Письма в Астрономический журнал. Астрономия и космическая астрофизика, 2024, № 2

Российская академия наук
ПИСЬМА
В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ  
ЖУРНАЛ
Астрономия и космическая астрофизика
Том 50      № 2      2024      Февраль
Основан в январе 1975 г.
Выходит 12 раз в год  
ISSN 0320-0108
Журнал издается под руководством  
Отделения физических наук РАН
Главный редактор
Р.А. Сюняев
Редакционная коллегия
И.Ф. Бикмаев, Д.С. Горбунов,
С.А. Гребенев (ответственный секретарь),  
А.В. Иванчик, В.В. Кочаровский, К.А. Постнов,
С.Ю. Сазонов, А.А. Старобинский  (заместитель главного редактора),  
А.А. Токовинин, Н.Н. Чугай, Е.М. Чуразов, Л.Р. Юнгельсон
Редакционный совет
А.А. Вихлинин, В.С. Птускин
Зав. редакцией М.Л. Скоробогатова
Адрес редакции: 117342, Москва, ул. Бутлерова, д. 17Б, а/я 47  
тел. +7 (495) 330-69-21; E-mail: pazh@pleiadesonline.com; pazh@pran.ru 
WWW адрес: <http://hea.iki.rssi.ru/pazh>
Москва
ФГБУ «Издательство «Наука»
© Российская академия наук, 2024
© Редколлегия журнала “Письма
     в Астрономический журнал» (составитель), 2024

СОДЕРЖАНИЕ
Том 50, номер 2, 2024
Прохождение гамма-всплеска через молекулярное облако: ионизационная структура облака
А. В. Нестерёнок 
121
Метод периодических главных компонент динамического спектра радиопульсаров и фарадеевское 
вращение девяти составляющих импульса PSR B0329+54
В. В. Кочаровский, В. В. Вдовин, А. С. Гаврилов, Е. Р. Кочаровская,  
С. В. Логвиненко, Е. М. Лоскутов, В. М. Малофеев 
142
Исследование компонент двойной звезды ADS 15571 методом спекл-интерферометрии
Е. Н. Соков, Д. Л. Горшанов, И. С. Измайлов, Н. А. Шахт, И. А. Сокова, 
А. С. Бескакотов, В. В. Дьяченко, А. Ф. Максимов, А. А. Митрофанова, Д. А. Расстегаев  
163
Структуры магнитного поля звезд HD 94660, HD 75049, HD 154708
Ю. В. Глаголевский 
172

