Астрономический журнал, 2023, T. 100, № 12, стр. 1217-1244

1. ВВЕДЕНИЕ

Исследования плотных ядер молекулярных облаков являются важным средством для оценки начальных условий процесса звездообразования. Особенное внимание привлекают ядра, связанные с областями образования звезд большой массы ($ \gtrsim 8{\kern 1pt} {{M}_{ \odot }}$) и звездных скоплений. Несмотря на сильно возросший объем наблюдений таких объектов за последнее время, согласованный сценарий их образования далек от завершения (см., напр., [1, 2]). По сравнению с областями образования звезд с массами порядка или меньше солнечной они более редки, расположены на бóльших расстояниях, быстрее эволюционируют и обладают скрытой фазой развития перед главной последовательностью. На ранних стадиях эволюции массивные звезды активно взаимодействуют с родительским плотным ядром, увеличивают турбулентность и температуру, приводят к появлению ударных волн и истечений, вызывают фрагментацию, дальнейшее сжатие и при определенных условиях новую фазу звездообразования. Химический состав газа в областях образования массивных звезд обогащен из-за испарения молекул с поверхности пылинок. Излучение отдельных компактных областей в линиях молекул воды, метанола и гидроксила и некоторых других может иметь мазерную природу. Наблюдаемые профили линий существенно уширены за счет турбулентных и систематических движений. Эти эффекты часто накладываются друг на друга, что усложняет интерпретацию наблюдений.

Существуют различные предположения о состоянии ядер, в которых происходит образование звезд. Так, в модели сингулярной изотермической сферы [3, 4], предполагается, что квазиравновесное сферическое ядро с радиальным профилем плотности Боннора-Эберта (плоский участок вблизи центра и близкая к ${{r}^{{ - 2}}}$ зависимость в оболочке) эволюционирует к состоянию с сингулярностью в центре (протозвезда), после чего начинается коллапс, который распространяется изнутри наружу (“inside-out”). В модели турбулентного ядра [5], предложенной для описания образования массивных звезд и звездных скоплений, в качестве начального состояния рассматривается сфера в гидростатическом равновесии, обладающая сверхзвуковой турбулентностью и профилем плотности ${{r}^{{ - 3{\text{/}}2}}}$ [5, 6], в которой отсутствуют систематические движения. Как в модели сингулярной изотермической сферы, так и в модели турбулентного ядра в области, где газ коллапсирует на протозвезду, радиальные профили плотности и скорости имеют вид ${{r}^{{ - 3{\text{/}}2}}}$ и ${{r}^{{ - 1{\text{/}}2}}}$ соответственно.

Альтернативный подход, как, например, в модели глобального иерархического коллапса [7], исходит из того, что ядра, как и родительские облака, являются неравновесными объектами, находящимися в процессе глобального коллапса еще до формирования протозвезды, а наблюдаемая близость их к состоянию вириального равновесия происходит, в частности, из-за близости скорости свободного падения к вириальной. В данной модели, основанной на классических работах Ларсона и Пенстона [8, 9], после формирования протозвезды профиль плотности в оболочке имеет вид ${{r}^{{ - 2}}}$, а скорость сжатия постоянна и не зависит от радиального расстояния (см., напр., [7, 10]). Поскольку как в модели квазиравновесного, так и неравновесного ядра профили плотности в оболочке близки, именно профиль систематической скорости может служить фактором, позволяющим сделать выбор между моделями.

Из-за неоднородного распределения плотности газа в ядрах и наличия систематических движений газа наблюдаемые профили молекулярных линий с большой оптической толщиной могут отличаться от гауссовых и обладать асимметрией, связанной с различием условий, влияющих на их формирование на луче зрения, и смещением по скорости из-за эффекта Доплера. Для интерпретации таких спектров и для оценки параметров структуры и поля скоростей необходимо проводить расчеты возбуждения молекул с учетом отличий от локального термодинамического равновесия (ЛТР) и сравнивать расчетные спектры с наблюдаемыми. Среди молекулярных линий, индикаторов плотного газа, оптически толстые линии HCO⁺(1–0) и HCN(1–0) являются одними из наиболее чувствительных к кинематике и распределению плотности.

Анализ данных наблюдений пяти областей образования массивных звезд северного неба, связанных с мазерами метанола [11], позволил обнаружить асимметрию профилей оптически толстых линий HCO⁺(1–0) и HCN(1–0) в четырех из них. Для одного из рассмотренных в работе [11] ядер с признаками сжатия (L1287 или G121.28+0.65) с помощью не-ЛТР модели был проведен анализ данных наблюдений в линиях HCO⁺(1–0) и HCN(1–0) и в линиях более редких изотопов [12]. Для вписывания модельных спектральных карт в наблюдаемые был применен специально разработанный алгоритм, основанный на методах главных компонентов и k-ближайших соседей [12]. Были получены оценки оптимальных параметров радиальных профилей плотности, турбулентной скорости и скорости сжатия. Оказалось, что степенной индекс профиля скорости сжатия в L1287 близок к нулю, что указывает на вероятность глобального коллапса этого ядра. Чтобы ответить на вопрос, насколько типичным является данный случай, необходимо проведение дальнейших исследований ядер, связанных с областями образования массивных звезд и звездных скоплений и обладающих признаками сжатия.

Выборка плотных ядер, связанных с областями образования массивных звезд и звездных скоплений южного неба, ранее исследовалась в различных молекулярных линиях и в континууме [13–20]. Был определен ряд физических параметров ядер, рассчитаны профили плотности [21] и получены оценки химического состава; в нескольких объектах обнаружены эффекты химической дифференциации [18].

В настоящей работе приведены результаты наблюдений шести объектов из данной выборки в различных молекулярных линиях в 3-мм диапазоне длин волн и делаются оценки их физических характеристик и химического состава. Для двух ядер наблюдаемые профили линий HCO⁺(1–0) и HCN(1–0), в которых есть указания на вероятность сжатия газа, проведен анализ данных наблюдений с помощью модельных расчетов. Для одного из них приведены оценки параметров пространственного распределения плотности и скорости.

2. ИСТОЧНИКИ

Объектами исследования являлись шесть областей образования массивных звезд и звездных скоплений южного неба, наблюдавшихся нами ранее в линиях CS(2–1) и CS(5–4) [13, 18], N₂H⁺(1–0) [17], а также в континууме на длинах волн 1.2 мм и 350 мкм [18, 20]. Список источников приведен в табл. 1. Там же приведены расстояния до объектов и указаны ассоциации с другими объектами.¹¹

Таблица 1.  

Список источников

Источник	$\alpha $(2000) h m s	$\delta $(2000) °	$D$, кпк	Ссылка	Ассоциации с другими объектами
G268.42–0.85	09 01 54.3	–47 43 59	1.7 (0.1)	[22]	IRAS 09002–4732
G269.11–1.12	09 03 32.8	–48 28 39	2.6	[13]	IRAS 09018–4816
G270.26$ + $0.83	09 16 43.3	–47 56 36	1.3 (0.2)	[23]	IRAS 09149–4743, RCW 41
G285.26–0.05	10 31 30.0	–58 02 07	4.7	[13]	IRAS 10295–5746
G291.27–0.71	11 11 49.9	–61 18 14	2.8 (0.3)	[24]	IRAS 11097–6102, NGC 3576, RCW 57
G294.97–1.73	11 39 12.6	–63 28 47	1.2	[13]	IRAS 11368–6312

Примечание. Расстояния до объектов G268.42, G291.27 получены методом параллаксов по данным спутника Gaia, расстояние до G270.26 оценено спектроскопическим методом, для остальных объектов приведены кинематические расстояния. Поскольку значения погрешностей последних в литературе не приведены, при расчетах мы произвольно брали их равными 0.3 кпк (G269.11 и G294.97) и 0.5 кпк (G285.26).¹

Помимо точечных источников IRAS и мазерных источников, в исследуемых ядрах есть ультракомпактные области H II, источники ближнего инфракрасного диапазона, субмиллиметровые и радиоисточники, а также молекулярные истечения. Болометрические светимости источников IRAS рассчитывались, как интеграл от вписанной кривой излучения “серого” тела в зависимость потока от частоты [18] с учетом расстояний из табл. 1. Информация о наличии мазерных источников взята из базы данных maserdb.net [25].

В области G268.42–0.85 источник IRAS 09002–4732 ($L \sim 8 \times {{10}^{4}}{\kern 1pt} {{L}_{ \odot }}$) связан с погруженным в плотное газопылевое облако молодым звездным скоплением, доминирующим членом которого является звезда спектрального класса O7 [22]. Измерения методом параллаксов по данным спутника Gaia дают расстояние до скопления 1.7–1.8 кпк [22]. Со скоплением связана ультракомпактная зона H II [26, 27]. В ядре наблюдается мазер воды [28].

Источник IRAS 09018–4816 в области G 269.11–1.12 ($L \sim 6 \times {{10}^{4}}{\kern 1pt} {{L}_{ \odot }}$), связанный с ультракомпактной зоной H II [29], находится к югу от плотного ядра. Как в направлении центра ядра, так и вблизи источника IRAS зарегистрированы мазеры воды [28, 30]. Вблизи центра ядра наблюдается мазер метанола II класса на частоте 6.7 ГГц [31]. В ядре также наблюдаются мазерные линии метанола I класса [32–36].

Плотное ядро G270.26+0.83 связано с областью H II RCW41, состоящей из двух отдельных компактных областей, источниками которых являются звезды спектральных классов O9 V и B0 V соответственно [27]. Источник IRAS 09149–4743 со светимостью $ \sim 5 \times {{10}^{3}}{\kern 1pt} {{L}_{ \odot }}$ находится на периферии ядра. В ядре находится скопление молодых звездных объектов, наблюдаемых как источники ближнего ИК диапазона [37, 38], а также мазеры воды [30] и метанола I класса [32–36] и II класса [31].

