1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Астрономический журнал
  4. T. 99, № 12, 2022

Астрономический журнал, 2022, T. 99, № 12, стр. 1254-1263

Отношение интенсивностей H13CN–HN13C как индикатор температуры межзвездных облаков

А. Г. Пазухин 1, 2, *, И. И. Зинченко 1, 2, **, Е. А. Трофимова 1, ***, К. Хенкель 3, 4, ****

1 Федеральный исследовательский центр Институт прикладной физики РАН
Нижний Новгород, Россия

2 Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского
Нижний Новгород, Россия

3 Институт радиоастрономии общества Макса Планка
Бонн, ФРГ

4 Университет имени короля Абдул-Азиза
Джидда, Саудовская Аравия

* E-mail: pazukhinandrey@bk.ru
** E-mail: zin@ipfran.ru
*** E-mail: tea@ipfran.ru
**** E-mail: chenkel@mpifr-bonn.mpg.de

Поступила в редакцию 02.09.2022
После доработки 10.10.2022
Принята к публикации 20.10.2022

Полный текст (PDF)

Аннотация

С помощью 30-м радиотелескопа IRAM были проведены наблюдения нескольких областей образования массивных звезд на длинах волн 3–4 и 2 мм. Температура газа в источниках оценивалась по линиям CH3CCH и по полученным при наблюдениях на 100-м радиотелескопе в Эффельсберге линиям молекулы NH3. В результате были получены корреляции отношения интенсивностей переходов J = 1–0 молекул H13CN–HN13C и кинетической температуры. Полученные результаты позволяют предложить использование отношения интенсивностей H13CN–HN13C как возможный индикатор температуры межзвездных облаков. Полученные оценки кинетической температуры сравнены с оценками температуры пыли ${{T}_{{{\text{dust}}}}}$. В результате значимой корреляции не было обнаружено.

Ключевые слова: звездообразование, межзвездная среда, молекулярные облака, температура

1. ВВЕДЕНИЕ

Молекула цианистого водорода HCN и изомер HNC широко распространены в межзвездной среде. Известно, что отношение содержаний HCN/HNC сильно зависит от кинетической температуры. Например, в работе [1] получено, что отношение содержаний в протозвездных объектах большой массы составляет 4, тогда как в горячих ультракомпактных областях H II среднее значение равно 9. В работе [2] предложено использовать отношение интенсивностей линий HCN к HNC в качестве индикатора температуры на основе наблюдений за волокном интегральной формы в Орионе.

Основным путем образования изомеров HCN и HNC является диссоциативная рекомбинация иона HCNH+ с электроном:

(1)
${\text{HCN}}{{{\text{H}}}^{ + }} + {{{\text{e}}}^{ - }} \to \left( {\begin{array}{*{20}{c}} {{\text{HCN}} + {\text{H}}{\kern 1pt} } \\ {{\text{HNC}} + {\text{H}}} \end{array}} \right..$

Реакции происходят примерно с одинаковой вероятностью [3], а различия в распространенности между HCN и HNC во многом определяются реакциями разрушения и изомеризации HNC. К ним относятся следующие реакции (напр., [4]):

(2)
${\text{HNC}} + {\text{H}} \to {\text{HCN}} + {\text{H}},$
(3)
${\text{HNC}} + {\text{O}} \to {\text{CO}} + {\text{NH}}.$

Энергетический барьер для реакции (2) равен 200 K [4], для реакции (3) – 20 K, что определяет доминирующую роль реакции (3) при низких температурах порядка 50 K [2]. Однако классические рассчитанные энергетические барьеры составляют 1200 и 2000 К соответственно (см. подробнее в [4]).