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ,  2024, том 50, № 2,  с.  121–141
ПРОХОЖДЕНИЕ ГАММА-ВСПЛЕСКА ЧЕРЕЗ МОЛЕКУЛЯРНОЕ 
ОБЛАКО: ИОНИЗАЦИОННАЯ СТРУКТУРА ОБЛАКА
© 2024 г.   А. В. Нестерёнок1 *
1Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе, Санкт-Петербург, Россия
Поступила в редакцию 04.12.2023 г.
После доработки 29.12.2023 г.; принята к публикации 24.01.2024 г.
Построена модель прохождения излучения гамма-всплеска через плотное молекулярное облако. В расчетах учитываются основные процессы взаимодействия излучения с веществом облака: 
ионизация атомов Н, Не, ионизация ионов металлов с учетом испускания Оже-электронов, ионизация и фотодиссоциация молекул Н2, поглощение ультрафиолетового излучения в линиях Н2 
полос Лаймана и Вернера, испарение частиц пыли. Ионизация ионов металлов рентгеновским 
излучением определяет степень ионизации газа в области, где газ преимущественно нейтральный. Фотоионизация внутренних электронных оболочек ионов сопровождается испусканием 
Оже-электронов, что приводит к образованию ионов металлов в высоком ионизационном состоянии. В частности, лучевые концентрации ионов Mg, Si, Fe в состоянии ионизации I–IV много 
меньше, чем лучевые концентрации этих ионов в состоянии ионизации V и выше. Фотоионизация ионов металлов ультрафиолетовым излучением происходит только на расстояниях меньше 
радиуса испарения пыли и для нейтральных атомов с порогом ионизации меньше 13.6 эВ. Результаты наших расчетов подтвердили выдвинутое ранее предположение, что ионизация атомов 
не играет важную роль в поглощении излучения в рентгеновском диапазоне длин волн. Для низкой металличности, [MH @ d –, роль атомов гелия является доминирующей.
Ключевые слова: гамма-всплески, молекулярные облака.
DOI: 10.31857/S0320010824020011, EDN: OJSCRQ
ВВЕДЕНИЕ
Отличительной чертой гамма-всплесков является высвобождение в окружающее межзвездное 
пространство огромного количества ионизирующего излучения в течение нескольких десятков секунд. Гамма-всплески делят на два класса по длительности гамма-излучения: короткие ( 1 1– с) 
и длинные ( 2 1– с) (Позаненко и др., 2021). До 
недавнего времени общепринятой точкой зрения 
на происхождение длинных гамма-всплесков являлась модель коллапса массивных звезд. Однако 
в последнее время стали появляться наблюдательные данные, указывающие на то, что длинные гамма-всплески рождаются как в результате коллапса 
массивных звезд, так и в результате слияния компактных звезд (см., например, Растинежад и др., 
2022; Петросян, Даинотти, 2024). Энергия взрыва, 
в результате которого образуется гамма-всплеск, 
может достигать 1052  эрг и выше (Голдштейн и 
др., 2016). Длинные гамма-всплески регистрируются как в галактиках в локальной Вселенной, 
так и в далеких галактиках на красных смещениях 
до z ≈9  (Куккьяра и др., 2011). Благодаря высокой интенсивности излучения, а также благодаря 
своему широкому частотному диапазону (излучение в активной фазе и послесвечение гамма-всплеска простираются от радио до гамма диапазонов 
длин волн), гамма-всплески являются зондами 
межзвездной среды родительских галактик и абсорбционных систем на луче зрения (Шади, 2017).
Общепринятой моделью гамма-всплесков является модель “файербола” (Кумар, Жанг, 2015). 
Согласно этой модели, компактная “центральная 
машина”, которая образовалась в результате коллапса массивной звезды или слияния двух компактных звезд, запускает релятивистский направленный поток плазмы. Выделяют две основные 
стадии формирования излучения гамма-всплеска. 
Первая стадия формирования излучения связана 
с процессами внутри релятивистского джета (фотосферное происхождение излучения, диссипация 
энергии в ударных волнах). На этой стадии рождается излучение активной фазы всплеска (“быстрое” излучение). Излучение относительно короткой активной фазы лежит в рентгеновском и гамма-диапазонах длин волн. Вторая стадия включает 
в себя взаимодействие джета с внешней средой и 
образование головной и обратной ударных волн 
(Сари, Пиран, 1999). На этой стадии в результате 
синхротронного механизма рождаются оптическая 
*  
Электронный адрес: alex-n10@yandex.ru
121