Область G285.26–0.05 состоит из двух ядер. В ядре 1 находятся источник IRAS 10295–5746 ($L \sim 5 \times {{10}^{5}}{\kern 1pt} {{L}_{ \odot }}$) и ультракомпактная область H II [29], а также скопление инфракрасных источников 2MASS [39], мазеры OH [40], воды [41] и метанола II класса [42]. В ядре 2 наблюдается мазер воды [41], и в нем (как и в ядре 1) обнаружено излучение в линии Br$\gamma $ [43], что указывает на существование H II области, вероятно, погруженной в плотную пылевую оболочку.

Источник IRAS 11097–6102 ($L \sim 3 \times {{10}^{5}}{\kern 1pt} {{L}_{ \odot }}$) находится в центральной части протяженного газопылевого сгустка G291.27–0.71. Здесь находится область H II [44], взаимодействие которой с родительским облаком, по-видимому, определяет морфологию сгустка, состоящего из нескольких фрагментов и соответствующих ИК-источников. В области наблюдаются мазеры воды [41] и метанола II класса [31, 45].

Область G294.97–1.73 состоит из двух ядер. Ядро 1 связано с источником IRAS 11368–6312 ($L \sim 6 \times {{10}^{3}}{\kern 1pt} {{L}_{ \odot }}$) и ультракомпактной областью H II [46]. В обоих ядрах наблюдаются мазеры воды [30, 41]. В ядре 1 наблюдаются мазерные линии метанола I класса [32, 33, 36] и II класса [47]. Ядро 2 связано мазером метанола II класса [31].

3. НАБЛЮДЕНИЯ

Наблюдения шести объектов из табл. 1 проводились в 2010 г. с помощью 22-м радиотелескопа MOPRA (Австралия)²² (проект M526). При наблюдениях использовался приемник 3-мм диапазона длин волн с СИС-смесителем на входе. Шумовая температура системы в течение периода наблюдений изменялась в диапазоне: $ \sim 140{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 200$ К в зависимости от источника и погодных условий. Для спектрального анализа использовался спектроанализатор MOPS с общей полосой 8 ГГц³³, что позволяло регистрировать одновременно несколько молекулярных линий в диапазоне $ \sim 84{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 92$ ГГц. Полоса наблюдений была разделена на 16 поддиапазонов шириной в 137.5 МГц, настроенных на линии молекул HCO⁺, HCN, HNC и их более редких изотопов, а также на линии молекул HC₃N, SiO, CH₃OH, CH₃C₂H, CH₃CN и некоторых других. Каждый поддиапазон состоял из 4096 каналов, что давало разрешение по скорости $ \sim 0.11$ км/с. Ширина основного луча диаграммы направленности телескопа MOPRA составляла 36 в данном диапазоне [48]. Эффективность использования основного луча на частоте 86 ГГц составляла 0.49 [48].

Картирование проводились в режиме OTF. Для каждого объекта получены карты размером $2\prime \times 2\prime $. Ошибки наведения регулярно уточнялись по наблюдениям мазеров SiO и не превышали . Для калибровки спектральных наблюдений использовался источник Orion KL. Обработка полученных данных проводилась с использованием пакетов Livedata и Gridzilla⁴⁴, с помощью которых производилось вычитание базовой линии 1-го порядка, усреднение и формирование кубов данных (две координаты и скорость) с фиксированным шагом по обеим координатам (, Nyquist sampling).

4. РЕЗУЛЬТАТЫ НАБЛЮДЕНИЙ

Для всех наблюдавшихся объектов получены карты в линиях CH₃OH(5$_{{ - 1}}$–4₀ E), c-C₃H₂(2_1,2–1_0,1), H¹³CN(1–0), H¹³CO⁺(1–0), SiO(2–1), HCN(1–0), HCO⁺(1–0), HNC(1–0) и HC₃N(10–9). В направлении центральных позиций объектов зарегистрированы линии HN¹³C(1–0), CH₃C₂H(5–4) и CH₃CN(5–4).

В табл. 2 приведен список зарегистрированных молекулярных линий в порядке возрастания частоты с указанием перехода, частоты и энергии верхнего уровня (в единицах температуры). На рис. 1 приведены спектры в направлении позиций, близких к центрам ядер, где интенсивности большинства линий близки к максимальным. Для областей G285.26 и G297.97, карты которых содержат по два компактных ядра, приведены спектры в направлении центральных позиций каждого из них. Вертикальная штриховая линия на каждой диаграмме соответствует центру оптически тонкой линии H¹³CO⁺(1–0). Видно, что профили оптически толстых линий HCO⁺(1–0), HCN(1–0) и HNC(1–0) в G268.42, G269.11, G270.26 и G291.27 обладают асимметрией, причем в G268.42 и G269.11 наблюдается ярко выраженный провал между синим и красным пиками, а интенсивность синего пика превышает интенсивность красного.

Рис. 1.

Cпектры в направлении пиков излучения в объектах. По горизонтальной оси отложена лучевая скорость, по вертикальной оси – интенсивности в единицах температуры, приведенной к основному лучу телескопа (${{T}_{{{\text{MB}}}}}$). Для G285.26–0.05 и G294.97–1.73 спектры приведены для двух позиций, близких к центрам различных ядер в этих объектах. Штриховые красные линии соответствуют центру оптически тонкой линии H¹³CO⁺(1–0).

4.1. Карты в молекулярных линиях

Карты интегральных интенсивностей различных молекулярных линий приведены на рис. 2–7. На рисунках показаны источники IRAS и имеющиеся в ядрах мазеры воды, метанола II класса и гидроксила, являющиеся индикаторами областей образования массивных звезд. На рисунках также приведены карты излучения пыли в континууме на длине волны 350 мкм [20], полученные с существенно лучшим угловым разрешением и позволяющие оценить внутреннюю структуру ядер более детально.

Рис. 2.

Карты молекулярных линий, наблюдавшихся в области G268.42–0.85 (контуры), и карты излучения пыли в континууме на длине волны 350 мкм [20] (оттенки серого). По осям отложены величины смещений $\Delta \alpha {\text{''}}$ и $\Delta \delta {\text{''}}$ относительно координат, приведенных в табл. 1. Изолинии интегральной интенсивности лежат в диапазоне от 10 до 90% от пиковых значений (табл. 3). Источник IRAS обозначен красной звездой, мазер воды [28] – голубым треугольником. Неопределенность позиции источника IRAS показана эллипсом, соответствующим уровню доверительности в 95%. В левом нижнем углу карты CH$_{3}$OH приведены размеры основного луча диаграммы направленности MOPRA-22m (36) и APEX-12m (7.5).

Рис. 3.

Карты молекулярных линий, наблюдавшихся в G269.11–1.12. Вблизи источника IRAS наблюдается мазер воды [28]. Вблизи центра ядра – мазер воды [30] и мазер метанола II класса (6.7 ГГц) [31]. Мазеры воды и метанола обозначены голубыми и желтыми треугольниками соответственно. Остальные обозначения те же, что на рис. 2.

Рис. 4.

Карты молекулярных линий, наблюдавшихся в G270.26+0.83. Вблизи центра ядра наблюдаются мазеры воды [30], обозначенные голубыми треугольниками, и мазер метанола II класса (6.7 ГГц) [31], обозначенный желтым треугольником. Остальные обозначения те же, что на рис. 2.

Рис. 5.

Карты молекулярных линий, наблюдавшихся в G285.26–0.05. Мазеры воды [41] обозначены голубыми треугольниками. Мазер метанола II класса (6.7 ГГц) [42] и мазер OH [40] обозначены желтым и розовым треугольниками соответственно. Остальные обозначения те же, что на рис. 2. Цифрами обозначены ядра, параметры которых рассчитывались по отдельности.

Рис. 6.

Карты молекулярных линий, наблюдавшихся в G291.27–0.71. Мазеры воды [41] обозначены голубыми треугольниками, мазеры метанола II класса (6.7 ГГц) [31] – желтыми треугольниками. Остальные обозначения те же, что на рис. 2.

Рис. 7.

Карты молекулярных линий, наблюдавшихся в G294.97–1.73. Мазеры воды [30] обозначены голубыми треугольниками, мазеры метанола II класса (6.7 ГГц) [31, 47] – желтыми треугольниками. Остальные обозначения те же, что на рис. 2. Цифрами обозначены ядра, параметры которых рассчитываются по отдельности.

В большинстве случаев области излучения в различных линиях пространственно коррелируют друг с другом. Наилучшая корреляция наблюдается между картами HCO⁺(1–0), HCN(1–0), HNC(1–0), HC₃N(10–9), а также между картами изотопов H¹³CO⁺(1–0), H¹³CN(1–0). Карты в линиях c-C₃H₂(2$_{{1,2}}$–1$_{{0,1}}$) и SiO(2–1) в меньшей степени коррелируют с остальными. Карты континуума на 350 мкм в большинстве случаев находятся внутри контуров половинной интенсивности молекулярного излучения. Источники IRAS расположены как вблизи центров ядер, так и на периферии (в G269.11 и G270.26). Мазерные источники наблюдаются во всех ядрах, указывая на процесс звездообразования.

Для оценки размеров областей излучения в карты интегральных интенсивностей вписывалась свертка двумерной гауссовой эллиптической функции с неизвестными параметрами и двумерной круговой гауссианы с шириной, равной ширине основного луча диаграммы направленности телескопа [17]. Размеры ядер определялись как геометрическое среднее размеров вписанной эллиптической двумерной гауссианы. Центры областей излучения в целом близки друг к другу в пределах размера основного луча диаграммы направленности. Их морфология, в общем, коррелирует с морфологией карт в континууме на 350 мкм (за исключением G291.27), хотя следует учесть, что последние имеют существенно меньшие размеры. Отношения осей вписанных эллипсов, угловые размеры областей излучения в различных линиях на половинном уровне от м-аксимальной интенсивности приведены далее в таблицах вместе с погрешностями их определения.