2. НАБЛЮДЕНИЯ И ОБРАБОТКА

2.1. Наблюдения на 30-м радиотелескопе Института миллиметровой астрономии (IRAM)

В сентябре 2019 г. при помощи 30-м радиотелескопа Института миллиметровой астрономии (IRAM) на Пико Велета были проведены наблюдения нескольких областей образования массивных звезд на длинах волн 2 и 3–4 мм (в рамках проекта 041–19). Список источников приведен в табл. 1. В настоящей работе обсуждается часть полученных данных. В табл. 2 приведен соответствующий список линий молекул. Частота переходов и энергия верхнего уровня взяты из каталога CDMS11.

Таблица 1.

Список источников

Объект α (2000) δ (2000) Vlsr, км/c d, кпк Примечание
L 1287 00h 36m 47.5s 63° 29′ 02.1″ –17.7 0.93 G121.30+0.66, IRAS 00338+6312
S 187 01 23 15.4 61 49 43.1 –14.0 1.0 G126.68–0.81, IRAS 01202+6133
S 231 05 39 12.9 35 45 54.0 –16.6 2.3 G173.48+2.45, IRAS 05358+3543
DR 21(OH) 20 39 00.6 42 22 48.9 –03.8 1.5 G81.72+0.57
NGC 7538 23 13 44.7 61 28 09.7 –57.6 2.8 G111.54+0.78, IRAS 23116+6111

Примечание. Расстояния до объектов взяты из работ [5–7].

Таблица 2.

Наблюдаемые линии молекул

Молекула Переход Частота, МГц ${{E}_{u}}{\text{/}}k$, K
NH3 (1, 1) 23 694.495 23.4
  (2, 2) 23 722.634 64.9
CH3CCH 53 − 43 85 442.601 77.3
  52 − 42 85 450.766 41.2
  51 − 41 85 455.667 19.5
  50 − 40 85 457.300 12.3
H13CN 1 − 0 86 339.921 4.1
HN13C 1 − 0 87 090.825 4.2
HCN 1 − 0 88 631.602 4.3
HNC 1 − 0 90 663.568 4.4
CH3CCH 93 − 83 153 790.772 101.9
  92 − 82 153 805.461 65.8
  91 − 81 153 814.276 44.1
  90 − 80 153 817.215 36.9

Ширина основного лепестка диаграммы направленности на уровне половины интенсивности на обсуждаемых частотах составляла от ~30″ до ~16″. Антенная температура $T_{A}^{{\text{*}}}$ была приведена к значениям температуры в основном лепестке ${{T}_{{{\text{mb}}}}}$, используя значение эффективности основного лепестка ${{B}_{{{\text{eff}}}}}$, которое определялось по формуле Рузе в соответствии с рекомендациями IRAM и составило 0.72–0.82. Минимальная шумовая температура системы составляла ~100 K в диапазоне 3 мм и ~200 K в диапазоне 2 мм.

Наблюдения проводились методом непрерывного картирования (OTF, On The Fly) площадки размером 200″ × 200″ в режиме полной мощности. Опорная позиция выбиралась со сдвигом на 10′ по прямому восхождению. В некоторых протяженных источниках – DR 21(OH), NGC 7538 – наблюдались две частично перекрывающиеся площадки. Точность наведения проверялась периодически по наблюдениям близких источников континуума.

2.2. Наблюдения на 100-м радиотелескопе Института радиоастрономии Общества Макса Планка в Эффельсберге

При помощи 100-метрового телескопа вблизи Эффельсберга (Германия) 9 декабря 2019 г. мы провели наблюдения мазерного перехода H2O на частоте 22 ГГц, а также инверсионных линий аммиака (1, 1), (2, 2) и (3, 3). Ширина основного лепестка диаграммы направленности на уровне половины интенсивности составляла ~40″. Измерения проводились методом непрерывного картирования с использованием приемника K-диапазона во вторичном фокусе с двойной полосой пропускания 300 МГц, включая упомянутые выше линии H2O в одной полосе и NH3 в другой полосе. Карты размером 5′ × 5′ получены со скоростью сканирования 20″ в секунду по прямому восхождению, интервалы между сканами 15'. Опорная позиция была смещена на +15′ по азимуту. Погодные условия включали слабый дождь при небольшой скорости ветра (~2 м/с).