НЕСТЕРЁНОК 
 
AV  (Уотсон и др., 2007; Кампана и др., 2010, 2012). 
Одно из решений несоответствия наблюдаемых 
значений лучевых концентраций водорода заключается в том, что излучение в рентгеновском диапазоне длин волн поглощается в слое ионизованного газа вблизи источника гамма-всплеска (Шади 
и др., 2011; Кронгольд, Прочаска, 2013). Ионы металлов, которые имеют большой заряд, вносят 
вклад в величину поглощения послесвечения в 
рентгеновской части спектра, однако не видны в 
оптическом и ультрафиолетовом (УФ) диапазонах 
длин волн. Это объяснение подтверждается тем, 
что анализ переменности профилей абсорбционных линий ионов металлов с малым зарядом в послесвечении гамма-всплесков указывает на то, что 
облака нейтрального газа находятся на расстоя 
- 
нии  100–  пк от источника всплеска (например, Вресвийк и др., 2007). Были предложены 
другие объяснения наблюдаемого поглощения 
излучения послесвечения в рентгеновском диапазоне — поглощение ионами He в HII области, 
где произошел гамма-всплеск (Уотсон и др., 2013). 
Диффузная межгалактическая среда и абсорбционные системы на луче зрения вносят существенный 
вклад в поглощение излучения для гамма-всплесков на красных смещениях z t 3  (Сталинг и др., 
2013; Рахин, Бехар, 2019).
Массивные звезды имеют короткое время жизни, 
t 1 107  лет, и поэтому взрыв массивной звезды с 
большой долей вероятности происходит в области 
своего рождения (Краутер, 2012). Области звездообразования характеризуются относительно высокими 
плотностями межзвездного газа. Поэтому возможна 
ситуация, в которой излучение гамма-всплеска проходит через плотное молекулярное облако. Ряд исследований был посвящен взаимодействию интенсивного излучения гамма-всплеска с межзвездным газом 
вблизи источника всплеска (см., например, Дрейн, 
Хао, 2002; Перна, Лаззати, 2002; Перна и др., 2003; 
Лаззати, Перна, 2003; Барков, Бисноватый-Коган, 
2005а,б; Бадьин и др., 2010). В каждой из этих работ 
рассматривался один из аспектов задачи. В частности, 
Барков, Бисноватый-Коган (2005а,б) рассматривали 
эффект излучения гамма-всплеска на молекулярный 
газ на расстоянии до 1.5 пк от источника всплеска. На 
таких расстояниях имеют место полная ионизация 
газа рентгеновским и гамма-излучением и нагрев до 
высоких температур, Tg 2 104  К. В нашей работе исследуется эффект излучения гамма-всплеска на молекулярный газ на бо́льших расстояниях от источника 
всплеска — несколько парсек и больше. Численный 
метод, который используется в нашей работе, аналогичен подходу Дрейна, Хао (2002). Дрейн, Хао (2002) 
в своей модели рассматривали УФ-излучение гамма-всплеска (“быстрое” оптическое излучение), при 
этом ионизация ионов металлов не рассматривалась в 
их модели. В нашей модели учитываются УФ- и рентгеновское излучения гамма-всплеска, и показано, что 
вспышка (излучение обратной ударной волны) 
и послесвечение (излучение головной ударной 
волны). Оптическая вспышка (или “быстрое” оптическое излучение) наблюдается для небольшого 
количества всплесков. Характерное время оптической вспышки составляет 102– с (Оганесян и 
др., 2023). Это излучение совпадает по времени или 
следует сразу за гамма-излучением активной фазы, 
в то время как послесвечение гамма-всплеска может наблюдаться в оптическом и рентгеновском 
диапазонах длин волн в течение нескольких недель, а в радио диапазоне — в течение нескольких 
месяцев и более. Для некоторых гамма-всплесков 
наблюдается излучение связанной со всплеском 
сверхновой типа Ic (Позаненко и др., 2021).
Изучение линий поглощения в послесвечении 
гамма-всплесков позволяет исследовать параметры 
среды в непосредственной близости от источника 
всплеска, газопылевые облака внутри родительской галактики и в галактическом гало (см., например, Прочаска, 2008; Фокс и др., 2008; Хейнтц 
и др., 2018). Наблюдения линии LyD  атомарного 
водорода оптическими наземными телескопами 
возможны для гамма-всплесков с красным смещением z t 1.6. Большая часть гамма-всплесков 
на таких красных смещениях имеют дампированные линии поглощения LyD  в спектрах послесвечения. Измеренные значения лучевой концентрации N HI  достигают несколько единиц 1022  см2  
для некоторых гамма-всплесков, а среднее значение N HI  равно около 4
1021
u
 см2  (Финбо и др., 
2009; Шади, 2017; Танвир и др., 2019). Наблюдается 
большой разброс значений N HI  для всех красных 
смещений z t 1.6, но при этом средние значения 
N HI  для гамма-всплесков выше, чем наблюдаемые значения N HI  для абсорбционных систем в 
спектрах квазаров. Это является следствием того, 
что гамма-всплески рождаются в плотных облаках 
внутри родительской галактики, где идут процессы 
звездообразования (Прочаска и др., 2007; Тон и 
др., 2013). В инфракрасном и оптическом диапазонах длин волн спектральная плотность потока послесвечения гамма-всплеска аппроксимируется с 
учетом межзвездного поглощения в Млечном Пути 
и родительской галактике. Это позволяет определить визуальную экстинкцию AV  в родительской 
галактике и на основе этого сделать оценки лучевой концентрации водорода NH.
По поглощению послесвечения гамма-всплеска в рентгеновской части спектра можно оценить 
лучевую концентрацию водорода N HX. Причем в 
этих оценках обычно предполагается, что излучение поглощается ионами металлов. Было обнаружено, что лучевые концентрации N HX, как правило, на порядок и более превышают лучевые концентрации водорода NH, вычисленные по данным 
в оптическом диапазоне длин волн — по линиям 
атомарного водорода, линиям ионов металлов, или 
ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ
том 50
№ 2
2024

 
ПРОХОЖДЕНИЕ ГАММА-ВСПЛЕСКА 
123
ионизация ионов металлов должна учитываться для 
определения ионизационной структуры облака. Цель 
данной работы — определить компоненты газа (H2, 
Не, ионы металлов, пыль), которые вносят основной 
вклад в поглощение излучения послесвечения гамма-всплеска в оптическом и рентгеновском диапазонах длин волн.
ПРОЦЕССЫ ИОНИЗАЦИИ 
И ДИССОЦИАЦИИ
Процессы фотоионизации
Основным каналом фотоионизации Н2 является 
реакция
из работы Дрейна, Хао (2002), которая получена на 
основе экспериментальных данных из работы вон 
Басча, Данна (1972). Сечение фотодиссоциации 
 
Н2
  усреднено по распределению молекул по колебательно-вращательным энергетическим уровням. 
Сечение фотодиссоциации Н2
  не имеет порога по 
энергии, и поэтому данный процесс вносит вклад 
в поглощение излучения в оптическом и УФ-диапазонах длин волн (Перна и др., 2003). Для фотоионизации Н2
  использовались сечения реакции, 
рассчитанные в работе Архипова и др. (2018).
Заметим, что аппроксимация сечения фотоионизации HeI, приведенная в работе Дрейна, Хао 
(2002), превышает сечение из работы Вернера и др. 
(1996) более чем на порядок для E 2 1 кэВ.
 
H
H
2
2
.
+
→
+
+
−
h
e
ν
 
(1)
Комптоновская ионизация
Аппроксимация зависимости сечения этой реакции от энергии фотона приводится в работе Яна 
и др. (1998, 2001). Отношение сечений фотоионизации H2 и H в пределе высоких энергий равно 2.8. 
Другим каналом фотоионизации Н2 является ионизация, сопровождающаяся диссоциацией:
 
H
H
H
2
.
+
→
+
+
+
−
h
e
ν
 
(2)
Сечения комптоновского рассеяния фотона на 
электронах, связанных в атомах H и He и молекуле 
Н2, были взяты из работы Хаббелла и др. (1975). Для 
энергий фотонов Eγ > 3– кэВ эти сечения приближаются к сечению Клейна–Нишины–Тамма. 
Именно при таких энергиях фотонов комптоновская ионизация становится основным процессом 
ионизации H, He, Н2. Сечение комптоновской ионизации ионов металлов вычислялось с помощью 
формулы для сечения комптоновского рассеяния 
на свободных электронах.
Фотодиссоциация Н2 через поглощение 
в полосах Лаймана и Вернера
Излучение в УФ-диапазоне длин волн поглощается молекулами Н2 в линиях полос Лаймана и 
Вернера. Характерное время жизни молекулы Н2 
в возбужденных электронных состояниях B
u
1Σ+  и 
C
u
1Π±  составляет ~10 9
 с. Поэтому молекула Н2 быстро переходит из возбужденного в основное электронное состояние:
,
,
, ;
,
υ
ν
υ
2
2
*
′′
′′
(
) +
→
′
′
(
) →
 