4.2. Параметры линий

Обработка спектральных данных производилась стандартными методами с помощью пакета GILDAS⁵⁵ и наших оригинальных программ. После вычитания базовой линии из участков спектра с линиями, производилось вписывание (аппроксимация)гауссовых функций (одной или нескольких) в наблюдаемые спектры для определения интенсивности, скорости на луче зрения, соответствующей центру линии, и ширины линии на половинном уровне от максимальной интенсивности (FWHM). Параметры наблюдавшихся молекулярных линий в направлении позиций пиков излучения приведены в табл. 3. При обработке спектров CH₃C₂H(5–4) и CH₃CN(5–4) фиксировались расстояния между линиями с различными квантовыми числами $K$, а их ширины считались одинаковыми. Такая же процедура использовалась при обработке спектров H¹³CN(1–0), состоящих из трех близких сверхтонких компонентов. Для линий с большой оптической толщиной (HCN(1–0), HCO⁺(1–0), HNC(1–0)), профили которых во многих случаях негауссовы, в табл. 3 приведены только интегральные интенсивности. Неопределенности интегральных интенсивностей рассчитывались, как $\Delta {{T}_{{{\text{MB}}}}}\sqrt {{{N}_{{{\text{ch}}}}}} {\kern 1pt} \delta {{V}_{{{\text{ch}}}}}$, где $\Delta {{T}_{{{\text{MB}}}}}$ – уровень шума в канале без линии (рассчитанный после вычета базовой линии), ${{N}_{{{\text{ch}}}}}$ – число каналов, занимаемых линией, $\delta {{V}_{{{\text{ch}}}}}$ – разрешение по скорости (ширина канала).

Таблица 3.  

Параметры наблюдавшихся линий

Линия	$I$, K · км/с	${{T}_{{{\text{MB}}}}}$, K	${{V}_{{{\text{LSR}}}}}$, км/с	$\Delta V$, км/с
G268.42–0.85 (0, )
CH3OH(5–1–40 E)	1.67 (0.12)	0.51 (0.04)	2.95 (0.12)	3.21 (0.30)
c-C3H2(21,2–10,1)	1.28 (0.14)	0.37 (0.04)	2.60 (0.17)	3.24 (0.42)
CH3C2H(50–40)	1.46 (0.16)	0.46 (0.05)	3.00 (0.09)	1.94 (0.22)
H13CN(1–0 $F$ = 2–1)	3.36 (0.21)	0.61 (0.04)	2.98 (0.08)	2.81 (0.18)
H13CO+(1–0)	2.53 (0.11)	0.96 (0.05)	2.99 (0.06)	2.73 (0.16)
SiO(2–1)	1.00 (0.13)	0.21 (0.03)	3.02 (0.34)	4.56 (0.90)
HN13C(1–0)	0.91 (0.11)	0.34 (0.05)	3.22 (0.16)	2.40 (0.38)
HCN(1–0 $F$ = 2–1)	38.6 (0.2)
HCO+(1–0)	20.5 (0.2)
HNC+(1–0)	15.0 (0.1)
HC3N(10–9)	3.53 (0.10)	1.40 (0.04)	2.82 (0.03)	2.43 (0.08)
CH3CN(50–40)	0.75 (0.09)	0.11 (0.02)	3.05 (0.30)	4.11 (0.58)
G269.11–1.12 (15, 30)
CH3OH(5–1–40 E)	4.47 (0.15)	1.38 (0.05)	10.25 (0.05)	2.86 (0.12)
c-C3H2(21,2–10,1)	1.72 (0.15)	0.44 (0.04)	10.37 (0.17)	3.88 (0.42)
CH3C2H(50–40)	1.44 (0.19)	0.23 (0.03)	10.10 (0.18)	2.98 (0.40)
H13CN(1–0 $F$ = 2–1)	4.12 (0.20)	0.75 (0.04)	10.40 (0.08)	3.06 (0.17)
H13CO+(1–0)	2.65 (0.11)	0.75 (0.04)	10.29 (0.08)	3.40 (0.20)
SiO(2–1)	0.77 (0.12)	0.31 (0.04)	10.54 (0.18)	2.67 (0.45)
HN13C(1–0)	1.10 (0.14)	0.39 (0.05)	10.32 (0.15)	2.68 (0.38)
HCN(1–0 $F$ = 2–1)	34.6 (0.3)
HCO+(1–0)	26.9 (0.2)
HNC+(1–0)	16.5 (0.2)
HC3N(10–9)	5.21 (0.12)	1.68 (0.04)	10.21 (0.03)	2.90 (0.08)
CH3CN(50–40)	1.04 (0.13)	0.16 (0.02)	10.55 (0.23)	3.83 (0.46)
G270.26+0.83 (, 30)
CH3OH(5–1–40 E)	6.78 (0.10)	2.22 (0.04)	10.04 (0.02)	2.74 (0.06)
c-C3H2(21,2–10,1)	1.02 (0.10)	0.31 (0.04)	10.01 (0.17)	3.13 (0.43)
CH3C2H(50–40)	0.84 (0.13)	0.14 (0.03)	9.20 (0.26)	3.36 (0.54)
H13CN(1–0 $F$ = 2–1)	3.12 (0.16)	0.50 (0.03)	9.66 (0.10)	3.29 (0.19)
H13CO+(1–0)	2.06 (0.10)	0.67 (0.04)	9.62 (0.07)	2.85 (0.18)
SiO(2–1)	1.33 (0.10)	0.38 (0.03)	10.28 (0.16)	4.24 (0.42)
HN13C(1–0)	0.75 (0.10)	0.21 (0.03)	9.64 (0.28)	3.81 (0.73)
HCN(1–0 $F$ = 2–1)	28.9 (0.2)	7.5 (0.1)	10.02 (0.01)	2.15 (0.03)
HCO+(1–0)	25.9 (0.2)	10.6 (0.1)	9.92 (0.01)	2.44 (0.03)
HNC+(1–0)	13.0 (0.1)	4.6 (0.1)	9.86 (0.01)	2.55 (0.03)
HC3N(10–9)	2.58 (0.10)	0.75 (0.03)	9.70 (0.07)	3.46 (0.18)
CH3CN(5$_{0}$–40)	1.16 (0.12)	0.16 (0.02)	9.54 (0.17)	3.30 (0.35)
G291.27–0.71 (, )
CH3OH(5–1–40 E)	2.77 (0.13)	0.91 (0.04)	–23.58 (0.06)	2.72 (0.15)
c-C3H2(21,2–10,1)	2.57 (0.18)	0.48 (0.03)	–23.06 (0.16)	5.00 (0.39)
CH3C2H(50–40)	3.35 (0.21)	0.42 (0.04)	–23.96 (0.09)	2.80 (0.22)
H13CN(1–0 $F$ = 2–1)	4.08 (0.22)	0.61 (0.03)	–23.95 (0.09)	3.31 (0.16)
H13CO+(1–0)	3.66 (0.11)	1.11 (0.04)	–23.72 (0.05)	3.09 (0.12)
SiO(2–1)	2.42 (0.14)	0.50 (0.03)	–23.42 (0.13)	4.42 (0.32)
HN13C(1–0)	1.41 (0.13)	0.46 (0.04)	–23.57 (0.11)	2.82 (0.28)
HCN(1–0 $F$ = 2–1)	54.4 (0.3)	5.50 (0.07)	–23.37 (0.03)	4.33 (0.05)
HCO+(1–0)	45.2 (0.2)	8.20 (0.05)	–23.10 (0.01)	5.04 (0.03)
HNC+(1–0)	22.4 (0.1)	5.00 (0.03)	–23.46 (0.01)	4.09 (0.03)
HC3N(10–9)	5.73 (0.12)	2.01 (0.04)	–23.97 (0.03)	2.59 (0.06)
CH3CN(50–40)	1.62 (0.14)	0.23 (0.03)	–24.03 (0.12)	3.00 (0.27)
G285.26–0.05 (0, )
CH3OH(5–1–40 E)	<0.4
c-C3H2(21,2–10,1)	1.28 (0.15)	0.22 (0.03)	2.28 (0.45)	7.19 (1.34)
CH3C2H(50–40)	<0.9
H13CN(1–0 $F$ = 2–1)	0.92 (0.22)	0.12 (0.04)	2.68 (1.11)	5.26 (2.05)
H13CO+(1–0)	0.57 (0.13)	0.25 (0.05)	3.45 (0.24)	2.31 (0.58)
SiO(2–1)	0.97 (0.13)	0.10 (0.03)	4.23 (0.48)	6.47 (1.38)
HN13C(1–0)	<0.4
HCN(1–0)	32.9 (0.2)	3.82 (0.04)	2.93 (0.03)	4.37 (0.05)
HCO+(1–0)	27.0 (0.2)	5.17 (0.05)	3.05 (0.02)	4.78 (0.05)
HNC+(1–0)	6.8 (0.2)	1.52 (0.03)	3.14 (0.05)	4.28 (0.12)
HC3N(10–9)	0.65 (0.11)	0.19 (0.03)	3.21 (0.34)	4.48 (0.88)
CH3CN(50–40)	<0.9
G285.26–0.05 (, )
CH3OH(5–1–40 E)	1.92 (0.18)	0.50 (0.05)	1.37 (0.21)	4.53 (0.55)
c-C3H2(21,2–10,1)	1.62 (0.19)	0.44 (0.05)	2.84 (0.21)	3.64 (0.53)
CH3C2H(50–40)	<1.1
H13CN(1–0 $F$ = 2–1)	1.19 (0.31)	0.34 (0.06)	2.64 (0.19)	2.26 (0.46)
H13CO+(1–0)	1.33 (0.14)	0.45 (0.05)	2.53 (0.16)	2.84 (0.40)
SiO(2–1)	<0.5
HN13C(1–0)	<0.5
HCN(1–0)	31.0 (0.3)	4.01 (0.05)	2.55 (0.03)	3.92 (0.05)
HCO+(1–0)	25.2 (0.2)	5.55 (0.05)	2.55 (0.02)	4.29 (0.05)
HNC+(1–0)	10.5 (0.2)	2.78 (0.05)	2.51 (0.03)	3.47 (0.07)
HC3N(10–9)	1.63 (0.14)	0.64 (0.05)	2.07 (0.10)	2.56 (0.26)
CH3CN(50–40)	<0.9
G294.97–1.73 (15, )
CH3OH(5–1–40 E)	1.42 (0.12)	0.63 (0.05)	–8.08 (0.08)	2.10 (0.20)
c-C3H2(21,2–10,1)	1.61 (0.14)	0.51 (0.04)	–8.83 (0.12)	2.82 (0.29)
CH3C2H(50–40)	1.09 (0.14)	0.26 (0.04)	–8.14 (0.11)	1.89 (0.26)
H13CN(1–0 $F$ = 2–1)	1.23 (0.19)	0.41 (0.05)	–8.31 (0.09)	1.73 (0.23)
H13CO+(1–0)	1.25 (0.11)	0.64 (0.05)	–8.39 (0.07)	1.82 (0.17)
SiO(2–1)	0.47 (0.11)	0.14 (0.04)	–8.17 (0.38)	3.23 (0.98)
HN13C(1–0)	0.72 (0.13)	0.46 (0.06)	–8.26 (0.10)	1.57 (0.25)
HCN(1–0)	31.5 (0.2)	5.45 (0.05)	–8.49 (0.01)	3.22 (0.03)
HCO+(1–0)	24.9 (0.2)	6.73 (0.05)	–8.48 (0.01)	3.38 (0.03)
HNC+(1–0)	12.2 (0.1)	3.91 (0.04)	–8.43 (0.01)	2.90 (0.03)
HC3N(10–9)	2.76 (0.10)	1.32 (0.05)	–8.30 (0.03)	1.89 (0.08)
CH3CN(50–40)	<0.5
G294.97–1.73 (60, 15)
CH3OH(5–1–40 E)	0.51 (0.12)	0.25 (0.05)	–8.47 (0.18)	1.79 (0.44)
c-C3H2(21,2–10,1)	1.07 (0.14)	0.37 (0.04)	–9.35 (0.16)	2.92 (0.41)
CH3C2H(50–40)	<0.6
H13CN(1–0 $F$ = 2–1)	1.19 (0.19)	0.28 (0.04)	–8.89 (0.17)	2.41 (0.44)
H13CO+(1–0)	1.29 (0.10)	0.51 (0.05)	–9.00 (0.11)	2.49 (0.27)
SiO(2–1)	<0.4
HN13C(1–0)	0.48 (0.12)	0.35 (0.06)	–8.53 (0.12)	1.44 (0.30)
HCN(1–0)	25.5 (0.2)	4.36 (0.04)	–9.22 (0.01)	3.18 (0.03)
HCO+(1–0)	20.9 (0.2)	6.14 (0.05)	–9.16 (0.01)	3.15 (0.03)
HNC+(1–0)	9.4 (0.1)	3.02 (0.04)	–9.18 (0.02)	2.83 (0.05)
HC3N(10–9)	1.81 (0.11)	0.89 (0.05)	–8.90 (0.05)	1.89 (0.12)
CH3CN(50–40)	<0.5

Примечание. Параметры CH₃CH(5₀–4₀) рассчитаны для спектров, усредненных по следующим областям: $\Delta \alpha $: и $\Delta \delta $: (G269.11); $\Delta \alpha $: и $\Delta \delta $: (G270.26); $\Delta \alpha $: и $\Delta \delta $: (G294.97). Параметры CH₃CN(5₀–4₀) рассчитаны для спектров, усредненных по следующим областям: $\Delta \alpha $: и $\Delta \delta $: (G268.42); $\Delta \alpha $: и $\Delta \delta $: (G269.11); $\Delta \alpha $: и $\Delta \delta $: (G291.27). Интегральные интенсивности линий CH₃C₂H(5–4), H¹³CN(1–0), HCN(1–0) и CH₃CN(5–4) рассчитаны по всем компонентам спектров.

5. ФИЗИЧЕСКИЕ ПАРАМЕТРЫ ЯДЕР

5.1. Кинетические температуры

Линии метилацетилена (CH₃C₂H) и метилцианида (CH₃CN) можно использовать для определения кинетических температур в плотных ядрах. Для молекул типа симметричного волчка, какими являются данные молекулы, переходы с различным квантовым числом $J$ состоят из нескольких линий с различным значением квантового числа K, определяющего проекцию момента количества движения на ось симметрии молекулы. Аппроксимируя прямой линией зависимость интегральных интенсивностей линий с различными $K$ от энергии уровней, по коэффициенту наклона можно определить вращательную температуру и использовать ее в качестве оценки кинетической температуры (см., напр., [49]).

Кинетические температуры были рассчитаны данным методом для пяти ядер (см. табл. 4), в которых были уверенно зарегистрированы по крайней мере две линии с различными значениями $K$ для CH₃C₂H(5–4). Для оценок по линиям CH₃CN(5–4) были отобраны три ядра (см. табл. 4). Все эти линии, по-видимому, являются оптически тонкими. На это указывает тот факт, что их интенсивности лежат в диапазонах интенсивностей соответствующих линий, наблюдаемых в областях образования массивных звезд, оптическая толщина которых невелика (см., напр., [50, 51]). В качестве интегральных интенсивностей линий с различным $K$ бралось произведение величин ${{T}_{{{\text{MB}}}}}$ и $\Delta V$, которые определялись из аппроксимации. Погрешности кинетических температур рассчитывались методом распространения ошибок из погрешностей аппроксимации. Из-за относительно невысоких значений отношения сигнала к шуму при наблюдениях CH₃C₂H(5–4) и CH₃CN(5–4) ($ \lesssim {\kern 1pt} 3$) погрешности температур оказались довольно высоки (порядка самих значений). Для их уменьшения в четырех из пяти ядер температуры рассчитывались по спектрам, усредненным по нескольким близлежащим точкам (диапазоны усреднения указаны во 2-м и 3-м столбцах табл. 4).

Таблица 4.  

Кинетические температуры

Источник	$\Delta \alpha ,$	$\Delta \delta ,$	${{T}_{{{\text{kin}}}}}$, K (CH3C2H)	${{T}_{{{\text{kin}}}}}$, K (CH3CN)
G268.42–0.85	0	–15	32(8)
G269.11–1.12	0…30	15…45	33(12)	44(13)
G270.26+0.83	–15…0	15…30	27(15)	56(34)
G291.27–0.71	–(30…15)	–(45…30)	51(8)	36(7)
G294.97–1.73	–15…15	–30…0	48(17)

Примечание. Кинетические температуры для всех объектов, кроме G268.42–0.85, рассчитаны по спектрам, усредненным в указанных диапазонах $\Delta \alpha $ и $\Delta \delta $.

В табл. 4 приведены рассчитанные кинетические температуры. Полученные значения составляют $ \sim 30{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 40$ K, оценки по CH₃C₂H(5–4) и CH₃CN(5–4) совпадают в пределах ошибки для G269.11 и G270.26. Для G291.27 оценка температуры по CH₃C₂H(5–4) достигает $ \sim 50$ К, в то время как оценка по CH₃CN(5–4) составляет $ \sim 35$ К. Это расхождение обсуждается в разделе 7. Тепловые ширины линий, соответствующие полученным оценкам температур, для H¹³CO⁺ составляют $ \sim 0.2{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 0.3$ км/с для ${{T}_{{{\text{kin}}}}} = 30{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 50$ K.

5.2. Лучевые концентрации и распространенности молекул

Используя интегральные интенсивности оптически тонких линий, можно оценить концентрации молекул на луче зрения в приближении локального термодинамического равновесия (ЛТР) [11, 52]. Мы рассчитали лучевые концентрации H¹³CN, H¹³CO⁺, HN¹³C, HC₃N, c-C₃H₂, SiO, CH₃C₂H и CH₃CN в направлении позиций максимальной интенсивности в объектах. Температура возбуждения бралась равной 10 K для всех линий, кроме CH₃C₂H(5–4) и CH₃CN(5–4). При данном значении рассчитанные значения ${{N}_{{{\text{MOL}}}}}$ близки к минимальным. Если температура возбуждения отлична от 10 K, лучевые концентрации могут превышать эти значения в несколько раз. Для линий CH₃C₂H(5–4) и CH₃CN(5–4) в качестве температур возбуждения брались оценки кинетических температур (раздел 5.1). Рассчитанные значения лучевых концентраций молекул приведены в табл. 5. Анализ значений лучевых концентраций молекул свидетельствует о пониженных в несколько раз значениях $N$(H¹³CN), $N$(H¹³CO⁺) и $N$(HC₃N) в областях G285.26 и G294.97 по сравнению с остальными. Лучевые концентрации c-C₃H₂ и SiO не сильно меняются от объекта к объекту.

Таблица 5.  