При калибровке использовался источник NGC 7027 с плотностью потока 5.5 Ян на частоте 22 ГГц [8]. Антенная температура $T_{A}^{{\text{*}}}$ была получена путем умножения наблюдаемых интенсивностей на ${{T}_{{{\text{cal}}}}}$ и с учетом поглощения в атмосфере22.

2.3. Обработка данных

Для обработки данных была использована программа CLASS пакета GILDAS33. Весь набор данных IRAM-30m и Effelsberg-100m был приведен к одинаковому пространственному разрешению 40″. После вычитания базовой линии и процедуры сглаживания спектральное разрешение для данных Effelsberg-100m составило ~0.46 км/c.

При анализе были использованы карты интегральной интенсивности ($I = \int {{T}_{{{\text{mb}}}}}{\kern 1pt} dV$ в единицах [К км/с]) в диапазоне скоростей [${{V}_{{{\text{lsr}}}}} - 10$, ${{V}_{{{\text{lsr}}}}} + 10$] для HCN, H13CN и [${{V}_{{{\text{lsr}}}}} - 4$, ${{V}_{{{\text{lsr}}}}} + 4$] для HNC, HN13C. Стоит отметить, что в источнике DR 21(OH) наблюдаются два скоростных компонента ~–4 и ~0 км/с (см. подробнее [9]). В процессе обработки компоненты были разделены, и для анализа были использованы только значения ~‒4 км/с, так как они более сильны и наблюдаются на протяжении всего источника.

3. РЕЗУЛЬТАТЫ

3.1. Кинетическая температура по наблюдениям CH3CCH

В работах [10, 11] было показано, что вращательная температура CH3CCH дает хорошую оценку кинетической температуры газа при концентрациях газа $n \gtrsim {{10}^{{3 - 4}}}$ см–3 (рассматривались переходы $J = 5{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 4$ и $J = 6{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 5$). Это обусловлено тем обстоятельством, что вследствие малого дипольного момента ($\mu = 0.78$ D) молекула CH3CCH легко термализуется при таких условиях. Концентрации газа в наших источниках выше этого порога (Пазухин и др., готовится к печати). Таким образом, линии CH3CCH в наших данных могут быть хорошим индикатором кинетической температуры газа. Вращательная (и, соответственно, кинетическая) температура определяется методом диаграмм населенностей:

(4)
$\ln \left( {\frac{{3k\int {{{T}_{{{\text{mb}}}}}dV} }}{{8{{\pi }^{3}}\nu {{\mu }^{2}}{{g}_{I}}{{g}_{K}}S}}} \right) = - \frac{{{{E}_{u}}}}{{{{T}_{{{\text{kin}}}}}}} + \ln \left( {\frac{{{{N}_{{{\text{tot}}}}}}}{Q}} \right),$
где $S$ – сила линии, равная $\frac{{{{J}^{2}} - {{K}^{2}}}}{J}$, $\nu $ – частота перехода, ${{E}_{u}}$ – энергия верхнего уровня в единицах температуры, $\mu $ – дипольный момент, $\int {{{T}_{{{\text{mb}}}}}{\kern 1pt} dV} $ – интегральная интенсивность линии, ${{N}_{{{\text{tot}}}}}$ – полная лучевая концентрация, $Q$ – статистическая сумма, ${{g}_{K}}$ – статистический вес, связанный с квантовым числом $K$, обусловленным проекцией полного углового момента на ось молекулы, ${{g}_{I}}$ – статистический вес, связанный с ядерным спином. При этом предполагается, что оптическая толщина в линиях мала и излучением реликтового фона можно пренебречь.

