ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ, 2021, том 47, № 4, с. 231-238

АННИГИЛЯЦИЯ ПОЗИТРОНОВ²²Na В НОВЫХ ЗВЕЗДАХ

¹Институт астрономии РАН, Москва, Россия

²Всероссийский институт научной и технической информации РАН, Москва, Россия

Поступила в редакцию 29.01.2021 г.

После доработки 29.01.2021 г.; принята к публикации 02.02.2021 г.

Впервые исследовано влияние магнитного поля в оболочке новой звезды на выход позитронов

радиоактивного изотопа²²Na и на эволюцию потока в аннигиляционной линии 511 кэВ. Показано, что

при поле на поверхности белого карлика ∼10⁶ Гс магнитное поле в расширяющейся оболочке новой

способно существенно замедлить выход позитронов и увеличить время свечения в линии 511 кэВ до

сотен дней.

Ключевые слова: звезды, новые звезды, нуклеосинтез.

DOI: 10.31857/S0320010821040057

1. ВВЕДЕНИЕ

ТВ на поверхности СО карликов, существует

довольно распространенный класс неоновых но-

Явление новой звезды порождается термоядер-

вых, обусловленных ТВ на поверхности ONe

ной вспышкой (ТВ) в водородной оболочке, об-

карликов (Старрфилд и др., 1986). К такому выводу

разованной на поверхности белого карлика в ре-

привело обнаружение значительного избытка Ne

зультате аккреции в двойной системе с нормальным

в спектрах ряда новых звезд (Ферланд, Шиллдс,

компаньоном (обычно красный карлик). Несмотря

1978). Представляет интерес гипотеза, по которой

на общее понимание механизма вспышки новой,

неоновые новые являются результатом вспышки

в настоящее время не существует общепринятых

на CO белых карликах, внешний слой которых

моделей основных процессов, вовлеченных в яв-

сильно обогащен Ne и Mg на предшествующей

ление новых. В частности, ведутся дискуссии по

стадии с высоким темпом аккреции водорода,

поводу механизма перемешивания вещества белого

карлика с веществом водородной оболочки, что

∼10-6 M_⊙ год-1 (Шара, Пряльник, 1994).

крайне важно для описания ТВ. Более того, не

В процессе ТВ синтезируются радиоактивные

ясно, теряет ли новая при вспышке больше или

изотопы, распадающиеся за времена от сотен се-

меньше вещества, нежели накопилось в результате

кунд (¹³N) до нескольких лет (²²Na). Еще пол-

аккреции между вспышками (Эпельстайн и др.,

века назад была осознана важность наблюдения

2007; Старрфилд и др., 2020). Остаются неясности

гамма-линий от новых звезд (Клейтон, Хойл, 1974).

в описании сброса оболочки и ее морфологии.

Изотопный состав оболочек новых зависит от типа

При таком положении теории значительная

белого карлика (CO или ONe) и многих плохо фик-

роль в развитии теории новых звезд принадлежит

сируемых параметров явления, в частности, массы

наблюдениям. Это обстоятельство иллюстрируют

карлика, темпа аккреции и степени подмешивания

два важнейших факта в основе современной теории

вещества белого карлика в водородную оболочку.

вспышек новых: (i) новые звезды — двойные

Регистрация гамма-линий от новых позволила бы

системы и один из компонентов являются белым

определять массу изотопов в оболочке и, таким

карликом (Крафт, 1964); (ii) в оболочках новых

образом, получить важные ограничения на модели

имеется 100-кратный избыток CNO элементов

вспышек.

(Мустель, Баранова,

1966), который говорит

Перспективным для наблюдений гамма-линий

о важной роли перемешивания аккрецируемого

от новых является изотоп²²Na с периодом по-

вещества с веществом СО белого карлика в

лураспада 2.6 года, что позволяет проводить на-

энергетике новых (Спаркс и др., 1976). Следует

блюдения с большим временем накопления. Теория

подчеркнуть, что помимо новых, связанных с

вспышек предсказывает довольно высокое содер-

^*Электронный адрес: nchugai@inasan.ru

жание изотопа²²Na в оболочках неоновых новых,

231

232

ЧУГАЙ, КУДРЯШОВ

∼10-3 по массе (Денисенков и др., 2014; Кудря-

о сбросе оболочки в режиме оптически толстого

шов, 2019), на три порядка выше, чем в случае СО

ветра (Рагглз, Бат, 1979; Като, Хачису, 2007). Оно

новых. Распад²²Na сопровождается излучением

основано на том, что длительность ТВ существенно

гамма-квантов 1275 кэВ, аннигиляционной линии

превышает гидродинамическое время в оболочке

511 кэВ и континуума трехфотонной аннигиляции.