H
X
J
h
H
B C
J
H
X
J
h
, ,
.
υ
ν
 
(4)
2
→
(
) +
′
Возможен также процесс, когда возбужденная 
молекула Н2 переходит в колебательно-вращательный континуум основного электронного состояния, этот процесс диссоциации молекулы Н2 называется процессом Соломона:
В работе Чанга и др. (1993) приводятся экспериментальные значения сечений реакции (2) для 
энергий фотонов 18124 эВ. При этом измеренные 
значения сечений включают вклад двойной фотоионизации Н2, который составляет около 20% для 
энергий фотонов около 100 эВ. В расчетах пренебрегается вкладом двойной фотоионизации. Сечение диссоциативной фотоионизации составляет 
около 25% от сечения ионизации (1). Также в 
расчетах скорости ионизации молекулы Н2 пренебрегается зависимостью сечения ионизации от 
колебательно-вращательного состояния молекулы.
В расчетах сечений фотоионизации атомов Н и 
ионов HeII использовалось точное квантово-механическое выражение (Остерброк, Ферланд, 2006). 
Для расчета сечений фотоионизации нейтрального 
атома НеI и ионов металлов использовались аппроксимации сечений, опубликованные в работах Вернера, Яковлева (1995), Вернера и др. (1996). Ионизация внутренних оболочек ионов металлов сопровождается испусканием Оже-электронов. Вероятности 
испускания электронов в результате Оже-эффекта 
были взяты из работы Каастра, Меве (1993).
В модели учитывались фотодиссоциация и фотоионизация иона Н2
:
υ
ν
υ
2
2
*
,
,
, ;
,
′′
′′
(
) +
→
′
′
(
) →
+
+
 
H
X
J
h
H
B C
J
h
,
ν
2
H
s
H
s
h
1
1
.
ν
 
(5)
→
( ) +
( ) +
′
 
H
H
H
+
+
+
−
+
→
+
h
e
H
H
H
.
ν
 
(3)
+
→
+
+
2
Для фотодиссоциации Н2
  использовалась аппроксимация энергетической зависимости сечения 
Доля актов возбуждения молекул Н2, которые 
приводят к диссоциации, составляет в среднем 
около 15% (Дрейн, Бертольди, 1996).
ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ
том 50
№ 2
2024

НЕСТЕРЁНОК 
 
Прямая фотодиссоциация молекулы Н2 осуществляется в результате перехода молекулы из 
основного электронного состояния X
g
1Σ+  в колебательно-вращательный континуум возбужденных 
электронных состояний:
 
H
X
J
h
H
s
H
p
2
,
,
1
2
.
′′
′′
(
) +
→
( ) +
(
)
υ
ν
 
(6)
В работе Гэя и др. (2012) рассчитаны сечения 
процесса (6) для переходов с уровней (
,
)
′′
′′
υ
J
 основного электронного состояния в континуум 
электронных состояний B
u
1Σ+  и C
u
13 .
ОПИСАНИЕ ЧИСЛЕННОЙ МОДЕЛИ
Интенсивность излучения гамма-всплеска
волны, заключенная в магнитном поле, εB = 10 4
− 
(Сантана и др., 2014; Барниол Дуран, 2014), доля 
энергии, заключенная в электронах, He = 0.1 (Нава 
и др., 2014; Беньямини, ван дер Хорст, 2017), показатель степени в распределении электронов 
по энергиям p = 2.3 (Курран и др., 2010; Райан 
и др., 2015), полуугол раствора джета Tj = 0.1 рад 
(Райан и др., 2015; Голдштейн и др., 2016). Плотность среды в непосредственной близости от 
гамма-всплеска считается постоянной и равна 
 
n0 = 1 см– (Панаитеску, Кумар, 2002). Наблюдатель находится на оси джета. Наша модель излучения послесвечения в afterglowpy не включает инжекцию энергии в ударную волну.
Вспышка оптического излучения наблюдается 
одновременно или сразу по завершении гамма-излучения активной фазы всплеска (Оганесян и др., 
2023). Одно из возможных объяснений — это синхротронное излучение обратной ударной волны, 
которое генерируется на начальной стадии распространения джета во внешней среде. В нашей 
модели поток излучения оптической вспышки 
аппроксимировался следующей функцией от времени (Накар, Пиран, 2004):
s
s
s
⎤
−
−
−
α
α
 (7)
 