Для построения вращательных диаграмм использовались переходы $J = 5{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 4$ и $J = 9{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 8$ молекулы CH3CCH. Спектры аппроксимировались гауссианами, считая равными ширины каждого компонента, а расстояние между ними – известным. Затем строился график, где по оси абсцисс откладывалась энергия верхнего уровня ${{E}_{u}}$, а по оси ординат левая часть из уравнения (4). Тогда значение ${{T}_{{{\text{kin}}}}}$ равно величине, обратной тангенсу угла наклона прямой. На рис. 1 в направлении IRAS 23116+6111 и DR 21(OH) приведены спектры молекулы CH3CCH и вращательные диаграммы. На рис. 2 (слева) представлено сравнение оценок кинетической температуры по переходам $J = 5{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 4$ и $J = 9{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 8$ CH3CCH. В целом эти оценки близки друг к другу, следовательно, мы можем использовать оба перехода при построении диаграммы населенностей.

Рис. 1.

Спектры (слева) и диаграммы населенностей (справа) для IRAS 23116+6111 (верхняя панель) и DR 21(OH) (нижняя панель). Черным цветом приведены cпектры CH3CCH $J = 9{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 8$ и $J = 5{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 4$, линии красного и синего цвета – результат вписывания гауссиан. Прямые на диаграммах населенностей построены методом наименьших квадратов. В нижнем левом углу диаграмм приведено полученное значение кинетической температуры. Для DR 21(OH) гауссианы построены для скоростных компонентов ~–4 и ~0 км/с, а диаграмма населенностей – для компонента ~–4 км/с.

Рис. 2.

Сравнение оценок кинетической температуры по переходам $J = 5{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 4$ и $J = 9{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 8$ CH3CCH (слева) и для источника DR 21(OH) по переходам аммиака и CH3CCH (справа). По диагонали проведены прямые вида $y = x$.

Стоит отметить, что для источника L 1287 оценки кинетической температуры получены только в двух точках (0″, 0″) и (–14″, –14″) и равны $21.5 \pm 1.9$ К и $20.4 \pm 1.8$ К соответственно. Для объектов S 187, S 231 линии CH3CCH оказались слабыми для оценки кинетической температуры.

3.2. Кинетическая температура по наблюдениям NH3

Переходы молекулы NH3 наблюдались в источниках S 187, DR 21(OH) на радиотелескопе Effelsberg-100m. Для S 231 была использована оценка кинетической температуры по аммиаку из работы [12].

Оптическая толщина и вращательная температура определялись с помощью методов, описанных в работе [13]. Спектры аппроксимировались гауссианами, в переходе (1,1) ширины каждого компонента считались равными, а расстояние между ними – известным. В предположении, что сверхтонкие переходы находятся в условиях ЛТР, оптическая толщина $\tau (1,1,m)$ может быть определена из отношений интенсивностей главного компонента линии и сателлитов:

(5)
$\frac{{T_{A}^{*}(m)}}{{T_{A}^{*}(s)}} = \frac{{1 - \exp ( - \tau (1,1,m))}}{{1 - \exp ( - a\tau (1,1,m))}},$
где $T_{A}^{{\text{*}}}$ – антенная температура, величина $a$ есть теоретическое отношение интенсивностей главного компонента линии и сателлитов, равное $a = 0.28$ для внутренних сателлитов и $a = 0.22$ для внешних сателлитов. Из уравнения (5) численно определялись значения оптической толщины $\tau (1,1,m)$.