на поверхности белого карлика. В соответствии

С помощью гамма-телескопа COMPTEL удалось

с этими соображениями мы предполагаем, что

наблюдать пять неоновых новых и получить верх-

оболочка новой формируется ветром c постоян-

ным темпом потери массы и постоянной скоро-

ний предел выбрасываемой массы²²Na в диапа-

стью v ∼ 1500 км c-1, который истекает с внеш-

зоне 3 × 10-8-2 × 10-6 M_⊙ на основе верхнего

ней границы оболочки новой, расширившейся до

предела потока в линии 1275 кэВ (Июдин и др.,

1995). Полученные верхние пределы не противоре-

радиуса r₁ ∼ 2GM/v² ∼ 10¹⁰ см, где M ∼ 1 M_⊙ —

масса белого карлика. Удобным параметром для

чат теоретическому содержанию²²Na в современ-

описания ветра является кинетическая светимость

ных моделях неоновых новых при массе облочки

≲3 × 10-5. Позднее сообщалось о регистрации ли-

ветра L_w = 0.5wv³, где w =

M /v = 4πr²ρ — па-

раметр плотности ветра. Величина L_w должна

нии 1275 кэВ²²Na гамма-телескопом COMPTEL

от медленной новой V723 Cas 1995 г. на уровне 4σ

быть порядка эддингтоновской светимости, 1.26 ×

(Июдин, 2010) — довольно неожиданный резуль-

× 10³⁸(M/M_⊙) эрг с-1. В стандартной модели бу-

тат с точки зрения современных моделей вспышек

дет предполагаться L_w = 10³⁸ эрг с-1. Истечение

новых.

оболочки новой с массой M_s ∼ 10-5 M_⊙ занимает

Модельная светимость новых в аннигиляцион-

t_w = M_s/M ∼ 26 дней.

ной линии 511 кэВ от²²Na исследовалась ранее

Для принятой величины скорости ветра воз-

(Гомез и др., 1998) и было показано, что уже

мущение скорости и плотности течения за счет

через неделю после ТВ оболочка новой становится

орбитального движения обоих компонентов незна-

прозрачной для позитронов, которые покидают ее,

чительно. В самом деле, при типичном орбиталь-

минуя аннигиляцию. Если это так, то возможность

ном периоде 3.5 часа, массе белого карлика M₁ =

регистрации аннигиляционной линии от²²Na в но-

= 1 M_⊙ и массе вторичного компонента M₂ =

вых становится сомнительной. С другой стороны,

= 0.5 M_⊙ большая полуось a = 9 × 10¹⁰ см, а

вывод о высокой прозрачности оболочки для пози-

орбитальные скорости белого карлика и красно-

тронов изотопа²²Na получен без учета возможного

го карлика составляют v₁ = 150 км с-1 и v₂ =

магнитного поля в оболочке. Вполне может ока-

= 300 км с-1 соответственно. Максимальная ва-

заться, что умеренной величины магнитного поля

риация скорости ветра, связанная с движением

будет достаточно, чтобы сильно затруднить выход

белого карлика, составит около 10% и будет иметь

позитронов изотопа²²Na из оболочки новой и, та-

место только вблизи орбитальной плоскости. Ва-

ким образом, существенно увеличить длительность

риация плотности и скорости, обусловленная гра-

свечения неоновой новой в линии 511 кэВ. В таком

витацией и движением вторичного компонента, бу-

случае задача обнаружения аннигиляционной ли-

дет также незначительной из-за большой скорости

нии²²Na от неоновых новых могла бы стать вполне

ветра. В дальнейшем предполагается, что оболочка

реалистичной.

новой расширяется сферически с постоянной ско-

В предлагаемой работе впервые исследуется

ростью. Исследование морфологии неоновой V382

вопрос о том, в какой мере учет магнитного поля

Vel (Такеда, Диаз, 2019) показывает, что расширя-

может повлиять на выход позитронов²²Na из обо-

ющаяся со скоростью 1200 км с-1 оболочка этой

лочки и на эволюцию потока в линии 511 кэВ от

новой действительно имеет сферическую форму.

