v blízkosti horúcej hviezdy (napr. HeII 1641, NV 1240). V takomto prípade hodnota NH enormne narastá (teoreticky do nekonečna), jej určenie nie je možné. Naopak, vo vzdialenejších polohách, v blízkosti ionizačnej hranice zo strany neutrálnej zóny, sú hodnoty NH minimálne a v orbitálnych fázach Fi > Fi0t.j. v oblasti ionizovaného vetra (viď Obr. 2), svetlo horúcej hviezdy už neprechádza cez neutrálny vodík, a teda Rayleighov rozptyl sa nemôže uplatniť. Obrázok 2 ukazuje príklad odpovedajúceho spektra pozorovaného v polohe keď horúca hviezda je vpredu (Fi ~ 0,5). Spektrum je charakterizované strmým profilom vzrastajúcim smerom ku kratším vlnovým dĺžkam - žiarenie horúcej hviezdy nie je utlmené.
3.3. Indikácia vysokého sklonu dráhy
Z vyššie uvedených vlastností vyplýva, že efekt Rayleighovho rozptylu je zároveň indikátorom vysokého sklonu dráhy. Keď si predstavíme neutrálnu zónu vodíka priestorovo, ako rotačný kužeľ symetrický s osou dvojhviezdy a vrcholovým uhlom Fi0 potom pre taký sklon dráhy i, pre ktorý platí 90o - i >Fi0 efekt Rayleighovho rozptylu nebude pozorovateľný v žiadnej polohe. Opačne, výrazný útlm spojitého žiarenia v ďalekej UV oblasti znamená, že žiarenie horúcej hviezdy prechádza cez hrubú vrstvu neutrálneho vodíka (NH ~ 1022 cm-2 a viac), čo je možné len vtedy, keď sklon dráhy sústavy voči pozorovateľovi je vysoký (90o - i << Fi0. Jediným zdrojom neutrálnych častíc je totiž obor, ktorý so svojím horúcim súputníkom zdieľa spoločnú rovinu obežnej dráhy. V prípade tzv. pokojných symbiotických hviezd, u ktorých sme zatiaľ nezaznamenali žiadne vzplanutie (napr. EG And, SY Mus, RW Hya), je efekt Rayleighovho rozptylu jediným prostriedkom umožňujúcim odhadnúť sklon obežnej dráhy. Svetelné krivky týchto symbiotík totiž vykazujú periodické vlnenie - minimá sú veľmi široké, nemožno ich prisúdiť zákrytovému efektu. Obrázok 2 ukazuje príklad takejto svetelnej krivky pre EG And. Ako vieme z Rozpravy II, počas kľudných fáz je dominantným príspevkom svetla v optickej oblasti spektra žiarenie hmloviny, ktorá v dvojhviezde zaujíma veľmi rozsiahly priestor. Periodické variácie sú spôsobené rozdielnou nepriezračnosťou hmloviny pri pozorovaní v rôznych polohách. Z týchto dôvodov sa usudzovalo, že EG And pozorujeme pod uhlom približne 45 stupňov, ako tomu nasvedčovalo riešenie jej spektroskopickej dráhy a modelovanie svetelnej krivky. Avšak analýza UV spektier, systematicky získavaná IUE družicou, odhalila vplyv a význam Rayleighovho rozptylu a jednoznačne tak ukázala, že uhol sklonu symbiotických hviezd EG And, SY Mus a RW Hya je veľmi vysoký, napriek tomu, že ich svetelné krivky nevykazujú ani náznak zákrytového javu.
Obrázok 3.
Stĺpcová hustota neutrálneho vodíka NH ako funkcia orbitálnej fázy pre pokojnú sústavu SY
Mus a aktívnu sústavu AR Pav. V prvom prípade sa neutrálna látka
pozoruje len v okolí spodnej konjunkcie obra (má však nesymetrický tvar),
zatiaľ čo v druhom prípade je neutrálny vodík indikovaný z ľubovolného
smeru. Obidve sústavy sú zákrytové.