Таким образом, вращательная температура может быть получена из отношения интенсивностей главных компонентов переходов (1,1 ) и (2, 2) с помощью уравнения:

(6)
$\begin{gathered} {{T}_{{\operatorname{rot} }}} = - 41.5{\text{/}}\ln \left[ {\frac{{ - 0.282}}{{\tau (1,1,m)}}} \right. \times \\ \times \;\left. {\ln \left( {1 - \frac{{T_{A}^{*}(2,2,m)}}{{T_{A}^{*}(1,1,m)}}\{ 1 - \exp ( - \tau (1,1,m))\} } \right)} \right]. \\ \end{gathered} $

Значения кинетической температуры были получены по формуле из работы [14]:

(7)
${{T}_{{{\text{kin}}}}} = \frac{{{{T}_{{\operatorname{rot} }}}}}{{1 - \frac{{{{T}_{{\operatorname{rot} }}}}}{{41.5}}\ln \left[ {1 + 1.1\exp \left( { - \frac{{16}}{{{{T}_{{\operatorname{rot} }}}}}} \right)} \right]}}{\kern 1pt} .$

4. ОБСУЖДЕНИЕ

На рис. 2 (справа) представлено сравнение оценок кинетической температуры по переходам аммиака и CH3CCH для источника DR 21(OH). В целом наблюдается достаточно хорошее согласие между ними, хотя оценки по переходам CH3CCH демонстрируют немного бóльшие значения, чем оценки по аммиаку. Вероятно, это связано с тем, что метилацетилен наблюдается в более плотном газе, где температура выше.

Кроме этого, для источников L 1287, DR 21(OH), NGC 7538 имеются карты температуры пыли ${{T}_{{{\text{dust}}}}}$ и лучевой концентрации N(H2) по данным с телескопа Herschel из открытой базы данных44, которые были получены с помощью алгоритма PPMAP [15, 16]. Оценки температуры пыли ${{T}_{{{\text{dust}}}}}$ мы сравнили с оценками кинетической температуры (рис. 3). В результате значимой корреляции не было обнаружено. Значения ${{T}_{{{\text{dust}}}}}$ лежат в диапазоне ~18–25 K, в то время как ${{T}_{{{\text{kin}}}}}$ растет до 35 K. Возможно, что отсутствие корреляции связано с недостаточной плотностью наших источников. Так, в работе [17] показано, что температура пыли приближается к температуре газа при концентрациях газа $n\; \gtrsim \;{{10}^{{7 - 8}}}$ см–3, что значительно выше оценок концентрации газа в наших источниках, которая, по нашим данным, составляет $n\sim {{10}^{{4 - 6}}}$ см–3 (Пазухин и др., готовится к печати).

Рис. 3.

Сравнение температуры пыли и кинетической температуры.

Мы оценили оптические толщины в линиях HCN и HNC. Для этого мы использовали отношение интенсивностей изотопологов HCN/H13CN и HNC/HN13C в формуле (5) и величину $a$ из отношения обилия изотопов углерода [18]

$\frac{{^{{{\text{12}}}}{\text{C}}}}{{^{{{\text{13}}}}{\text{C}}}} = 4.7{\kern 1pt} {{{\text{R}}}_{{{\text{GC}}}}} + 25.05,$
где RGC – галактоцентрическое расстояние источника. На рис. 4 (слева) представлено сравнение полученных значений оптической толщины. Оптические толщины в обеих линиях велики. Оптическая толщина в линии HCN в среднем выше, чем в линии HNC и достигает ~20. При этом наблюдается довольно большой разброс отношения оптических толщин в этих линиях. Это делает предпочтительным использование линий их изотопологов H13CN и HN13C, оптическая толщина в которых заведомо мала. В работе [2] пришли к выводу, что оптическая толщина в линиях HCN и HNC не оказывает значительного влияния на полученную ими корреляцию между отношением интенсивностей этих линий и температурой газа. Наши данные заставляют в этом усомниться. На рис. 4 (справа) построена зависимость отношения ${{R}_{{12}}}{\text{/}}{{R}_{{13}}}$ [${{R}_{{12}}}$ = $I({\text{HCN}}){\text{/}}I({\text{HNC}})$, ${{R}_{{13}}}$ = = $I({{{\text{H}}}^{{{\text{13}}}}}{\text{CN}}){\text{/}}I({\text{H}}{{{\text{N}}}^{{{\text{13}}}}}{\text{C}})$] от оптической толщины $\tau ({\text{HCN}})$, а также выделены значения лучевой концентрации $N{\text{(}}{{{\text{H}}}_{{\text{2}}}}{\text{)}}$. Видно, что при больших оптических толщинах, которые типичны для линий HCN, отношение ${{R}_{{12}}}{\text{/}}{{R}_{{13}}}$ значительно меньше единицы. С уменьшением оптической толщины это отношение ожидаемо стремится к 1. Лучевая концентрация водорода, при которой оптическая толщина в линиях становится мала, составляет $N({{{\text{H}}}_{2}})\sim {{10}^{{22}}}$ см–2.