F
F
t
t
t
t
(1/ )
1
2
⎛
⎝
⎜
⎞
⎠
⎟
+
⎛
⎝
⎜
⎞
⎠
⎟
⎡
o
o
pt
pt
=
1
2
1
2
,
0,
0
0
⎦
⎥
⎥
⎣
⎢
⎢
где параметры D1 = 0.5, α2 =
2
−, s = 2 ; t0  —
время, когда поток излучения достигает максимума; F0,opt  — поток излучения в оптическом 
диапазоне в момент времени t0 . В нашей модели t0 = 10  с (в собственной системе отсчета). 
Для оценки изотропной светимости оптической 
вспышки мы использовали результаты работ Накара, Пирана (2004, 2005). Для параметров, представленных в табл. 1, имеем
 
L
D F
0
2
0,
32
1
1
= 4
3
10
 
 
,
π
L
o
эрг с
pt
ц
≈
×
−
−
Г
 
(8)
где DL  — фотометрическое расстояние от источника гамма-всплеска до наблюдателя. Зависимость 
светимости от частоты полагается следующей:
 
L
L
( ) =
,
0
0
υ
ν
ν
β
⎛
⎝
⎜
⎞
⎠
⎟
 
(9)
Излучение активной фазы гамма-всплеска характеризуется двумя основными параметрами: 
полная изотропная энергия излучения Eγ,iso  и 
энергия максимума Epeak  энергетического спектра Q Q
F  в собственной системе отсчета источника 
гамма-всплеска. Параметр Eγ,iso  определяется как 
полная энергия излучения гамма-всплеска в диапазоне 1– кэВ в предположении изотропного 
распределения излучения. Корреляция между параметрами Eγ,iso  и Epeak называется соотношением 
Амати (Амати, 2006). В нашей модели мы выбрали 
значения Eγ,iso = 5 × 1052 эрг, Epeak = 350 кэВ (Нава 
и др., 2012; Цветкова и др., 2021). Спектральная 
плотность потока излучения аппроксимировалась с 
помощью функции Бэнда (Бэнд и др., 1993). Были 
выбраны следующие значения индексов для степенного спектра при низких и высоких энергиях: 
α =
1
− и β =
2.3
−
 соответственно (Канеко и др., 
2006; Нава и др., 2011). Зависимость интенсивности излучения от времени состоит из возрастающей 
линейной функции ( 0
=
0
≤
≤
t
t
1 с) и экспоненциального спада c характерным временем texp = 5  c.
Изотропная кинетическая энергия ударной 
волны EK  для гамма-всплеска может быть оценена из наблюдаемой интенсивности и длительности послесвечения. Сумма Eγ,iso  + EK  характеризует полную начальную энергию взрыва. 
Эффективность излучения гамма-всплеска K  
определяется как отношение энергии излучения 
активной фазы Eγ,iso  к полной энергии взрыва. 
Оценки параметра K  из данных наблюдений 
гамма-всплесков лежат в широком диапазоне 
от K 1 0.1  до η ≈0.9  (Жанг и др., 2007; Беньямини и др., 2016). В наших расчетах полагалось 
EK = 2.5
1053
u
 эрг и K = 0.17. Спектральная плотность потока послесвечения и его зависимость от 
времени моделировались с помощью программы 
afterglowpy (Райан и др., 2020). Были выбраны следующие параметры, которые используются для 
моделирования излучения послесвечения гамма-всплеска: доля энергии головной ударной 
где ν0
14
= 5.4
10
×
 Гц, E = 1. Выбранное в нашей 
работе значение L0  в †500  раз меньше светимости оптической вспышки ярких гамма-всплесков GRB 990123 (Акерлоф и др., 1999) и GRB 
210619B (Оганесян и др., 2023) и приблизительно в 
15  раз меньше значения, используемого в расчетах 
Дрейна, Хао (2002).
ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ
том 50
№ 2
2024