неоновой новой. В разделе 2 описаны модель обо-

Возможные отклонения от сферической симмет-

лочки с вмороженным магнитным полем и принци-

рии, например, в форме клочковатой структуры

пы расчета двухфотонной аннигиляции. В разделе 3

(Чомук и др., 2020) обсуждаются в заключитель-

представлены результаты расчета эволюции потока

ном разделе.

в линии 511 кэВ при различных значениях соответ-

В нашей модели водородная оболочка перед

ствующих параметров.

вспышкой находится в магнитном поле карлика

со средней напряженностью B₀ = 10⁶ Гс. Это до-

2. ОПИСАНИЕ МОДЕЛИ

вольно умеренная величина по сравнению с полем

2.1. Оболочка новой c вмороженным магнитным

поляров и промежуточных поляров 3 × 10⁶-2 ×

полем

× 10⁸ Гс (Феррарио и др., 2020). Предположе-

Вопрос о структуре и кинематике оболочки раз-

ние о величине поля белого карлика согласует-

личных подклассов новых не вполне ясен. Наибо-

ся с оценкой магнитного момента белого карлика

лее естественным представляется предположение

классической новой 1934 года DQ Her, который

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 47

№4

2021

АННИГИЛЯЦИЯ ПОЗИТРОНОВ²²Na

233

составляет (1 - 3) × 10³² Гс см³ (Паттерсон, 1994).

физики аннигиляции позитронов используем ре-

При радиусе белого карлика ∼4 × 10⁸ см это со-

зультат, согласно которому вероятность аннигиля-

ответствует напряженности поля на поверхности

ции в полете составляет p_f = 0.1 (Краннелл и др.,

белого карлика (1 - 3) × 10⁶ Гс.

1976; Лейзинг, Клейтон, 1987), тогда как остальные

90% позитронов аннигилируют через образование

Термоядерная вспышка новой сопровождается

позитрония при энергиях, близких к тепловым.

бурной конвекцией, охватывающей всю водород-

ную оболочку (Касанова и др., 2018; Старрфилд

Торможение позитронов происходит в резуль-

и др., 2020). Поскольку рассматриваемое магнит-

тате ионизационных потерь, которые зависят от

состава и степени ионизации вещества. Будем учи-

ное поле (∼10⁶ Гс) слабое в энергетическом и

тывать только водород (X = 0.7) и гелий, и для

динамическом отношении, то конвекция неизбеж-

приближенного учета степени ионизации примем

но приводит к формированию запутанного поля в

разумное допущение, что степень ионизации водо-

оболочке, толщина которой для неонового белого

рода равна 0.5, а гелий остается нейтральным. В

карлика с массой 1.25 M_⊙ составляет h = 250 км

этом случае доля свободных электронов на барион

(Касанова и др., 2018). Мы не учитываем ни воз-

y_f = 0.35, а доля связанных электронов на барион

можное усиление поля в оболочке из-за конвекции,

y_b = 0.5. Торможение позитронов рассчитывается

ни диссипацию поля на малых масштабах турбу-

лентности и примем среднее поле в конвективной

по формуле Бете для ионизационных потерь, в

оболочке равным среднему полю белого карлика на

которой мы выделяем слагаемое, отвечающее за

ионизацию и возбуждение нейтралов, и слагае-

поверхности B₀ = 10⁶ Гс.

мое, описывающее потери энергии на возбужде-

Формирование оболочки новой в нашей схеме

ние плазменных колебаний свободных электронов

проходит в три этапа: (i) термоядерная вспышка,

(Ален, 1980),

сопровождаемая конвекцией, (ii) расширение обо-

лочки, (iii) истечение оболочки в виде ветра. Рас-

4πe⁴N_A

(1)

ширение оболочки на стадии (ii) от радиуса белого

dμ

mc²β²

(

)

карлика r₀ = 4 × 10⁸ см до сферы радиуса r₁ =

2mc²β²γ²

= 10¹⁰ см с учетом вмороженности поля приведет к

× yb ln

+ y_f ln

ℏω₀

его ослаблению до величины B₁ = B₀(r₀h/r²¹), ко-

торая принята в качестве начальной величины поля

где μ — лучевая плотность (г см-2), e — заряд

в ветре на уровне его формирования. Последующая

электрона, N_A — число Авогадро, m — масса

эволюция вмороженного поля в ветре происходит

электрона, c — скорость света, β = u/c (u — ско-

по-разному для радиального B_r и тангенциального

рость позитрона), γ — лоренц-фактор позитрона,

компонента B_t. Радиальное поле уменьшается по

I = 29 эВ —средний ионизационный потенциал

закону B_r = B₁(r₁/r)², тогда как тангенциальное

для рассматриваемой смеси и ионизации водорода

по закону B_t = B₁r²¹/(rΔr), где Δr = vt_w — тол-

и гелия, ω₀ — плазменная частота.