Рис. 4.

Зависимость от оценок оптической толщины τ(HCN) для молекул HCN и HNC величины τ(HNC) (слева) и отношения ${{R}_{{12}}}{\text{/}}{{R}_{{13}}}$ (справа). Цветная шкала соответствует значениям лучевой концентрации $N({{{\text{H}}}_{2}})$.

Вариации отношения ${{R}_{{12}}}$ могут быть вызваны различными значениями температуры возбуждения ${{T}_{{{\text{ex}}}}}$ HCN и HNC. Однако на построенной с помощью программы RADEX [19] зависимости ${{T}_{{{\text{kin}}}}}$ от ${{R}_{{12}}}$ при $n = {{10}^{5}}$ см–3 и $N = {{10}^{{12}}}$ см–2 можно заметить, что отношение слабо меняется с ростом температуры и составляет ≲︀1 (рис. 5).

Рис. 5.

Построенная с помощью программы RADEX зависимость кинетической температуры ${{T}_{{{\text{kin}}}}}$ от отношения ${{R}_{{12}}}$ при $n = {{10}^{5}}$ см–3 и $N = {{10}^{{12}}}$ см–2.

В результате анализа наших данных была построена зависимость кинетической температуры газа от отношений ${{R}_{{12}}}$ и ${{R}_{{13}}}$ (рис. 6). Значение ${{R}_{{13}}}$ растет от 1 до 10, а отношение интенсивностей основных изотопологов – от 1 до 4 в диапазоне температур ~15–45 К.

Рис. 6.

Зависимость кинетической температуры от отношения интегральных интенсивностей молекул H13CN и HN13C (слева) и HCN и HNC (справа). Результаты подгонки представлены cиней прямой вида $ax + b$ и красной кривой, описываемой функцией $A\exp \left( {\frac{{ - \Delta E}}{{{{T}_{{{\text{kin}}}}}}}} \right)$. Зеленая кривая соответствует $\Delta E = 20$ K из работы [2]. Параметры зависимостей ($a$, $b$, $A$, $\Delta E$) приведены на каждом из рисунков.

Таким образом, в результате аппроксимации были получены следующие зависимости:

(8)
${{T}_{{{\text{kin}}}}} = \left( {\begin{array}{*{20}{l}} {2.4{{R}_{{13}}} + 19.1,} \\ {8.7{{R}_{{12}}} + 6.4.} \end{array}} \right.$

Полученная прямая для HCN и HNC согласуется с прямой ${{T}_{{{\text{kin}}}}}$ = $10\frac{{{\text{I(HCN)}}}}{{{\text{I(HNC)}}}}$, полученной в работе [2], которая справедлива для отношения интенсивностей ≤4 и вплоть до температур ${{T}_{{{\text{kin}}}}} \sim 40$ K.