Лучевые концентрации и распространенности молекул

Молекула	N, см–2 $ \times {{10}^{{12}}}$	X $ \times {{10}^{{ - 11}}}$	N, см–2 $ \times {{10}^{{12}}}$	X $ \times {{10}^{{ - 11}}}$	N, см–2 $ \times {{10}^{{12}}}$	X $ \times {{10}^{{ - 11}}}$	N, см–2 $ \times {{10}^{{12}}}$	X $ \times {{10}^{{ - 11}}}$
	G268.42 ()		G269.11 ()		G270.26 ()		G291.27 ()
H13CN	6.6	2.2	8.1	9.2	6.1	5.6	8.0	5.0
H13CO+	2.9	1.0	3.1	3.5	2.4	2.2	4.2	2.6
SiO	2.3	0.7	1.7	1.9	2.9	2.6	5.3	3.3
HN13C	1.7	0.6	2.1	2.3	1.4	1.3	2.6	1.7
HC3N	27.4	9.1	40.0	45.9	20.0	18.2	44.5	27.8
CH3C2H	460	153	94.2	107	64.6	58.7	162	101
CH3CN	3.5	1.2	4.0	4.6	3.5	3.2	4.5	2.8
c-C3H2	6.3	2.1	8.5	9.6	5.0	4.6	12.6	7.9
H2	30*		8.8*		11*		16*
	G285.26 ()		G285.26 ()		G294.97 ()		G294.97 ()
H13CN	1.8	0.8	2.3	2.9	2.4	3.6	2.3	3.6
H13CO+	0.6	0.3	1.5	1.9	1.4	2.1	1.5	2.3
SiO	2.1	1.0			1.0	1.5
HN13C					1.4	2.0	0.9	1.4
HC3N	5.0	2.3	12.6	15.8	21.4	31.5	6.9	10.6
CH3C2H					67.5	99.3
c-C3H2	6.3	2.9	8.0	1.0	7.9	11.6	5.3	8.1
H2	22*		8.0*		6.8*		6.5*

Примечание. * Значения лучевых концентраций H₂ даны в величинах ${{10}^{{22}}}$.

Для оценки распространенностей (обилия) различных молекул ($X = {{N}_{{{\text{MOL}}}}}{\text{/}}N\left( {{{{\text{H}}}_{2}}} \right)$) были использованы значения лучевых концентраций молекулярного водорода, рассчитанные по данным наблюдений объектов в континууме на 1.2 мм [18] (данные получены с угловым разрешением 24). Значения температур пыли принимались равными 30 К для всех объектов, кроме G285.26(2) (20 К) и G268.42 (35 К), что согласуется с оценками, сделанными в работах [18, 20] для значения степеннóго индекса зависимости излучательной способности пыли от частоты, $\beta $, равного 2. Полученные лучевые концентрации молекулярного водорода приведены в табл. 5. Их погрешности связаны, в основном, с неопределенностью $\beta $, влияющей на оценки температур пыли, и могут составлять $ \sim {\kern 1pt} 20\% $ для большинства объектов при вариациях температур на $ \pm 5$ К (влияние $\beta $ на оценки температуры пыли обсуждается, напр., в [20]). Для G285.26(2) при температуре пыли в 15 К рассчитанная лучевая концентрация водорода увеличится на 50% по сравнению с лучевой концентрацией, рассчитанной для 20 К. Значения распространенностей молекул приведены в табл. 5. Они лежат в следующих диапазонах: $X$(c-C₃H₂) $ \simeq $ $ \simeq $ $(0.2{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 1.2) \times {{10}^{{ - 10}}}$, $X$(CH₃C$_{2}$H) $ \simeq $ $(0.6{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 1.5) \times {{10}^{{ - 9}}}$, $X$(CH₃CN) $ \simeq $ $(1.2{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 4.6) \times {{10}^{{ - 11}}}$, $X$(H¹³CN) $ \simeq $ $ \simeq $ $(0.8{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 9.2) \times {{10}^{{ - 11}}}$, $X$(H¹³CO⁺) $ \simeq $ $(0.3{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 3.5) \times {{10}^{{ - 11}}}$, $X$(H₃CN) $ \simeq $ $(2.3{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 45.9) \times {{10}^{{ - 11}}}$, $X$(HN¹³C) $ \simeq $ $ \simeq $ $(0.6{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 2.3) \times {{10}^{{ - 11}}}$, $X$(SiO) $ \simeq $ $(0.7{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 3.3) \times {{10}^{{ - 11}}}$. Самые низкие распространенности H¹³CN, H¹³CO⁺ и H₃CN наблюдаются в ядре G285.26(1).

5.3. Размеры, дисперсии скоростей и вириальные массы ядер

В табл. 6 приведены отношения осей вписанных эллипсов, угловые и линейные размеры областей излучения на половинном уровне от максимальной интенсивности, полученные из аппроксимации карт. Области излучения в ядре G270.26 в среднем наиболее близки к сферически-симметричной форме, наиболее вытянутыми являются области излучения в G294.97(2). Более компактными в среднем являются области излучения HC₃N(10–9) и CH₃OH(5$_{{ - 1}}$–4$_{0}$ E). Так, в G270.26, G285.26(2), G294.97(1) их размеры в $ \sim 1.5{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 2$ раза меньше областей излучения в других линиях (см. табл. 6). В G268.42 наблюдается компактная область излучения SiO(2–1) размером 0.2 пк.

Таблица 6.  

Физические параметры ядер

Линия	Отношение осей	$\Delta \Theta $,	$d$, пк	$\langle \Delta V\rangle $, км/с	${{M}_{{{\text{vir}}}}}$, ${{M}_{ \odot }}$
G268.42–0.85
CH3OH	1.9 (0.2)	61.3 (3.8)	0.51 (0.04)	2.8 (0.1)	420 (46)
c-C3H2	1.4 (0.2)	103.9 (8.2)	0.86 (0.08)	3.1 (0.2)	860 (140)
H13CN	1.2 (0.1)	73.8 (3.6)	0.61 (0.05)	2.6 (0.1)	430 (47)
H13CO+	2.0 (0.1)	67.5 (1.8)	0.56 (0.04)	2.0 (0.1)	234 (28)
SiO	2.1 (1.5)	27 (10)	0.22 (0.08)	4.9 (0.2)	560 (215)
HN13C	2.7 (0.4)	98.4 (6.9)	0.81 (0.07)	2.1 (0.2)	380 (80)
HCN	1.12 (0.04)	74.0 (1.3)	0.61 (0.04)
HCO+	1.04 (0.03)	66.2 (1.1)	0.55 (0.03)
HNC	1.4 (0.1)	69.7 (1.6)	0.57 (0.04)
HC3N	1.4 (0.1)	67.1 (1.9)	0.55 (0.04)	2.0 (0.1)	230 (28)
G269.11–1.12
CH3OH	2.2 (0.3)	41.5 (2.7)	0.52 (0.07)	2.5 (0.1)	340 (53)
H13CN	2.1 (0.3)	51.2 (3.5)	0.65 (0.09)	2.7 (0.1)	490 (76)
H13CO+	2.8 (0.7)	38.7 (4.7)	0.49 (0.08)	2.4 (0.1)	300 (55)
SiO	1.8 (0.5)	38.0 (4.9)	0.48 (0.08)	3.2 (0.5)	515 (180)
HN13C	3.8 (1.6)	32.9 (7.1)	0.41 (0.10)	2.4 (0.1)	250 (65)
HCN	1.7 (0.2)	73.3 (3.3)	0.92 (0.11)
HCO+	2.4 (0.2)	66.1 (1.8)	0.83 (0.10)
HNC	2.0 (0.1)	60.1 (1.9)	0.76 (0.09)
HC3N	2.5 (0.2)	60.0 (2.4)	0.76 (0.09)	2.7 (0.1)	580 (83)
G270.26+0.83
CH3OH	1.3 (0.2)	27.6 (1.9)	0.17 (0.03)	2.7 (0.1)	133 (25)
c-C3H2	1.3 (0.3)	121 (13)	0.76 (0.14)	2.0 (0.1)	320 (68)
H13CN	1.2 (0.2)	40.6 (3.4)	0.26 (0.04)	2.8 (0.2)	210 (48)
H13CO+	1.1 (0.1)	46.3 (2.6)	0.29 (0.05)	2.0 (0.1)	123 (24)
SiO	1.6 (0.5)	43.0 (6.1)	0.27 (0.06)	3.4 (0.4)	330 (100)
HN13C	1.8 (0.2)	69.3 (4.6)	0.44 (0.07)	3.2 (0.2)	470 (100)
HCN	1.4 (0.1)	64.7 (1.5)	0.41 (0.06)
HCO+	1.4 (0.1)	59.6 (1.3)	0.38 (0.06)
HNC	1.2 (0.1)	60.3 (1.4)	0.38 (0.06)
HC3N	1.1 (0.2)	31.5 (2.8)	0.20 (0.04)	2.5 (0.2)	130 (30)
G291.27–0.71
CH3OH	1.3 (0.3)	74 (9)	1.0 (0.2)	3.0 (0.1)	950 (170)
c-C3H2	1.8 (0.1)	103 (18)	1.4 (0.3)	5.6 (0.2)	4600 (1000)
H13CN	1.9 (0.4)	46.0 (4.3)	0.6 (0.1)	3.3 (0.1)	710 (110)
H13CO+	1.7 (0.1)	76.2 (2.5)	1.0 (0.1)	3.0 (0.1)	980 (130)
SiO	1.9 (0.2)	74.9 (4.3)	1.0 (0.1)	4.9 (0.1)	2600 (330)
HN13C	1.8 (0.2)	78.4 (5.0)	1.1 (0.1)	2.8 (0.1)	880 (130)
HCN	1.7 (0.2)	120 (6)	1.6 (0.2)
HCO+	1.7 (0.1)	128 (5)	1.7 (0.2)
HNC	1.9 (0.2)	97.7 (4.1)	1.3 (0.2)
HC3N	1.4 (0.2)	70.2 (3.8)	1.0 (0.1)	2.5 (0.1)	630 (90)
G285.26–0.05 (1)
H13CN	2.0 (0.6)	84 (13)	1.9 (0.4)	3.6 (0.4)	2600 (760)
SiO	1.6 (0.4)	41.7 (5.6)	1.0 (0.2)	4.7 (1.0)	2200 (1000)
HCN	2.1 (0.3)	50.6 (4.2)	1.2 (0.2)
HCO+	2.3 (0.5)	36.6 (4.2)	0.8 (0.1)
G285.26–0.05 (2)
CH3OH	2.0 (0.3)	54.3 (3.9)	1.2 (0.2)	3.4 (0.3)	1500 (330)
c-C3H2	1.0 (0.4)	68 (12)	1.5 (0.3)	4.0 (0.1)	2600 (550)
HCN	1.9 (0.7)	135 (24)	3.1 (0.6)
HCO+	1.6 (0.3)	107 (9)	2.4 (0.3)
HNC	1.5 (0.8)	120 (30)	2.7 (0.7)
HC3N	4.2 (1.4)	36.4 (6.2)	0.8 (0.2)	2.4 (0.1)	500 (110)
G294.97–1.73 (1)
CH3OH	1.8 (0.3)	34.5 (3.3)	0.20 (0.05)	2.1 (0.1)	90 (30)
c-C3H2	2.1 (0.3)	75.1 (5.4)	0.4 (0.1)	2.5 (0.1)	290 (80)
H13CN	2.0 (0.7)	86 (16)	0.5 (0.2)	1.9 (0.1)	190 (60)
H13CO+	1.1 (0.5)	44 (10)	0.3 (0.1)	2.0 (0.1)	110 (40)
SiO	1.4 (1.3)	84 (10)	0.5 (0.1)	3.2 (0.1)	530 (150)
HN13C	1.6 (0.3)	59.3 (5.4)	0.3 (0.1)	1.4 (0.1)	70 (20)
HCN	1.5 (0.1)	90.9 (3.2)
HCO+	1.5 (0.1)	78.2 (3.2)
HNC	1.5 (0.1)	65.7 (2.7)
HC3N	1.6 (0.2)	49.1 (2.5)	0.3 (0.1)	1.88 (0.04)	110 (30)
G294.97–1.73 (2)
H13CO+	4.0 (1.1)	70 (10)	0.4 (0.1)	2.6 (0.1)	290 (90)
HCO+	3.2 (1.2)	124 (24)
HNC	3.4 (1.2)	95 (16)
HC3N	2.7 (0.7)	80 (10)	0.5 (0.1)	1.93 (0.04)	180 (50)

В табл. 6 приведены средние значения ширин линий, усредненных по областям внутри контура половинной интенсивности от максимума. Ширины линий (в большинстве случаев $ \sim 2{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 3$ км/с), существенно больше тепловых. Линии SiO(2–1), являющиеся индикаторами ударных волн в оболочках, окружающих молодые звезды (напр., [15]), наиболее широкие ($ \sim 3{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 5$ км/с).

Вириальные массы, приведенные в последнем столбце табл. 6, определялись по значениям размеров областей излучения и дисперсий скоростей (усредненным ширинам линий), как ${{M}_{{{\text{vir}}}}}({{M}_{ \odot }}) = 105{{\langle \Delta V\rangle }^{2}} \cdot d$, где $\Delta V$ и $d$ берутся в км/с и в пк соответственно (см., напр., [17]). Данное выражение справедливо для сферически-симметричных ядер с постоянной плотностью в отсутствие внешнего давления и магнитного поля. Вириальные массы ядер, рассчитанные по линиям редких изотопов, оптическая толщина которых, по-видимому, меньше единицы (H¹³CN(1–0), H¹³CO⁺(1–0), HN¹³C(1–0)), варьируют от сотни солнечных масс (G270.26, G294.97) до $ \gtrsim 1000 {{M}_{ \odot }}$ (G285.26, G291.27).

5.4. Радиальные профили дисперсий скоростей

Полученные при аппроксимации спектров значения ширин линий существенно превышают тепловые ширины (см. табл. 6), поэтому их можно приближенно использовать в качестве оценки дисперсий нетепловых скоростей в источниках. Данный параметр используется в теоретических моделях, включающих нетепловые движения газа в ядрах (напр., [5, 7]), в уравнении состояния газа в турбулентных ядрах (напр., [21, 53]), а также для расчетов вириальных масс и вириальных параметров, применяемых для оценки устойчивости ядер и облаков (напр., [54, 55]).

Для оценки пространственных вариаций дисперсий скоростей были рассчитаны зависимости усредненных значений ширин линий от прицельных параметров. При усреднении использовались значения ширин выше $3\sigma $, где в качестве $\sigma $ использована ошибка, полученная при гауссовой аппроксимации (см. табл. 3). Прицельный параметр ($b$) рассчитывался как квадратный корень из $A{\text{/}}\pi $, где $A$ есть площадь области, включающей все точки с интенсивностью выше заданного уровня, значение которого изменялось от ${{I}_{{\max }}}$ до $0.05{\kern 1pt} {{I}_{{\max }}}$ с шагом $0.01{\kern 1pt} {{I}_{{\max }}}$. Если разница ${{b}_{i}} - {{b}_{{i - 1}}}$ становилась больше, чем половина шага картирования (7.5), то для этой области рассчитывались среднее значение ширины линии и его погрешность (подробнее методика расчета описана в [17, 56]).

На рис. 8 показаны зависимости усредненных ширин оптически тонких линий H¹³CO⁺(1–0), H¹³CN(1–0), а также линий HC₃N(10–9). Области излучения в этих линиях пространственно коррелируют друг с другом и являются относительно протяженными. Число усредняемых точек ширин линий увеличивается с ростом $b$ от 1 в центре до $ \sim 10{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 15$ на краю (для ядер в областях G285.26 и G294.97 число усредняемых значений на краю составило $ \sim 5{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 10$). В трех случаях (G268.42, G269.11 и G270.26) ширины линий убывают с ростом прицельного параметра в диапазоне от направления на центр до $ \sim 0.3{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 0.6$ пк. Разница между значениями ширин линий в центре и на краях в этих ядрах достигает $ \sim 1.5 - 2$ км/с. В ядрах G285.26(1, 2), G291.27 и G294.97(1, 2) подобных трендов не обнаружено.

Рис. 8.

Профили ширин оптически тонких линий H¹³CO⁺(1–0), H¹³CN(1–0) и HC₃N(10–9), являющихся мерой дисперсии скоростей газа в объектах. По вертикальной оси отложены значения усредненных ширин в км/с (см. подробности в тексте). По горизонтальной оси отложены прицельные параметры ($b$) в парсеках.

Уширение линий в центре ядер может быть отчасти связано с возрастанием оптической толщины. Действительно, оптические толщины $ \sim 1$ могут привести к уширению гауссовых профилей в $ \sim 1.2$ раза за счет насыщения (напр., [57]). Однако полностью объяснить найденные тренды в G268.42, G269.11 и G270.26 эффектами оптической толщины вряд ли возможно. Отметим, что ширины линий H¹³CN(1–0) превышают ширины других линий в G268.42, G270.26, G291.27 и G294.97(1), в то время как ширины линий HC₃N(10–9) близки к соответствующим ширинам H¹³CO⁺(1–0), либо меньше их (G291.27, G294.97(2)).

Возможным объяснением полученных трендов является увеличение степени динамической активности (турбулентность, систематические движения, истечения) в направлении центров ядер, связанное с процессами звездообразования. В ядрах G268.42–0.85 и G269.11–1.12 основными факторами, вызывающими уширение линий, могут быть как турбулентность, так систематические движения типа сжатия, на существование которых указывает специфический вид асимметрии профилей оптически толстых линий (см. рис. 1).

6. МОДЕЛЬНЫЕ ОЦЕНКИ ПАРАМЕТРОВ РАДИАЛЬНЫХ ПРОФИЛЕЙ ПЛОТНОСТИ И СКОРОСТИ В ЯДРАХ

На профилях оптически толстых линий HCO⁺(1–0) и HCN(1–0) в G268.42–0.85 и G269.11–1.12 наблюдается провал (рис. 1). Его положение близко к положению пика H¹³CO⁺(1–0) и других линий, имеющих малую оптическую толщину. Красное и синее крылья линий, разделенные провалом, обладают разной амплитудой, причем синий пик превышает красный на значительной части наблюдаемых карт. Наличие асимметрии подобного вида для оптически толстых линий и симметричных, близких к гауссовым, профилей оптически тонких линий, максимум которых близок к положению провала на оптически толстых линиях, указывает на вероятное сжатие ядра [58]. Сравнение таких спектральных карт с картами, рассчитанными в рамках не-ЛТР моделей, может дать информацию о распределении физических параметров, включая скорость сжатия. Эту информацию можно использовать для выбора той или иной теоретической модели. Сложность нахождения оптимальных значений при одновременном варьировании нескольких параметров связана с тем, что функция ошибки может иметь более одного локального минимума, а сами параметры могут коррелировать друг с другом, что приводит к зависимости от начальных условий и плохой сходимости. Для преодоления этих трудностей в работе [12] был предложен алгоритм, основанный на применении статистических методов главных компонентов (ГК) и k-ближайших соседей (kБС) для вписывания модельных спектральных карт в наблюдаемые.

Спектры HCO⁺(1–0) с провалом и асимметрией наблюдались в центральной части ядра G268.42–0.85 и в северной части ядра G269.11–1.12. Для оценки радиальных профилей физических параметров была использована многослойная сферически-симметричная модель, параметры которой (плотность, турбулентная, систематическая скорость и кинетическая температура) зависели от радиального расстояния по закону: $P = {{P}_{0}}{\text{/}}(1 + {{(r{\text{/}}{{R}_{0}})}^{{{{\alpha }_{p}}}}})$, где ${{R}_{0}}$ есть радиус центрального слоя, принятый равным $2 \times {{10}^{{16}}}$ см. Описание модели дано в работе [12]. Морфология областей молекулярного излучения, а также внутренняя структура рассматриваемых ядер по данным на длине волны 350 мкм указывают на отличия от сферической симметрии (см. рис. 2, 3). Использование сферически-симметричной модели в данном случае может дать информацию об усредненных радиальных профилях физических параметров во внешних областях ядер.

Параметрами модели являлись величины ${{P}_{0}}$ для радиальных профилей плотности, турбулентной и систематической скоростей (${{n}_{0}}$, ${{V}_{{{\text{turb}}}}}$, ${{V}_{{{\text{sys}}}}}$ соответственно), и соответствующие степенны́е индексы ${{\alpha }_{p}}$ (${{\alpha }_{n}}$, ${{\alpha }_{{{\text{turb}}}}}$, ${{\alpha }_{{{\text{sys}}}}}$), а также относительные распространенности молекул HCO⁺ и H¹³CO⁺, не зависящие от радиального расстояния, внешний радиус модельного облака (${{R}_{{\max }}}$) и доплеровская скорость источника (${{V}_{{{\text{LSR}}}}}$). Заметим, что в соответствии с заданным видом радиальных профилей значения физических параметров в центральном слое равны половине от соответствующих значений ${{n}_{0}}$, ${{V}_{{{\text{turb}}}}}$ и ${{V}_{{{\text{sys}}}}}$. Профиль кинетической температуры задавался в виде T = $ = 80\;{\text{K/}}(1 + {{(r{\text{/}}{{R}_{0}})}^{{0.3}}})$ и не менялся в процессе расчетов. При расчетах использовались значения столкновительных вероятностей HCO⁺–H₂ из работы [59], рассчитанные для фиксированных температур с шагом в 10 K. Соответственно, температура в каждом слое округлялась до значения, кратного 10 K. Таким образом, кинетическая температура в модели равнялась 40 K в центральных слоях (что близко к оценкам кинетических температур в G268.42 и G269.11, см. табл. 4) и спадала до $ \sim 10$ K на периферии. Для расчетов бралось 14 слоев, толщина которых увеличивалась по степеннóму закону с увеличением расстояния от центра. После расчета модельных спектров проводилась свертка с диаграммой направленности телескопа и рассчитывалась функция ошибки, зависящая от разности между модельными и наблюдаемыми спектрами в различных точках. Для уменьшения потерь информации при расчете функции ошибки были использованы карты с шагом в 6 по обеим координатам, полученные в результате обработки исходных данных с помощью пакета Gridzilla.

Методика применения алгоритма для нахождения глобального минимума функции ошибки соответствовала изложенной в работе [12] с некоторыми дополнениями, описанными в Приложении. В рамках алгоритма генерировался набор прецедентов и оценивались вероятные параметры модели и их доверительные области. Метод ГК был использован для снижения размерности модели (с 10 до 6) и равномерного заполнения пространства параметров. Метод kБС использовался для нахождения оптимальных значений параметров, соответствующих глобальному минимуму функции ошибки, определяемой разностью между модельными и наблюдаемыми спектрами (более подробно см. [12]).

Модельные карты в линиях HCO⁺(1–0) и H-¹³CO⁺(1–0) вписывались в центральную область G268.42–0.42 размером $ \sim 1.5\prime \times 1.5\prime $, что соответствует линейному размеру $ \sim 0.7$ пк, а также в карту северной части G269.11–1.12 размером $ \sim 1\prime \times 1.3\prime $ или $ \sim 0.7 \times 1$ пк. Поскольку в рамках использованной модели нам не удалось добиться удовлетворительного вписывания модельных карт HCO⁺(1–0) в наблюдаемые в G269.11–1.12 (см. раздел 7), ниже приведены результаты расчетов только для ядра G268.42–0.42. Карты в линиях HCO⁺(1–0) и H¹³CO⁺(1–0) с наблюдаемыми и модельными профилями для этого ядра приведены на рис. 9. Значения физических параметров для G268.42–0.42, соответствующих минимуму функции ошибки, а также неопределенности этих оценок, соответствующих границам доверительных диапазонов, полученных из анализа проекций многомерной функции ошибки на плоскости различных пар параметров (рис. 10), приведены в табл. 7.

Рис. 9.

Карты в линиях HCO⁺(1–0) (слева) и H¹³CO⁺(1–0) (справа) в ядре G268.42–0.85. Результаты наблюдений показаны черным цветом, красным цветом – результаты модельных расчетов, соответствующих полученным оценкам физических параметров из табл. 7.

Рис. 10.

Проекции 10-мерной функции ошибки (${{\chi }^{2}}$) на плоскости различных пар параметров, рассчитанные по данным вписывания модельных спектральных карт в линиях HCO⁺(1–0) и H¹³CO⁺(1–0) в наблюдаемые карты в ядре G268.42–0.85. Над каждым столбцом проекций приведены графики зависимости функции ошибки от отдельного параметра. Красные точки на диаграммах и красные вертикальные линии на верхних графиках соответствуют глобальному минимуму функции ошибки, полученному из метода kБС. Доверительные области для оптимальных значений параметров, рассчитанные из сечения функции ошибки гиперплоскостью $\chi _{\sigma }^{2}$, показаны голубыми контурами и горизонтальными линиями на двумерных проекциях и одномерных графиках соответственно.

7. ОБСУЖДЕНИЕ

Исследованные области содержат в себе плотные ядра, являющиеся областями образования массивных звезд и звезд в скоплениях, на что указывает наличие в них источников IRAS с высокими светимостями, компактных зон H II, мазеров метанола и воды, источников ближнего инфракрасного диапазона и иных источников (см. раздел 2). Из наблюдений следует, что исследованные области обладают богатым молекулярным составом (см. табл. 5), что характерно для ядер, связанных с областями образования звезд большой массы или звезд в скоплениях. Ядро 1 из области G285.26–0.05 является более бедным по составу, чем остальные.

Рассчитанные кинетические температуры (см. табл. 4) демонстрируют как близость, так и расхождения с независимыми оценками. Так, для G268.42 рассчитанная нами кинетическая температура близка к оценке из работы [51] (33 K), полученной по наблюдениям линий метилцианида в переходе $J = 6{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 5$, а также к температуре пыли (35 K [18]). Оценка кинетической температуры в G270.26 по метилацетилену с учетом погрешности практически совпадает с оценкой температуры пыли (29 K [18]), но несколько ниже пиковой температуры в линии CO(1–0) (44 K [13]), которая в случае большой оптической толщины может служить мерой кинетической температуры. Оценка кинетической температуры в G294.97 с учетом погрешности превышает оценку температуру пыли в направлении источника IRAS (27 K [18]) и близка к значению пиковой температуры CO(1–0) (41 K [13]). Различие в кинетических температурах в G291.27, рассчитанных нами по метилацетилену и метилцианиду, выходит за пределы погрешностей (см. табл. 4). Наблюдения в линиях аммиака с угловым разрешением [60] показали, что кинетическая температура в данном ядре может изменяться от $ \sim 30$ до $ \sim 50$ K в той области, для которой нами были рассчитаны усредненные кинетические температуры. Возможно, что пространственные распределения излучения в линиях метилацетилена и метилцианида на масштабах меньше размеров диаграммы направленности MOPRA-22m в данной области отличаются друг от друга, что приводит к различию в оценках температуры. Новые наблюдения в этих линиях с лучшим угловым разрешением (например, ) могли бы быть полезны для ответа на вопрос о причине расхождения полученных оценок.

Вириальные массы, рассчитанные по различным линиям (табл. 6), отличаются друг от друга, нередко выходя за пределы погрешностей ($ \sim 10{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 50$%), что может быть связано с различиями размеров областей излучения, ширин линий, условий возбуждения различных специй, а также с вариациями химического состава в ядрах. Для ядер G268.42, G269.11 и G291.27 массы, рассчитанные по данным излучения пыли [20], лежат в диапазоне вириальных оценок. Для остальных ядер (в особенности, для G294.97) вириальные массы превышают массы, рассчитанные по пыли. Следует отметить, что оценки ${{M}_{{{\text{vir}}}}}$ могут быть завышены. Рост ширин линий во внутренних областях ядер G268.42, G269.11 и G270.26 ($ \lesssim {\kern 1pt} 0.3{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 0.6$ пк) (рис. 8) связан, по-видимому, с влиянием внутренних источников, которые вызывают повышение дисперсии нетепловых скоростей и увеличивают средние оценки $\Delta V$ и ${{M}_{{{\text{vir}}}}}$. Если ядра неоднородны, то вириальных масс будут меньше. Так, для профиля плотности ${{r}^{{ - 2}}}$ вириальные массы будет на 40% меньше значений, приведенных в табл. 6.

Ядра различаются по внутренней кинематике, на что указывает различный вид профилей оптически толстых линий HCO⁺(1–0) и HCN(1–0) (рис. 1), а также различный вид радиальных профилей дисперсии нетепловых скоростей (рис. 8). В двух ядрах (G268.42–0.85, G269.11–1.12) асимметрия профилей HCO⁺(1–0) указывает на вероятное сжатие газа. С помощью детального анализа спектральных карт HCO⁺(1–0) и H¹³CO⁺(1–0) с использованием сферически-симметричной модели были оценены параметры радиальных зависимостей плотности, температуры, дисперсии турбулентных скоростей, а также скорости сжатия в ядре G268.42–0.85 (табл. 7). Результаты модельных расчетов HCO⁺(1–0) и H¹³CO⁺(1–0) в целом неплохо описывают наблюдаемые спектры в G268.42–85, хотя для спектров HCO⁺(1–0) в северо-восточной части ядра существуют расхождения (см. рис. 9). Для G269.11–1.12 модельные и наблюдаемые спектры удалось согласовать только в центре ядра, в то время как в северо-восточной и на юго-западной частях расхождения как по пиковым значениям температур, так и по форме спектров оказались весьма существенны. Указанные расхождения могут быть связаны с отличием формы ядер от сферической симметрии, а также с влиянием вращения, которое может приводить к отличиям вида профилей HCO⁺(1–0) от ожидаемых в случае радиального сжатия. Ядро G269.11–1.12 в большей степени вытянуто (ср. значения отношений осей вписанных эллипсов для G268.42 и G269.11, табл. 6). Кроме того, модельные оценки физических параметров в G269.11–1.12 расходятся с независимыми оценками. Возможно, что используемая модель является слишком упрощенной для описания данного ядра.

Для ядра G268.42–0.85 рассчитанные модельные параметры (см. табл. 7) согласуются с независимыми оценками с учетом неопределенностей сравниваемых величин. Отметим, что полученное значение радиуса ($ \sim 4$ пк) представляет собой границу модельного облака и не может быть напрямую сопоставлен с наблюдаемыми размерами областей излучения в молекулярных линиях (см. табл. 6). Кроме того, неопределенность этого значения, рассчитанная из доверительного диапазона, достигает $ \sim 70\% $ (см. табл. 7). Из-за резкого спадания плотности внешние слои модельного облака c низкой плотностью ($ < {\kern 1pt} {{10}^{4}}$ см^–3 для $r > 1$ пк) влияют прежде всего на величину провала на профилях оптически толстых линий, поглощая излучение от центральных слоев, и практически не дают вклад при оценке размеров областей излучения по половинному уровню от максимума. С учетом большой неопределенности значения плотности в центральном слое ($ \sim 100\% $, табл. 7), модельные лучевые концентрации молекулярного водорода, усредненные для области размером ($ \sim 0.2$ пк), и массы областей излучения HCO⁺ и H¹³CO⁺ ($ \sim 0.6$ пк, табл. 7) нетрудно согласовать с соответствующими значениями $N$(H₂) и ${{M}_{{{\text{vir}}}}}$ из табл. 5, 6. Степенной индекс радиального профиля плотности, полученный из модели, совпадает со значением, полученным из наблюдений пыли 1.2 мм [21]. Оценка степеннóго индекса радиального профиля плотности для G269.11–1.12, получаемая из модельных расчетов, существенно ниже индекса, рассчитанного по данным наблюдений пыли (1.2 и 2 [21] соответственно).

Отношение модельных распространенностей [HCO⁺]/[H¹³CO⁺] в G268.42–0.85 ниже, чем диапазон вероятных значений отношения [¹²C]/[¹³C] ($ \sim 35{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 55$), рассчитанный по зависимости из работы [61] для галактоцентрического расстояния ${{R}_{G}} \sim 8.7$ кпк. Неопределенность отношения модельных распространенностей, однако, высока (табл. 7). Модельная оценка $X$(H¹³CO⁺) для G268.42–0.85 совпадает с оценкой, полученной из ЛТР расчетов (табл. 6). Для G269.11–1.12 эти оценки расходятся.

Турбулентная скорость спадает с расстоянием от центра от $ \sim 3.3$ км/с в центральном слое до 1.5 км/с во внешнем. Подобная зависимость была получена ранее и для ядра L1287 [12]. Скорость сжатия в центральном слое G268.42–0.85 составляет $ \sim {\kern 1pt} - {\kern 1pt} 0.6$ км/с, что близко к оценке двухслойной модели [62], полученной из параметров наблюдаемого профиля линии HCO⁺(1–0) для точки (). Модельный степенной индекс радиального профиля скорости сжатия с учетом неопределенностей оказался меньше нуля (${{\alpha }_{{{\text{sys}}}}} \sim - 0.5_{{ - 0.2}}^{{ + 0.3}}$), что для заданного вида модельной зависимости означает рост скорости сжатия по абсолютному значению с увеличением расстояния от центра.

Этот результат отличен как от случая коллапса газа на протозвезду в режиме свободного падения (${{\alpha }_{{{\text{sys}}}}} = 0.5$) [3, 5, 7], так и от приближения неравновесного ядра, находящегося в режиме глобального иерархического коллапса с постоянной скоростью (${{\alpha }_{{{\text{sys}}}}} = 0$) [7, 10]. Однако тот факт, что для части карты HCO⁺(1–0) в G268.42–0.85 нам не удалось полностью воспроизвести вид профилей линий (рис. 9), указывает на вероятность существования более сложного распределения систематических скоростей в ядре по сравнению с радиальным сжатием. Учет вращения ядра, указания на которое есть в работе [17], возможно, мог бы быть полезен для модельных расчетов в данном случае. Вклад вращения в общую систематическую скорость на луче зрения очевидно будет различным для различных частей ядра, что должно изменить соотношение интенсивностей “синего” и “красного” пиков на профилях и, возможно, более точно воспроизвести особенности наблюдаемых спектров в различных частях карты и скорректировать параметры радиального профиля скорости сжатия.

Таким образом, анализ результатов проведенных модельных расчетов показал, что использованная сферически-симметричная модель с едиными степенны́ми индексами радиальных профилей физических параметров является упрощенной для рассматриваемых ядер. Тем не менее с помощью данной модели, используя разработанный алгоритм вписывания модельных спектральных карт в наблюдаемые [12], нам удалось воспроизвести наблюдаемые в ядре G268.42–0.85 спектральные карты HCO⁺(1–0) и H¹³CO⁺(1–0) и оценить радиальные профили физических параметров. Как и в ядре L1287 [12], рассчитанное значение ${{\alpha }_{{{\text{sys}}}}}$ отличается от ожидаемого в случае режима свободного падения газа на протозвезду [3, 5]. В данном случае, однако, найденное значение не согласуется и с предсказанием модели глобального коллапса ядра [7, 10]. Для верификации полученного результата необходимо проведение наблюдений данного ядра с лучшей чувствительностью и более высоким спектральным разрешением как в переходе 1–0, так и в более высоких переходах вращательного спектра молекул HCO⁺ и H¹³CO⁺, а также использование для анализа моделей, учитывающих как радиальные движения, так и вращение газа, а также отличие от сферической симметрии. Для получения статистически значимых выводов о характере сжатия газа в ядрах, связанных с областями образования массивных звезд и звездных скоплений, важно в дальнейшем расширить число объектов анализа, в которых профили линий молекул, индикаторов повышенной плотности (HCO⁺, HCN, CS и др.), имеют особенности, характерные для сжимающегося газа.

8. ВЫВОДЫ

С помощью 22-м радиотелескопа обсерватории MOPRA (Австралия) проведены спектральные наблюдения шести областей образования массивных звезд южного неба в диапазоне частот $ \sim 84{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 92$ ГГц в линиях CH₃OH(5$_{{ - 1}}$–4$_{0}$ E), c‑C₃H₂(2$_{{1,2}}$–1$_{{0,1}}$), CH₃C₂H(5–4), H¹³CN(1–0), H-¹³CO⁺(1–0), SiO(2–1), HN¹³C(1–0), HCN(1–0), HCO⁺(1–0), HNC(1–0), HC₃N(10–9) и CH₃CN(5–4). Данные области обладают плотными ядрами и связаны с яркими точечными источниками IRAS, компактными областями H II, мазерными источниками и источниками ближнего инфракрасного диапазона, и наблюдались ранее в континууме и в молекулярных линиях. В работе получены следующие результаты:

1. Определены физические параметры ядер, включая кинетические температуры ($ \sim 30{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 50$ К), размеры областей излучения в различных линиях ($ \sim 0.2{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 3.1$ пк) и вириальные массы ($ \sim 70{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 4600 {{M}_{ \odot }}$). Ширины линий существенно превышают тепловые ($ \sim 2{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 5$ км/с). В рамках локального термодинамического равновесия рассчитаны лучевые концентрации, а также распространенности молекул H¹³CN, H¹³CO⁺, HN¹³C, HC₃N, c-C₃H₂, SiO, CH₃C₂H и CH₃CN. Самые низкие распространенности H$^{{13}}$CN, H¹³CO⁺ и H₃CN наблюдаются в ядре G285.26(1). Ширины различных молекулярных линий в трех ядрах, оптическая толщина двух из которых, по-видимому, мала, растут с уменьшением прицельного параметра, что свидетельствует о влиянии внутреннего источника на динамическую активность газа. Разница между значениями ширин линий в центре и на периферии в этих объектах достигает $ \sim 1.5{\kern 1pt} - {\kern 1pt} 2$ км/с.

2. Характер асимметрии профилей оптически толстых линий HCO⁺(1–0) и HCN(1–0) указывает на вероятное сжатие газа в ядрах G268.42–0.85, G269.11–1.12. В рамках сферически-симметричной модели с помощью алгоритма минимизации функции ошибки при вписывании модельных карт в наблюдаемые [12] рассчитаны оптимальные значения параметров радиальных профилей плотности, турбулентной скорости и скорости сжатия в ядре G268.42–0.85 и определены их неопределенности. Плотность убывает с расстоянием от центра, как $ \propto {\kern 1pt} {{r}^{{ - 1.6}}}$, турбулентная скорость убывает, как $ \propto {\kern 1pt} {{r}^{{ - 0.2}}}$, а скорость сжатия растет, как $ \propto {\kern 1pt} {{r}^{{0.5}}}$. Радиальный профиль скорости сжатия отличается от ожидаемого как в случае свободного падения газа на протозвезду ($ \propto {{r}^{{ - 0.5}}}$), так и в случае глобального коллапса ядра (скорость сжатия не зависит от расстояния). Возможной причиной данного расхождения может быть вращение ядра G268.42–0.85, которое не учитывалось в модели.