щина оболочки, которая не меняется со време-

Пробег позитронов рассчитывается с учетом

нем. На временах t ≫ max(r₁/v, Δr/v) запутанное

распределения начальных энергий, приведенного в

поле оболочки B будет определяться в основ-

работе Ксяо и др. (2018). Для иллюстрации: при

ном тангенциальным компонентом и в дальнейшем

начальной энергии 200 и 400 кэВ пробег позитрона

принимается B = B_t. Мы пренебрегаем эффектом

на момент t = 100 дней (ω₀ зависит от времени)

расплывания оболочки за счет тепловых скоростей,

составляет R = 0.012 г см-2 и R = 0.035 г см-2

а также возможным поджатием оболочки быстрым

соответственно. Заметим, что эти величины отли-

разреженным ветром на небулярной стадии эволю-

чаются от оценки пробега позитрона 0.1 г см-2

ции новой (t ≳ 100 дней).

в работе Лейзинга и Клейтона (1987). Отличие,

возможно, связано с различной долей свободных

электронов в том и в нашем случаях. Действи-

2.2. Аннигиляция и выход позитронов

тельно, наши расчеты для нейтрального газа дают

величину порядка 0.1 г см-2. Торможение свобод-

Распад²²Na происходит с вероятностью 0.9

ными электронами существенно уменьшает пробег

через позитронный канал и с вероятностью 0.1

позитронов из-за эффективных потерь энергии на

через электронный захват. В том и другом случа-

кулоновские столкновения.

ях дочернее ядро²²Ne оказывается в возбужден-

ном состоянии с последующим излучением гамма-

Вероятность выхода позитронов из оболочки

кванта с энергией 1275 кэВ (Фаерстоун и др.,

определяется отношением массы вдоль длины диф-

1999). Энергии испускаемых позитронов распреде-

фузионного блуждания μ (г см-2) в оболочке и

лены в интервале от нуля до 546 кэВ. В описании

пробега: p_esc = (1 - p_f ) exp (-μ/R). Величина μ

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 47

№4

2021

234

ЧУГАЙ, КУДРЯШОВ

рассчитывалась по упрощенной схеме как про-

ξ ≥ 1, который может рассматриваться как без-

изведение полной геометрической длины блужда-

размерный коэффициент диффузии. Такой подход

ния l и плотности на радиусе рождения позитрона.

к описанию диффузии частиц в хаотическом поле

Альтернативная версия, в которой используется

принят в исследованиях ускорения частиц в остат-

средняя плотность в оболочке, приводит к такому

ках сверхновых (Марковис и др., 2006), причем па-

же конечному результату. С вероятностью (1 -

раметр ξ в цитируемой работе заключен в пределах

-p_esc) позитрон рекомбинирует в позитроний,при-

1...10.

чем 1/4 атомов позитрония оказывается в синглет-

Характерное время диффузии позитрона в

ном состоянии, а 3/4 — в триплетном состоянии в

расширяющейся оболочке толщиной d составляет

соответствии со статистическими весами. После-

t_dif ∼ d²/D, а полная лучевая плотность без учета

дующая кинетика позитрония зависит от соотно-

аннигиляции составляет μ = ρut_dif. Эта величина,

шения времен аннигиляции t(¹S) = 1.2 × 10-10 с,

в сочетании с пробегом позитрона R из-за иониза-

ционных потерь, определяет среднюю вероятность

t(³S) = 1.38 × 10-7 с (Каршенбойм, 2004) и времен

выхода позитрона из оболочки p_esc, введенную

жизни относительно столкновительных переходов

выше. В нашей модели оболочки новой и эволюции

¹S ⇄³S и фотоионизации; эти процессы учтены с

поля при фиксированном начальном значении

соответствующими скоростями (Лейзинг, Клейтон,

поля на поверхности белого карлика вероят-

1987). В рассматриваемых условиях фотоиониза-

ность p_esc будет определяться только параметром

ция оказывается основным процессом, который

ξ. Принятая нами форма коэффициента диффузии

может влиять на соотношение между двух- и трех-

эквивалентна описанию случайного блуждания с

фотонной аннигиляцией позитрония. Однако уже

шагом l, пропорциональным радиусу оболочки R.

по истечении первого дня после вспышки скорость

В самом деле, в нашем случае l ∝ R_L ∝ B-1 ∝ R.

фотоионизации P довольно мала, Pt(³S) < 0.1, и

Интересно, что в таком случае выражение для

на последующей стадии соотношение между двух-

коэффициента диффузии формально соответствует

и трехфотонной аннигиляцией позитрония практи-

приближению λ = l/R = const, использованному

чески не отличается от 1/3.

ранее при описании диффузии позитронов в запу-

Запутанное вмороженное магнитное поле, о ко-

танном поле оболочки SN Ia (Чуразов, Хабибулин,

тором говорилось выше, затрудняет выход пози-

2018).

тронов из оболочки и это должно изменить эволю-

цию аннигиляционной линии от²²Na по сравнению

со случаем отсутствия магнитного поля. Диффузия

3. РЕЗУЛЬТАТЫ

позитронов в запутанном поле радикально отли-

чается от случая однородного поля. В однородном

В качестве стандартной рассматривается мо-

поле диффузия поперек поля в отсутствие столк-

дель оболочки с массой M_s = 10-5 M_⊙, сформиро-

новений и магнитогидродинамических возмущений

ванной ветром со скоростью v = 1500 км с-1 и ки-

практически исключена, тогда как вдоль поля по-

нетической светимостью ветра L_w = 10³⁸ эрг с-1.

зитроны могут двигаться свободно. В запутанном

Массовая доля²²Na в оболочке равна 10-3, и

поле диффузия поперек поля может происходить

предполагается, что этот изотоп однородно пере-

из-за того, что на некоторой шкале l_B существенно

мешан с веществом с сохранением доли в каждой

меняется величина поля, из-за чего может про-

точке оболочки. Ветер предположительно форми-

исходить поперечный дрейф позитрона. Диффу-

руется на радиусе r₁ = 10¹⁰ см; результат слабо

зия позитрона в оболочке выглядит в этом случае

зависит от r₁. Средняя величина магнитного поля

как чередование пробегов вдоль поля на шкале

квазиоднородного поля l_B и поперечного дрейфа.

на поверхности белого карлика B₀ = 10⁶ Гс.

Хотя существуют подходы к описанию диффузии в

Поток квантов в аннигиляционной линии

запутанном поле в терминах, сочетающих масштаб

511 кэВ от распада²²Na при расстоянии до новой

l_B и ларморовский радиус (Нараян, Медведев,

1 кпк представлен для случаев ξ = 1, 10 и 100,

2001; Чандран, Марон, 2004), мы не видим воз-

а также в варианте без магнитного поля (рис. 1).

можности обоснованно использовать эти подходы

Наряду с этим показан поток в линии 1275 кэВ.

без детального трехмерного моделирования поля и

Как и ожидалось, магнитное поле существенно

кинетики диффузии.

меняет картину эволюции аннигиляционной линии.

Нами используется описание диффузии в тер-

Становится возможным ее детектирование на

минах среднего бомовского коэффициента диффу-

шкале времени порядка года. Интересно, что при

зии D_B = (1/3)R_Lu, где R_L — ларморовский ра-

отсутствии магнитного поля поток в аннигиляцион-

диус позитронов, а u — скорость позитронов. Для

ной линии не достигает максимально возможного

коэффициента диффузии принимается параметри-

из-за раннего выхода позитронов. Для моделей

ческое представление D = ξD_B с коэффициентом

с магнитным полем при ξ = 1, 10 и 100 доля

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 47

№4

2021

АННИГИЛЯЦИЯ ПОЗИТРОНОВ²²Na

235

100

500

t(d)

Рис. 1. Поток гамма-квантов в линиях 1275 кэВ (тонкая линия) и в аннигиляционной линии 511 кэВ от распада²²Na

в оболочке ONe новой на расстоянии 1 кпк. Числа рядом с кривыми соответствуют величине параметра ξ. Пунктиром

показана модель без магнитного поля.

выходящих позитронов составляет 0.41, 0.64 и 0.8

стадии и более эффективному удержанию позитро-

соответственно.

нов. Вариант с кинетической светимостью ветра

2 × 10³⁸ эрг с-1 здесь не приводится, поскольку

Напомним, что мы не учитывали возможного

изменение по сравнению со стандартной моделью

усиления поля в процессе конвекции, которое мо-

состоит лишь в уменьшении в два раза времени

жет быть значительным. Трехмерное моделирова-

наступления максимума. Мы также не приводим

ние солнечной конвекции демонстрирует, что сла-

варианты модели с иными значениями поля, по-

бое начальное поле может усилиться до величины,

скольку эффект уменьшения/увеличения величины

соответствующей альфвеновской скорости V_A ∼

поля эквивалентен увеличению/уменьшению пара-

∼ 0.45v (Катанео и др., 2003). Это соотношение

метра ξ на такой же фактор. Другими словами, эф-

предполагает, что конвекция при вспышке новой с

фект поля и коэффициента диффузии определяется

характерной конвективной скоростью ∼100 км с-1

фактически одним параметром B₀/ξ.

(Касанова и др., 2018) в слое с плотностью ∼3 ×

× 10² г см-3 (Денисенков и др., 2014) может уси-

4. ОБСУЖДЕНИЕ И ЗАКЛЮЧЕНИЕ

лить поле до ∼10⁸ Гс. При B₀ > 10⁶ Гс, очевидно,

Основной целью работы было исследование

удержание позитронов в оболочке новой будет еще

влияния магнитного поля в оболочке новой на

более эффективным.

выход позитронов²²Na и эволюцию потока в ан-

Роль вариации остальных параметров — массы

нигиляционной линии 511 кэВ. Нами представлена

оболочки, скорости оболочки и начальной толщи-

модель аннигиляции позитронов в оболочке новой,

ны оболочки — в эволюции аннигиляционной ли-

которая впервые учитывает магнитное поле. Мо-

нии от распада²²Na — показана на рис. 2. В ка-

делирование показало, что при разумном значении

честве референтной модели взята стандартная мо-

среднего поля на белом карлике 10⁶ Гс вморожен-

дель с параметром ξ = 10. Увеличение массы обо-

ное магнитное поле в оболочке новой способно

лочки в два раза пропорционально увеличивает по-

существенно замедлить выход позитронов и увели-

ток, а также увеличивает время наступления мак-

чить время свечения в линии 511 кэВ до сотен дней.

симума. Уменьшение скорости оболочки в 1.5 раза

Результаты, однако, зависят не только от ве-

существенно уменьшает выход позитронов из обо-

личины магнитного поля, но и от коэффициента

лочки и уменьшает время наступления максиму-

диффузии в магнитном поле. Использованный вы-

ма. Увеличение начальной толщины конвективной

ше безразмерный коэффициент диффузии ξ охва-

оболочки приводит к увеличению поля на поздней

тывает диапазон 1 ≤ ξ ≤ 100, который перекрывает

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 47

№4

2021

236

ЧУГАЙ, КУДРЯШОВ

2 M_S

/1.5

2 h

500

t(d)

Рис. 2. Поток в аннигиляционной линии 511 кэВ от распада²²Na в стандартной модели с ξ = 10 (сплошная толстая

линия) и в моделях с вариацией одного из параметров (массы оболочки, скорости, толщины конвективной оболочки на

поверхности белого карлика).

интервал 1 ≤ ξ ≤ 10, принимаемый в моделях диф-

взгляд, противоречит принятой нами модели сфе-

фузионного ускорения частиц в ударных волнах с

рической оболочки. Однако в действительности

учетом ограничений, связанных с распределением

влияние клочковатой структуры на выход позитро-

яркости нетеплового рентгеновского излучения на

нов²²Na из оболочки зависит от того, на какой

лимбе молодых остатков сверхновых (Марковис и

стадии возникает такая структура. Нет причин, по

др., 2006).

которым неоднородная структура возникала бы на

стадии истечения оптически толстого ветра. Есте-

И все же остается открытым вопрос, насколько

ственно предположить, что расширяющаяся обо-

применимо к описанию диффузии позитронов в

лочка подвергается фрагментации гораздо позднее,

оболочке новой допущение об однородности хаоти-

при динамическом воздействии высокоскоростно-

ческого поля. Может оказаться, что турбулентная

го разреженного ветра (Кассателла и др., 2004).

конвекция проводит к хаотической структуре поля

Высокоскоростной ветер формируется оставшей-

с перемежаемостью, при которой имеются области

ся компактной горячей оболочкой белого карлика

с сильным и слабым полем. В том случае, если

за счет радиационного давления. Признаки ветра

объемный фактор заполнения областей со слабым

полем велик, диффузия и выход позитронов бу-

со скоростью ∼3000 км с-1 при скорости главной

дут происходить эффективнее, чем в однородном

оболочки ∼1800 км с-1 наблюдались, например, в

случае. Частично это обстоятельство было учте-

новой V1974 Cyg (Кассателла и др., 2004). Ис-

но нами случаем с большым параметром ξ = 100.

ходя из аналогии с формированием ветра WR-

Однако, строго говоря, это не закрывает пробле-

звезд, можно ожидать, что кинетическая свети-

му, которая заслуживает отдельного исследова-

мость высокоскоростного ветра (L_w,f ) будет со-

ния. Подчеркнем, что одновременная регистрация

ставлять ∼10-2 от фотонной светимости белого

гамма-линий 1275 кэВ и 511 кэВ может оказаться

карлика (Сандер и др., 2020), т.е. в нашем слу-

важным инструментом диагностики не только мас-

чае L_w,f ∼ 10³⁶ эрг с-1. Можно дать оценку вре-

сы синтезированного изотопа²²Na, но и комбини-

мени фрагментации, полагая скорость быстрого

рованного параметра B₀/ξ, определяющего выход

ветра 3000 км с-1. Основной механизм фрагмен-

позитронов.

тации — неустойчивость Рэлея-Тэйлора при уско-

Оболочки исторических новых имеют клочко-

рении оболочки разреженным ветром. Характерное

ватую структуру, как, например, новая 1970 г. FH

время фрагментации, очевидно, должно превышать

Ser (Джилл, О’Браен, 2000), и это, на первый

время начальной фазы ускорения, определяемой

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 47

№4

2021

АННИГИЛЯЦИЯ ПОЗИТРОНОВ²²Na

237

сжатием оболочки при прохождении в ней ударной

Н.Н. Чугай благодарен Е.М. Чуразову и

волны. Для оболочки массой M_s = 10-5 M_⊙ и

А.В. Гетлингу за стимулирующие обсуждения.

толщиной d = M_s/w, образованной ветром с ки-

нетической светимостью L_w = 10³⁸ эрг с-1, время

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

сжатия ее динамическим давлением высокоско-

ростного ветра равно времени прохождения удар-

Ален (S.P. Ahlen), Rev. Modern Phys. 52, 121 (1980).

Гомез и др. (J. Gomez-Gomar, M. Hernanz, J. Jose,

ной волны со скоростью D, т.е. t_c ∼ d/D. Ско-

and J. Isern), MNRAS 296, 913 (1998).

рость ударной волны, определяемая сохранени-

Денисенков и др. (P.A. Denissenkov, J.W. Truran,

ем потока импульса, составит D = (ρ_f /ρ)1/2(v_f -

M. Pignatari, R. Trappitsch, C. Ritter, E. Herwig,

- v) = 53 км с-1, где ρ_f — плотность высокоско-

U. Battino, K. Setoodehnia, and B. Paxton), MNRAS

ростного ветра, v_f — его скорость, а остальные

442, 2058 (2014).

величины относятся к оболочке новой. В этом

Джилл, О’Браен (C.D. Gill and T.J. O’Brien),

случае t_c ∼ 2 года. Данная оценка характеризует

MNRAS 314, 175 (2000).

начало развития фрагментации оболочки, которое

Зигерт и др. (T. Siegert, R. Diehl, A.C. Vincent,

занимает некоторое время порядка t_f ∼ 4t_c (Клейн

F. Guglielmetti, M.G.H. Krause, and C. Boehm),

Astron. Astrophys. 595, 25 (2016).

и др., 1994) и в итоге составит около 8 лет. Найден-

Июдин (A.F. Iyudin), Astron. Rep. 54, 611 (2010).

ная величина времени фрагментации показывает,

Июдин и др. (A.F. Iyudin, K. Bennett, H. Bloemen,

что приближение сферической оболочки в нашей

R. Diehl, W. Hermsen, G.G. Lichti, D. Morris,

модели на масштабе времени порядка года в прин-

J. Ryan, et al.), Astron. Astrophys. 300, 422 (1995).

ципе не противоречит наблюдаемой клочковатой

Каршенбойм (S.G. Karshenboim), Inter. J. of

структуре оболочек исторических новых звезд.

Modern Phys. A 19, 3879 (2004).

Хотя новые рассматривались в качестве воз-

Касанова и др. (J. Casanova, J. Jos ´e, and S. Shore),

можного источника позитронов в галактике, даже

Astron. Astrophys. 619, 121 (2018).

при макcимальной доле выходящих позитронов их

10.

Кассателла и др. (A. Cassatella, H.J.G.L.M. Lamers,

вклад в галактическую аннигиляционную гамма-

C. Rossi, A. Altamore, and R. Gonzalez-Riestra),

линию вряд ли значителен. В самом деле, при темпе

Astron. Astrophys. 420, 571 (2004).

вспышек новых 50 в год, доле неоновых новых 1/4,

11.

Каттанео и др. (F. Cattaneo, T. Emonet, and

N. Weiss), Astrophys. J. 588, 1183 (2003).

типичной массе оболочки 10-5 M_⊙ и доле²²Na по

12.

Като, Хачису (M. Kato and I. Hachisu), Astrophys. J.

массе 10-3 темп производства позитронов в Галак-

657, 1004 (2007).

тике неоновыми новыми составит всего лишь 2 ×

13.

Клейтон, Хойл (D.D. Clayton and F. Hoyle),

× 10⁴¹ с-1, на два порядка ниже темпа аннигиляции

Astrophys. J. 187, L101 (1974).

галактических позитронов 5 × 10⁴³ с-1 (Зигерт и

14.

Клейн и др. (R.I. Klein, C.F. McKee, and P. Colella),

др., 2016).

Astrophys. J. 420, 213 (1994).

Остается неясным, во всех ли случаях белый

15.

Краннелл и др. (C.J. Crannell, G. Joyce, and

карлик в новых звездах является магнитным, т.е.

R. Ramaty), Astrophys. J. 210, 582 (1976).

обладает полем ≳ 10⁶ Гс. Недавнее исследование

16.

Крафт (R.P. Kraft), Astrophys. J. 139, 457 (1964).

выборки катаклизмических переменных из обзо-

17.

Ксяо и др. (H. Xiao, W. Hajdas, B. Wu, N. Produit,

T. Bao, T. Bernasconi, F. Cadoux, Y. Dong, et al.),

ра Gaia DR2 в пределах 150 пк (Пала и др.,

Astropart. Phys. 103, 74 (2018).

2020) показывает довольно высокую долю (36%)

18.

Кудряшов А.Д., Науч. тр. Института астрономии

катаклизмических переменных, содержащих белые

РАН 3, 205 (2019).

карлики с мегагауссными полями. Учитывая, что

19.

Лейзинг, Клейтон (M.D. Leising and D.D. Clayton),

поле порядка ∼10⁶ Гс является пограничным для

Astrophys. J. 323, 159 (1987).

классификации катаклизмической переменной как

20.

Марковис и др. (A. Marcowith, M. Lemoine, and

промежуточного поляра с эффектами аккреции на

G. Pelletier), Astron. Astrophys. 453, 193 (2006).

полюса, значительная доля белых карликов может

21.

Мустель, Баранова (E.R. Mustel and L.I. Baranova),

иметь поля <10⁶ Гс, при которых катаклизмическая

Sov. Astron. 10, 388 (1966).

переменная не проявляет признаков промежуточ-

22.

Нараян, Медведев (R. Narayan and M.V. Medvedev),

ного поляра. При этом магнитное поле может быть

Astrophys. J. 562, L129 (2001).

достаточно сильным, чтобы эффективно удержи-

23.

Пала и др. (A.F. Pala, B.T. G ¨ansicke, E. Breedt,

вать позитроны в оболочке. Например, даже при

C. Knigge, J.J. Hermes, N.P. Gentile Fusillo,

M.A. Hollands, T. Naylor, et al.), MNRAS 494, 3799

поле 10⁵ Гс на поверхности карлика и ξ = 10 си-

(2020).

туация с удержанием позитронов²²Na фактиче-

24.

Паттерсон (J. Patterson), Publ. Astron. Soc. Pacific

ски эквивалентна случаю B₀ = 10⁶ Гс и ξ = 100

106, 209 (1994).

(рис. 2), который демонстрирует эффективную ан-

25.

Рагглз, Бат (C.L.N. Ruggles and G.T. Bath), Astron.

нигиляцию позитронов²²Na в течение 100 дней.

Astrophys. 80, 97 (1979).

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 47

№4

2021