Помимо этого, на рис. 6 представлена аппроксимация функцией вида $A\exp \left( {\frac{{ - \Delta E}}{{{{T}_{{{\text{kin}}}}}}}} \right)$, которая выбрана исходя из соотношения населенностей, выраженных через распределение Больцмана. В результате были получены зависимости:

(9а)
${{R}_{{13}}} = 179\exp \left( {\frac{{ - 109}}{{{{T}_{{{\text{kin}}}}}}}} \right),$
(9б)
${{R}_{{12}}} = 8.4\exp \left( {\frac{{ - 34}}{{{{T}_{{{\text{kin}}}}}}}} \right),$
энергетический барьер для отношения ${{R}_{{13}}}$ составил $\Delta E \sim 109$ K, а для основных изотопологов $\Delta E \sim 34$ K. Результаты из других работ имеют некоторые расхождения, энергетический барьер при низких температурах равен $\Delta E \sim 20$ K [2], при дальнейшем возрастании температуры $\Delta E \sim 200$ K [4, 20].

В целом данные для HCN и HNC согласуются с результатами из работы [2]. Однако результаты для отношения ${{R}_{{13}}}$ заметно отличаются. Основной причиной расхождения результатов, вероятно, является большая оптическая толщина линий HCN и HNC, а также наличие аномалий сверхтонкой структуры молекулы HCN.

Использование линий H13CN и HN13C для оценки температуры было также недавно предложено и продемонстрировано в работе [21]. Однако в этой работе для оценки температуры используется корреляционная зависимость ${{R}_{{12}}}$ от температуры, найденная в работе [2]. Как показано выше, зависимость ${{R}_{{13}}}$ от температуры от нее отличается.

Мы полагаем, что в качестве индикатора температуры предпочтительнее использовать зависимость (9a) для отношения ${{R}_{{13}}}$. Оценки температуры для источников NGC 7538, DR 21(OH) представлены на рис. 7. Построенные карты демонстрируют хорошую согласованность с оценками, полученными по линиям CH3CCH и NH3. Виден градиент температуры, пики совпадают с излучением в континууме и излучением ИК источника. Кроме того, карты простираются дальше, чем карты, построенные по линиям CH3CCH и NH3.

Рис. 7.

Карты для NGC 7538 (верхняя панель) и DR 21(OH) (нижняя панель). Приведены отношение интегральных интенсивностей молекул H13CN и HN13C (а); ${{T}_{{{\text{kin}}}}}$(H13CN/HN13C) (б), кинетическая температура, полученная по переходам CH$_{3}$CCH (в) и кинетическая температура, полученная по переходам NH3 (г). Контурными линиями показаны границы излучения в континууме по данным SCUBA 850 μм [22]. Маркер в форме звезды обозначает положение IRAS 23116+6111.

Стоит отметить, что карты температуры могут быть еще расширены путем комбинирования данных наблюдений изотопологов H13CN и HN13C с наблюдениями основных изотопологов, например, как предложено в работе [21]. В этой работе в тех областях источника, где линии H13CN и HN13C становятся слишком слабыми, используется отношение интенсивностей основных изотопологов ${{R}_{{12}}}$.

5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

На основе наблюдений пяти областей образования массивных звезд, которые были получены с помощью радиотелескопов IRAM-30m и Effelsberg-100m, а также используя оценки температуры пыли ${{T}_{{{\text{dust}}}}}$ по данным с телескопа Herschel, в работе получены следующие результаты:

1. Обнаружена корреляция отношения интегральных интенсивностей переходов J = 1–0 молекул H13CN, HN13C и кинетической температуры. Отношение интенсивностей растет от 1 до 10 в диапазоне температур ~15–45 К. Поскольку эти линии можно обнаружить при наблюдениях большинства источников, полученные результаты позволяют предложить использование отношения интенсивностей H13CN/HN13C как возможный индикатор температуры межзвездных облаков.

2. Для низкотемпературной реакции HNC + + O $ \to $ CO + NH энергетический барьер, полученный из отношения H13CN/HN13C, составил $\Delta E\sim 109$ K, а из отношения основных изотопологов $\Delta E\sim 34$ K. Основной причиной расхождения результатов, вероятно, является большая оптическая толщина линий HCN и HNC, а также наличие аномалий сверхтонкой структуры молекулы HCN.