3.4. Mapovanie geometrickej štruktúry neutrálnej oblasti
Pokiaľ máme dostatočné množstvo pozorovaní v ultrafialovej oblasti spektra počas orbitálneho pohybu, efekt Rayleighovho rozptylu poskytuje informáciu o rozložení neutrálnej látky v dvojhviezde. Obrázok 3 ukazuje meranie stĺpcovej hustoty neutrálneho vodíka pre pokojnú sústavu SY Mus a aktívnu sústavu AR Pav. Obidve sú známe ako zákrytové sústavy. V prípade SY Mus pozorujeme silný útlm ďalekého UV žiarenia len v blízkom okolí spodnej konjunkcie obra, približne vo fázach Fi ~ 0 +/- 0,05. Avšak, ako je z obrázku vidno, neutrálny vodík je rozložený nesymetricky vzhľadom na čas konjunkcie. Pred konjunkciou, približne od fázy 0,9 počet atómov vodíka narastá rýchlo, zatiaľ čo po konjunkcii pozorujem pomalší pokles. Podľa Obr. 2 (schéma na hornom paneli) to znamená, že uholFi0, ktorý vymedzuje rozsah neutrálnej zóny, je po konjunkcii (index 2 na Obr. 3) väčší než pred ňou (index 1). Túto asymetriu rozloženia neutrálnej hmoty v sústave možno vysvetliť ako dôsledok orbitálneho pohybu obra. V oblastiach v smere orbitálneho pohybu obra, ktoré pozorujeme vo fázach okolo 0,9, obor častice v priestore dvojhviezdy svojím orbitálnym pohybom doháňa. Tieto oblasti sú preto hustejšie a menej rozsiahle než redšie a rozsiahlejšie oblasti za obrom. Tento efekt možno prirovnať k "zametaniu" častíc obrom v dvojhviezde.
Zaujímavým príkladom rozloženia neutrálnej látky v dvojhviezde sú aktívne symbiotické sústavy s vysokým sklonom dráhy, u ktorých pozorujeme zoslabenie ďalekého ultrafialového žiarenia Rayleighovým rozptylom v ľubovolnej orbitálnej fáze. Znamená to, že neutrálna látka obklopuje celú dvojhviezdu, minimálne v rovine obežnej dráhy. Obrázok 3 ukazuje príklad AR Pav. V okolí dolnej konjunkcie obra stĺpcová hustota neutrálneho vodíka dosahuje maximálne hodnoty a jej profil v závislosti na orbitálnej fáze je podobný ako pre pokojné symbiotické hviezdy, napríklad SY Mus na Obr. 3. Vo fázach vzdialenejších od konjunkcie sú stĺpcové hustoty vodíka o 1 až 2 rády nižšie. Z Rozpravy I vieme, že pozorovanie neutrálnej látky z hocakej polohy okolo celej sústavy s vysokým sklonom dráhy je prechodný jav, ktorého prítomnosť je spojená s aktivitou sústavy. Pri prechode do pokojnej fázy, prejavy neutrálneho vodíka zostanú pozorovateľné len v okolí dolnej konjunkcie obra, ako v pokojných sústavách. Vysvetlenie takého chovania možno hľadať v zmene ionizačnej štruktúry počas aktívnych fáz. Vieme, že počas aktivity dochádza k tvorbe opticky hrubého disku okolo horúcej hviezdy v rovine jej dráhy, ktorého okrajové časti sú vertikálne rozšírené a svietia pri teplotách výrazne nižších (20 až 30 tisíc kelvinov) než centrálna hviezda (100 tisíc kelvinov a viac). Takáto geometrická a teplotná štruktúra aktívneho objektu spôsobí prudký pokles ionizácie vodíka v rovine disku, t.j. v rovine obežnej dráhy zložiek dvojhviezdy, pretože žiarenie o teplote 25 000 K nie je prakticky schopné vodík ionizovať. Naopak, oblasti nad a pod diskom, ktoré sú v priamom dosahu žiarenia centrálnej hviezdy, zostávajú ionizované. Za týchto okolností sa neutrálny vodík hviezdneho vetra obra môže nachádzať v okolí obežnej dráhy, v "ionizačnom tieni" okrajových častí disku, a tak spôsobovať pozorovaný útlm UV žiarenia Rayleighovým rozptylom, bez ohľadu na orbitálnu fázu pozorovania. Keď sa disková "obálka" rozplynie, prestane tieniť ionizujúce žiarenie z centra, čo umožní ionizáciu aj oblastí v rovine dráhy. Sústava tak prechádza do štádia pokoja, Rayleighov rozptyl sa v týchto častiach dvojhviezdy prestane uplatňovať.
Merania stĺpcovej hustoty ako funkcie orbitálnej fázy nám poskytuje dôležité informácie o rozložení a štruktúre neutrálneho materiálu v sústave.
Obrázok 4. Efekty
Ramanovho rozptylu čiary OVI 103,2 nm pozorované v spektrách
symbiotickej hviezdy Z And počas jej nedávnej aktivity. Ľavý horný panel
ukazuje vývoj čiary OVI 103,2
nm ako ju zmerala družica FUSE (šípka označuje absorpčnú zložku P-Cygni
profilu). Na pravom paneli je odpovedajúci vývoj jej rozptýlenej časti
v optickej oblasti spektra okolo
683,0 nm. Ľavý dolný panel potom znázorňuje
efektivitu tohto rozptylu (plné štvorce) podľa vzťahu (1). Porovnané sú
intenzity OVI čiary v relatívnej škále (krížiky).
4.1. Základné vlastnosti
K najvýraznejším prejavom Ramanovho rozptylu v spektrách symbiotických hviezd patrí rozptyl fotónov rezonančného dubletu 5-krát ionizovaného kyslíka, OVI 103,2 a 103,8nm, na atómoch neutrálneho vodíka, ktorého výsledkom sú široké emisné pásy v okolí vlnovej dĺžky 683,0 a 708,8nm . Prítomnosť týchto emisií bola prvý raz detegovaná v spektre rekurentnej symbiotickej novy RS Oph v roku 1945. Od tej doby sa zistilo, že asi polovica známych symbiotických hviezd obsahuje v spektre silnejší pás ?6830. Avšak svojou šírkou a neznámou identifikáciou prechodu, zostávala podstata týchto emisií veľmi dlho záhadou. Ešte v roku 1980 David Allen (jeden z priekopníkov výskumu symbiotických hviezd) sa márne pokúšal nájsť odpovedajúci prechod v hocakom atóme. Zhrnul však ich vlastnosti, ktoré ukázali na vzájomné súvislosti medzi pásmi. Zistil, že pás 683,0 nm sa vyskytuje výlučne v spektrách symbiotických hviezd. Slabší pás v okolí 708,8 nm je prítomný len v tých spektrách, ktoré obsahujú silnú emisiu 683,0 nm, pričom intenzity oboch pásov vzájomne korelujú - pomer ich intenzít I(683,0 nm)/I(708,8 nm) ~ 4. Typická šírka pásov je okolo 2,0nm a ich profily sú porovnateľné. Pozorovania tiež ukázali, že pás 683,0 nm sa vyskytuje len v takých objektoch, ktoré v svojich spektrách obsahujú emisné čiary vysoko-ionizovaných prvkov, ako napríklad [FeVII], NeV. Toto naznačovalo, že zdrojom pásu 683,0 nm je ión s ionizačným potenciálom vyšším ako 100 eV. Hádanka emisných pásov 683,0 nm a 708,8 nm v spektrách symbiotických hviezd bola vyriešená až v roku 1989 za pomoci atómovej fyziky. Vtedy prof. Nussbaumer (viac ako polovicu svojej kariéry pracoval v oblasti atómovej fyziky) so svojou skupinou navrhol a jednoznačne zdôvodnil vznik a pozorované vlastnosti týchto emisných pásov ako výsledok Ramanovho rozptylu rezonančných čiar OVI 103,2 a 103,8 nm, na atómoch neutrálneho vodíka. Podstata spočíva v tom, že OVI čiary sú často extrémne intenzívne a súčasne sa v spektre nachádzajú blízko vodíkovej čiary Ly-beta102,572 nm. To znamená, že fotóny týchto čiar môžu atóm vodíka excitovať do intermediálneho stavu "pod" 3. hlavnou hladinou, ktorý pri stabilizácii do 2. hlavnej hladiny vyžiari ramanovsky rozptýlený OVI fotón v okolí 683,0 nm a zvyšná energia, odpovedajúca prechodu z 2. do základnej hladiny, sa potom vyžiari v čiare Ly-alfa. Schematický hladinový diagram pre Ramanov rozptyl čiary OVI 103,2 nm je ukázaný na Obr. 1 vpravo. Pravdepodobnosť Ramanovej konverzie je tiež extrémne malá. Pre danú vlnovú dĺžku je dokonca menšia než pre proces Rayleighovho rozptylu. Táto skutočnosť vyplýva z ich rozdielnej podstaty. Rayleighov rozptyl sa totiž môže opakovať viackrát, lebo sa pri ňom vyžiari fotón tej istej vlnovej dĺžky, ktorý tak môže podstúpiť ďalší proces rozptylu. Proces sa opakuje n-krát, pokiaľ sa fotón nedostane z neutrálneho prostredia von, nie je v ňom pohltený alebo rozptýlený ramanovsky. Na strane druhej, OVI fotón, ktorý sa raz rozptýli ramanovsky, okamžite opúšťa prostredie, lebo nemá s čím interagovať - v prostredí sa nenachádza atóm s prechodom odpovedajúcim jeho vlnovej dĺžke 682,5nm. Ramanov rozptyl sa teda nemôže opakovať, a preto je jeho pravdepodobnosť menšia než Rayleghov rozptyl. Napríklad, vo vlnovej dĺžke 103,2nm je pomer účinných prierezov (Rayleigh)/(Raman) ~ 5. To znamená, že fotón s vlnovou dĺžkou 103,2 nm sa pri stretnutí s atómom vodíka rozptýli s 5-krát väčšou pravdepodobnosťou Rayleighovým procesom než Ramanovým.
4.2. Účinnosti Ramanovho rozptylu a veľkosť neutrálnej oblasti
Aby bol efekt Ramanovho rozptylu čiary OVI 103,2 nm merateľný, musí táto čiara byť veľmi intenzívna a musí mať v ceste obrovské množstvo neutrálneho vodíka. Zhodou okolností emisné čiary OVI 103,2 nm a 103,8 nm patria k najsilnejším (sú to rezonančné čiary; prechody sú veľmi pravdepodobné lebo končia v základnom stave). Obrázok 4 (ľavý horný panel) ukazuje tieto emisie pre symbiotickú hviezdu Z And ako ich počas jej nedávneho vzplanutia zmerala družica FUSE (Far Ultraviolet Spectroscopic Explorer). Pokúsme sa odhadnúť jej svietivosť. Asi 1,5 až 2 roky po začiatku vzplanutia dosahovala emisia produkovaná čiarou OVI 103,2 nm maximálne hodnoty okolo 1,6x10-9 ergov vyžarovaných každú sekundu plochou 1cm2 v mieste pozorovania. Do celej sféry potom hviezda vyžarovala 4pid2 krát viac, teda okolo 100 Sĺnk pre vzdialenosť d=1,5 kpc, a to len jedinou čiarou (!). Dá sa ľahko ukázať, že fotónový plyn takto silného žiarenia má aj vo veľkých vzdialenostiach od zdroja, napríklad 100 slnečných polomerov, kde sa už môže stretávať s neutrálnym vodíkom hviezdneho vetra obra, hustoty rádovo 109 fotónov na kubický centimeter (z rovnice kontinuity: počet fotónov produkovaných do priestoru za jednotku času = 4pir2 x koncentrácia x rýchlosť svetla). V týchto vzdialenostiach (najmä na spojnici zložiek dvojhviezdy alebo v jej okolí) sa aj neutrálny vodík nachádza v podobných koncentráciách, a to vo vrstvách o stĺpcovej hustote 1021 cm-2 a viac. Možno teda očakávať relatívne silný, (v závislosti na účinnosti rozptylu; viď ďalej), efekt Ramanovho rozptylu. Z vyššie uvedeného je zrejmé, že pokiaľ jedna zložka bude veľmi slabá (či už samotná OVI 103,2 nm čiara alebo nedostatočné množstvo rozptyľovačov vo forme neutrálneho vodíka), efekt Ramanovho rozptylu bude sotva pozorovateľný. Opačne, pri vysokej emisivite OVI 103,2 nm čiary a veľmi rozsiahlej oblasti vodíka v sústave, možno očakávať aj relatívne výrazný výsledok rozptylu - silný emisný pás 683,0 nm. Z hľadiska rozsahu neutrálneho vodíka je dôležité, aká časť "oblohy" zdroja OVI fotónov je vodíkom pokrytá, teda je OVI fotónmi "viditeľná". Pokiaľ teda budeme mať zmeraný tok žiarenia pôvodnej OVI čiary, napr. F103,2, a jej rozptýlenej časti, FRam, budeme môcť usudzovať, ako je v danej sústave neutrálna látka rozložená. Z týchto dôvodov je užitočné zaviesť účinnosť, Eta Ramanovho rozptylu ako pomer počtu rozptýlených fotónov k počtu pôvodných OVI fotónov. Teda, napríklad pre čiaru OVI 103,2 nm možno účinnosť procesu vyjadriť ako
Eta= NRam/N103,2 = (FRam /hfRam)/(F103,2/hf103,2) = 6,614 x FRam/F103,2 , (1)
kde faktor 6,614 = 6825,44/1031,92, a laboratórna vlnová dĺžka Ramanovej čiary je 682,544nm. V profile OVI čiary často pozorujeme silnú absorpciu zo strany kratších vlnových dĺžok, ktorá vytvára tzv. P-Cygni typ profilu (Obr. 4 vľavo hore), a tak posunie centrálnu vlnovú dĺžku emisie viac k dlhším vlnovým dĺžkam, a teda aj jej Ramanov rozptýlený náprotivok, ktorý preto pozorujeme okolo 683,0nm a nie okolo 682,5nm (viď Obr. 4 vpravo). Pravý panel obrázku 4 znázorňuje vývoj ramanovsky rozptýlenej čiary OVI 683,0 nm pozdĺž hlavného vzplanutia Z And v období od decembra 2000 (optické maximum) do septembra 2003. Neprítomnosť (presnejšie nemerateľnosť) tejto emisie na začiatku vzplanutia, keď Z And bola najjasnejšia, pravdepodobne súvisela s veľmi nízkou emisiou pôvodnej čiary OVI 103,2 nm v dôsledku nízkej ionizačnej schopnosti horúcej hviezdy, ktorá, ako vieme z Rozpravy I, sa môže na začiatkoch vzplanutí výrazne ochladiť. Podľa obrázku 4 bol Ramanov pás 683,0 nm merateľný až v r. 2002 za súčasného prudkého zosilnenia čiary OVI 103,2 nm. Pozorovaná účinnosť Ramanovej konverzie 3 až 4 percentá (Obr. 4 vľavo dole) znamená, že muselo dôjsť aj k odpovedajúcemu rozšíreniu neutrálnej zóny v dvojhviezde. Podľa vzťahu (1) by totiž samotné zvýšenie intenzity čiary OVI viedlo k poklesu účinnosti Ramanovho procesu. Táto situácia je pravdepodobne výsledkom výrazného rozšírenia oblasti 5-krát ionizovaného kyslíka, čo umožnilo OVI fotónom "vidieť" oveľa väčšiu časť neutrálneho vetra než na začiatku vzplanutia, keď OVI zóna bola relatívne veľmi malá. K výraznému nárastu efektivity konverzie 103,2 nm -> 682,5 nm na 10 až 12 percent došlo na prelomu rokov 2002 a 2003 (Obr. 4 vľavo dole). Podľa teoretických modelov Schmida (1996, Monthly Notices, 282, 511) by neutrálna látka mala zaujímať až jednu polovicu "OVI oblohy". Túto prechodnú situáciu možno vysvetliť ako dôsledok rozplynutia sa diskovej obálky okolo horúceho objektu. Odstránením tohto bloku tak OVI fotóny mohli preniknúť do najhustejších vrstiev neutrálneho hviezdneho vetra v rovine obežnej dráhy a súčasne sa uvoľnila aj cesta pre hviezdy vietor horúcej zložky v tejto oblasti. Následne došlo k zrážke s masívnym vetrom obra, čo rozdelilo priestor dvojhviezdy na dve približne rovnaké časti neutrálnej a ionizovanej hmoty, čo je v súhlase s pozorovaným nárastom účinnosti Ramanovho procesu. Ku koncu aktivity, na sklonku r. 2003, sa podmienky v Z And ustálili a boli blízke tým z pokojnej fázy. Zvýšenie emisie čiary OVI 103,2 nm a pozorovaná efektivita Ramanovho procesu okolo 5 percent znamenala pokles rozmerov neutrálneho vodíka, ktorý zaberal približne jednu tretinu "OVI oblohy". Geometrická štruktúra neutrálnej látky bola už zrejme blízka ionizačnému modelu pre vysokú schopnosť ionizácie žiarenia horúcej hviezdy (viď Obr. 2 v Rozprave II), akú pre Z And pozorujeme vo fázach pokoja.
Parameter efektivity Ramanovho rozptylu nám dáva informáciu predovšetkým o veľkosti neutrálnej oblasti v symbiotickej sústave.
Obrázok 5. Porovnanie profilu čiary OVI 103,2 nm
s jej Ramanovsky rozptýleným náprotivkom v okolí6830 zo začiatku vzplanutia
Z And (hore) a pri prechode sústavy do pokojnej fázy (dole).
Pozorovaný tok žiarenia OVI čiary je naškálovaný podľa rozptýlenej čiary.
4.3. Profil OVI 683,0 nm čiary a kinematika neutrálnej oblasti
Ďalšie informácie, najmä o kinematike neutrálnej látky, možno odhadovať porovnaním profilov pôvodnej čiary OVI (napr. 103,2 nm) a jej rozptýlenej časti (683,0 nm). Pri porovnávaní týchto čiar však musíme vziať do úvahy odpovedajúcu transformáciu intervalu radiálnych rýchlostí (dRV), respektíve vlnových dĺžok (dLambda). Z princípu zachovania energie Ramanovho rozptylu: hf(103,2) = hf(Ly-alfa) + hf(Ram) (Obr. 1 vpravo), sa dá ľahko odvodiť, že dRV(103,2) = dRV(Ram)/6,614, respektíve dLambda(103,2) = dLambda(Ram)/[6,614]2, kde faktor 6,614 má ten istý význam ako vo vzťahu (1). Táto vlastnosť Ramanovej konverzie tak vysvetľuje, prečo rozptýlené čiary sú také široké. V praxi, pokiaľ máme k dispozícii len rozptýlenú zložku, musíme jej šírku vo vlnových dĺžkach (napríklad 2,0 nm ) podeliť faktorom [6,614]2 = 43,745, aby sme dostali odpovedajúcu šírku pôvodnej (nerozptýlenej) OVI čiary (0,046nm ), a tak správne usudzovali o kinematike prostredia v blízkosti horúcej hviezdy, kde čiara OVI 103,2 nm najčastejšie vzniká. Pre tento príklad ide o rýchlosti okolo 130 km/s (tepelné a turbulentné pohyby v plazme, ako aj hviezdny vietor). Na obrázku 5 porovnávame profily obidvoch čiar zo začiatku vzplanutia Z And, po prvom zázname 682,5 nm emisie, a na jeho konci, pri prechode sústavy do pokojnej fázy. V prvom prípade sú profily obidvoch čiar veľmi podobné, čo znamená, že rozptyľujúce prostredie sa takmer nepohybovalo vzhľadom na dopadajúce OVI 103,2 nm fotóny. Túto situáciu možno vysvetliť prítomnosťou opticky hrubého materiálu diskového tvaru okolo horúcej hviezdy, ktorý blokuje OVI žiarenie v rovine obežnej dráhy, ktoré tak môže "vidieť" len vonkajšie časti neutrálneho vetra. Ich stĺpcové hustoty neutrálneho vodíka v smere ku zdroju OVI fotónov sú relatívne malé ako aj ich radiálna rýchlosť vzhľadom na smer OVI žiarenia. Výsledkom je len slabá emisia Ramanovho pásu s profilom, ktorý kopíruje nerozptýlenú OVI čiaru. Plytké minimum v centrálnej časti profilu sa prisudzuje vlastnej absorpcii v blízkosti horúcej hviezdy. Ku koncu aktívnej fázy v r. 2003, rozptýlená čiara vyvinula výraznú zložku posunutú asi - 40 km/s relatívne k profilu pôvodnej čiary OVI 103,2 nm. Pri prechode do pokojnej fázy, keď došlo k rozplynutiu diskovej obálky, OVI fotóny začali ožarovať zo smeru od horúcej hviezdy aj expandujúci neutrálny vietor obra v rovine dráhy. V takom prípade Ramanove fotóny v "modrom" krídle vznikajú v najhustejších neutrálnych oblastiach okolo osi dvojhviezdy, ktoré sa pohybujú proti OVI fotónom, a teda sú dopplerovsky posunuté ku kratším vlnovým dĺžkam. Podrobnejší popis štruktúry horúceho objektu počas nedávnej aktivity Z And nájde čitateľ v práci autora publikovanej v Astronomy & Astrophysics, 453, 279-293 (2006), alebo na http://arxiv.org/abs/astro-ph/0603718.
V nasledujúcej časti "Rozpravy o symbiotických hviezdach" si predstavíme problematiku ich hviezdnych vetrov.
Augustin Skopal
Tatranská Lomnica,
31. júl,
2006