3. Полученные оценки кинетической температуры мы сравнили с оценками температуры пыли ${{T}_{{{\text{dust}}}}}$. В результате наличие значимой корреляции не было обнаружено. Значения ${{T}_{{{\text{dust}}}}}$ лежат в диапазоне ~18–25 K, в то время как ${{T}_{{{\text{kin}}}}}$ растет до 35 K. Возможно, что отсутствие корреляции связано с недостаточной плотностью наших источников.

Список литературы

  1. M. Jin, J.-E. Lee, and K.-T. Kim, Astrophys. J. Suppl. 219, 2 (2015).

  2. A. Hacar, A. D. Bosman, and E. F. van Dishoeck, Astron. and Astrophys 635, id. A4 (2020).

  3. M. B. Mendes, H. Buhr, M. H. Berg, M. Froese, et al., Astrophys. J. Letters 746, id. L8 (2012).

  4. D. M. Graninger, E. Herbst, K. I. Öberg, and A. I. Va-syunin, Astrophys. J. 787, id. 74 (2014).

  5. K. L. J. Rygl, A. Brunthaler, M. J. Reid, K. M. Menten, H. J. van Langevelde, and Y. Xu, Astron. and Astrophys 511, id. A2 (2010).

  6. M. Fich and L. Blitz, Astrophys. J. 279, 125 (1984).

  7. K. L. J. Rygl, A. Brunthaler, A. Sanna, K. M. Menten, et al., Astron. and Astrophys 539, id. A79 (2012).

  8. M. Ott, A. Witzel, A. Quirrenbach, T. P. Krichbaum, K. J. Standke, C. J. Schalinski, and C. A. Hummel, A-stron. and Astrophys 284, 331 (1994).

  9. N. Schneider, T. Csengeri, S. Bontemps, F. Motte, R. Simon, P. Hennebelle, C. Federrath, and R. Klessen, Astron. and Astrophys 520, id. A49 (2010).

  10. J. Askne, B. Hoglund, A. Hjalmarson, and W. M. Irvine, Astron. and Astrophys 130, 311 (1984).

  11. E. A. Bergin, P. F. Goldsmith, R. L. Snell, and H. Ungerechts, Astrophys. J. 431, 674 (1994).

  12. O. L. Ryabukhina, M. S. Kirsanova, M. Wienen, and C. Henkel, INASAN Sci. Rep. 5, 207 (2020).

  13. P. T. P. Ho and C. H. Townes, Ann. Rev. Astron. Astrophys 21, 239 (1983).

  14. M. Tafalla, P. C. Myers, P. Caselli, and C. M. Walmsley, Astron. and Astrophys 416, 191 (2004).

  15. K. A. Marsh, A. P. Whitworth, and O. Lomax, Monthly. Not. Roy. Astron. Soc 454, 4282 (2015).

  16. K. A. Marsh, A. P. Whitworth, O. Lomax, S. E. Ragan, et al., Monthly. Not. Roy. Astron. Soc 471, 2730 (2017).

  17. R. Banerjee, R. E. Pudritz, and D. W. Anderson, Monthly. Not. Roy. Astron. Soc 373, 1091 (2006).

  18. T. Liu, Y. Wu, and H. Zhang, Astrophys. J. Letters 775, id. L2 (2013).

  19. F. F. S. van der Tak, J. H. Black, F. L. Schöier, D. J. Jansen, and E. F. van Dishoeck, Astron. and Astrophys 468, 627 (2007).

  20. T. Hirota, S. Yamamoto, H. Mikami, and M. Ohishi, Astrophys. J. 503, 717 (1998).

  21. H. Beuther, F. Wyrowski, K. M. Menten, J. M. Winters, et al., Astron. and Astrophys 665, id. A63 (2022).

  22. J. Di Francesco, D. Johnstone, H. Kirk, T. MacKenzie, and E. Ledwosinska, Astrophys. J. Suppl. 175, 277 (2008).

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Астрономический журнал

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал