ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ, 2022, том 48, № 3, с. 177-183

СВЕРХНОВАЯ ТИПА Ibn SN 2010al: МОЩНАЯ ПОТЕРЯ МАССЫ

ЗА ПОЛГОДА ДО ВЗРЫВА

¹Институт астрономии РАН, Москва, Россия

Поступила в редакцию 26.01.2022 г.

После доработки 31.01.2022 г.; принята к публикации 01.02.2022 г.

Сверхновая типа Ibn SN 2010al исследована с целью определения параметров сверхновой и около-

звездной оболочки. Модель взаимодействия сверхновой с околозвездным веществом в сочетании со

спектральным моделированием эмиссионной бленды 4600A приводит к картине взрыва WR-звезды с

энергией (1-1.5) × 10⁵¹ эрг внутри плотной компактной околозвездной оболочки с массой ∼0.1 M_⊙

и кинетической энергией ∼10⁴⁸ эрг. Околозвездная оболочка была сформирована за 0.4 года перед

гравитационным коллапсом.

Ключевые слова: звезды, сверхновые, SN 2010al.

DOI: 10.31857/S0320010822030032

ВВЕДЕНИЕ

Отсутствие ясности в понимании природы бур-

ной потери массы незадолго до взрыва CCSN, на-

Сверхновая SN 2010al принадлежит к катего-

ряду с признаками компактной околозвездной обо-

рии SNe Ibn, порождаемых гравитационным кол-

лочки в сверхновых SN Ibn, является важным по-

лапсом (CCSN). Это фактически взрывающиеся

водом для того, чтобы исследовать хорошо наблю-

звезды Вольфа-Райе (WR) класса WN, которые

давшуюся SN 2010al (Ibn) для оценки парамет-

однако показывают признаки плотной околозвезд-

ров околозвездной оболочки и самой сверхновой.

Одним из инструментов такого исследования явля-

ной среды (Пасторелло и др., 2015). Кривая блеска

ется моделирование взаимодействия сверхновой с

SNe Ibn вблизи максимума блеска обусловлена

околозвездным веществом (см., например, Чугай,

взаимодействием оболочки сверхновой с плотным

2001). При этом важно опираться на описание не

околозвездным газом (Мория, Маеда, 2016), как в

только кривой блеска, но и скорости раширения;

случае SN 2006jc, также типа Ibn (Чугай, 2009).

последний аспект отсутствует в опубликованной

Недавнее исследование кривых блеска SN Ibn

недавно модели SN 2010al. Более того, можно по-

приводит к выводу (Маеда, Мория, 2022), что

лучить важные ограничения на параметры модели,

быстрое падение блеска после максимума свечения

опираясь на анализ эмиссионной бленды линий

отражает крутое падение плотности с ω ∼ 3 в сте-

He II 4686˚A, N III 4634,

4641Å, которая присут-

пенном распределении плотности околозвездной

ствует в первом спектре (Пасторелло и др., 2015).

оболочки ρ ∝ r^-ω и малую массу⁵⁶Ni в оболоч-

Профили линий — узкое ядро с широкими крылья-

ке сверхновой. Крутое падение плотности около-

ми — указывают на то, что они формируются излу-

звездного газа означает, что темп потери массы

чением и последующим томсоновским рассеянием

нарастает по мере приближения предсверхновой к

в оптически плотной оболочке (Чугай, 2001). Мо-

взрыву (Маеда, Мория, 2022). Присутствие ком-

делирование такой линии позволяет получить вели-

чину оптической толщины околозвездной оболочки

пактной (∼10¹⁵ см) плотной оболочки ранее было

по томсоновскому рассеянию и таким образом ве-

обнаружено (Чугай, 2001) в SN 1998S (IIL) и

рифицировать модель околозвездной оболочки.

SNe IIP, например, SN 2013fs (Ярон и др., 2017).

Это означает, что некоторый универсальный ме-

Изложение начинается с описания модели вза-

ханизм вызывает интенсивную потерю массы мас-

имодействия с околозвездным веществом, вклю-

сивной предсверхновой за год-десятилетие перед

чая расширение модели на случай адиабатической

коллапсом ядра.

внешней ударной волны в околозвездной среде

с крутым падением плотности ω > 3. Затем опи-

^*Электронный адрес: nchugai@inasan.ru

сана модель формирования эмиссионной бленды

177

178

ЧУГАЙ

4600Å. В итоге будут представлены результаты

с интенсивной потерей массы (Якобсон-Галан и

моделирования с обсуждением следствий.

др., 2022). Типичный возраст сверхновой в нашей

Исследование основано на спектрах SN 2010al

модели, удовлетворяющий равенству t_dif (t) = t со-

(Пасторелло и др., 2015), которые взяты из базы

ставляет ∼2 дня.

данных WISeREP (Ярон, Гал-Ям, 2012).

Плотность околозвездного вещества меняется

вдоль радиуса по степенному закону ρ(r) = Ar^-ω

с ω < 3 при r < R_k и ω > 3 при r > R_k. Воз-

МОДЕЛЬ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ

можная клочковатость распределения вещества

С ОКОЛОЗВЕЗДНЫМ ГАЗОМ

игнорируется. Расширение оболочки сверхновой

предполагается гомологическим (v = r/t), а рас-

Приближение тонкого слоя

пределение плотности задано соотношением ρ(v) =

Гидродинамика взаимодействия оболочки сверх-

= ρ₀/[1 + (v/v₀)⁸], где ρ0 и v0 определяются массой

новой с околозвездным веществом рассматривает-

оболочки M и ее кинетической энергией E.

ся в приближении тонкого слоя, в котором сгребен-

Свечение, обусловленное взаимодействием

ное вещество между внешней и обратной ударными

сверхновой с околозвездным газом, определяется

волнами считается тонкой оболочкой, ускоряемой

кинетической энергией внешних слоев сверхновой,

динамическим давлением вещества сверхновой

и в случае степенного распределения плотности

(Джулиани, 1981; Шевалье, 1982; Чугай, 2001).

ρ(v) эта энергия может быть одинаковой для

В рассматриваемых условиях подавляющая часть

неограниченного набора величин M и E. При

тонкой оболочки является относительно холодной

ρ ∝ 1/vⁿ эффект взаимодействия оказывается

(∼10⁴ K) и далее именуется холодной плотной

неизменным, если M и E связаны соотношением

оболочкой (ХПО).

E ∝ M(n-5)/(n-3), что сводит вырождение по M

Кинетическая светимость внешней ударной вол-

и E к одному параметру, например M. Принимая

ны L_k,f и обратной ударной волны L_k,r конвертиру-

некоторое значение M и основываясь на описании

ется в рентгеновское излучение, которое будучи по-

кривой блеска и скорости расширения ХПО, мож-

глощенным невозмущенной оболочкой сверхновой,

но найти соответствующую величину E. Для любой

веществом ХПО и околозвездным газом перера-

иной величины M соответствующая величина E

батывается в наблюдаемое оптическое излучение.

может быть определена с помощью приведенного

Рентгеновская светимость ударной волны, напри-

выше масштабного соотношения. Для стандартной

мер, внешней ударной волны, составляет L_X,f =

модели мы примем M = 5 M_⊙, что соответствует

= η_fL_k,f с радиационной эффективностью η_f =

гелиевому ядру звезды с массой 21 M_⊙ на Главной

= t/(t + t_c,f), где t_c,f — время охлаждения горя-

последовательности (Вусли и др., 2002).

чего газа ударной волны. Время охлаждения вы-

Внешняя ударная волна при ω > 3. Модели-

числяется в предположении равенства электрон-

рование в приближении тонкого слоя показыва-

ной и ионной температур T_e = T_i при плотности

ет, что для описания крутого падения светимости

газа за ударной волной, равной, 4 × (плотность

SN 2010al на стадии t > t_cr ∼ 40 дней необходимо

перед ударной волной), с функцией высвечива-

допустить крутое падение плотности в околозвезд-

ния при содержании водорода X = 0.2, типич-

ной оболочке (ω > 5) во внешней зоне r > 10¹⁵ см.

ном для WN-звезд (Хаманн и др., 1991). Доля

В случае существенно радиативной внешней удар-

рентгеновской светимости внешней ударной вол-

ной волны модель тонкого слоя в данном случае

ны с радиусом r_f , которая перехватывается обо-

по-прежнему применима. Однако, если внешняя

лочкой сверхновой и тонкой оболочкой с ради-

ударная волна становится адиабатической, модель

усом r_cds, равна фактору дилюции W = 0.5[1 -

тонкого слоя не применима, поскольку в случае

- (1 - (r_cds/r_f )²)1/2]. Поглощенная доля рентге-

ω > 3 адиабатическая ударная волна ускоряется

новской светимости вычисляется с использовани-

(Седов, 1977), тогда как ХПО нет.

ем спектра тормозного излучения при температуре

В случае адиабатической внешней ударной вол-

газа в ударной волне и коэффициента поглощения

ны при ω > 3 предлагается гибридная модель. Она

k_X = 100(hν/1 кэВ)-8/3 см² г-1.

состоит в том, что обратная ударная волна и ди-

Модельная болометрическая светимость в мо-

намика ХПО по-прежнему описываются в модели

мент t предполагает мгновенную переработку по-

тонкого слоя, тогда как внешняя ударная волна

глощенного рентгеновского излучения в выходящее

описывается автомодельным решением Седова для

оптическое излучение при условии, что диффузи-

сильного взрыва в неоднородной среде: ρ = Ar^-ω.

онное время околозвездной оболочки t_dif (t) < t,

В этом случае радиус ударной волны r = Bt2/(5-ω)

в противном случае болометрическая светимость

(Седов, 1977), где B зависит от энергии, параметра

полагается равной 10⁴⁰ эрг c-1 по аналогии с

плотности A и индекса адиабаты. Мы, однако,

величиной светимости предсверхновой SN 2020tlf

определим B из условия сшивки светимости в

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 48

2022

№3

СВЕРХНОВАЯ ТИПА Ibn SN 2010al

179

модели тонкого слоя и в модели свечения внешней

ХПО, и внешним радиусом r₂ = 2.5r₁. Фотосфера

ударной волны при автомодельном режиме расши-

совпадает с ХПО и способна диффузно отражать

рения на стадии t = t_cr ∼ 40 дней, когда отделивша-

фотоны с альбедо Ω. Распределение околозвездной

яся ударная волны входит в адиабатический режим.

плотности соответствует модели взаимодействия

Рентгеновская светимость ускоряющейся внеш-

с ω = 1 во внутренней зоне r < R_k. При этом

ней ударной волны может быть найдена следую-

принимается, что электронная концентрация n_e ∝

щим образом. В случае ω > 3 масса сгребенной

∝ ρ, а коэффициент излучения в линии j ∝ ρ².

оболочки во внешней ударной волне практически

Электронная температура в оболочке полагается

не изменяется по мере распространения (число

постоянной: T_e = 25 000 K.

частиц N ≈ const), поскольку подавляющая доля

Скорость околозвездного газа, определяемая из

массы внешней зоны околозвездной оболочки уже

абсорбционных компонентов узких линий на 12,

сгребена на ранней стадии ускорения внешней

16 и 26-й день после обнаружения, составляет

ударной волны. Это означает, что средняя элек-

соответственно 1000-1100, 1050-1150 и 1300-

тронная температура T_e ∝ E/N ∼ const и функ-

1400 км c-1 (Пасторелло и др., 2015). Системати-

ция охлаждения Λ(T_e) ≈ const. Таким образом,

ческое увеличение скорости со временем очевидно

рентгеновская светимость внешней ударной волны

отражает ее увеличение с радиусом. Радиальную

L_X,f ∝ r-3N²Λ ∝ r-3 ∝ t-6/(5-ω), а мощность,

зависимость скорости зададим линейным соотно-

шением

поглощенная ХПО и невозмущенной оболочкой

сверхновой, составит L_f ∝ W L_X,f . Это макси-

u = (u₂ - u₁)(r - r₁)/(r₂ - r₁) + u1 ,

(2)

мально возможный вклад внешней ударной волны

где u₁ — скорость газа на радиусе r₁, а u₂ — ско-

в болометрическую светимость.

рость газа на радиусе r₂.

При r_f /r_cds ≫ 1 фактор дилюции W =

Томсоновское рассеяние учитывает доплеров-

= (1/4)(r_cds/r_f )² и, учитывая, что скорость мас-

ский сдвиг между последующими рассеяниями, а

сивной ХПО на рассматриваемой стадии прак-

также перераспределение по частоте в сопутству-

тически постоянна, получаем W ∝ t(6-2ω)/(5-ω)

ющей системе из-за теплового движения элек-

тронов. Последнее рассматривается в терминах

и асимптотически L_f ∝ t-2ω/(5-ω). При ω = 4.5,

усредненной по углам функции перераспределения

например, L_f ∝ t-18 и на поздней стадии вклад

частоты при томсоновском рассеянии на тепловых

внешней ударной волны в болометрическую све-

электронах (Хаммер, Михалас, 1967).

тимость оказывается пренебрежимо малым. Такое

поведение болометрической светимости можно

описать посредством гильотинного фактора: g(t) =

ПАРАМЕТРЫ СВЕРХНОВОЙ

= 1 при t < t_cr и g(t) = 0 в ином случае. Боло-

И ОКОЛОЗВЕЗДНОЙ ОБОЛОЧКИ

метрическую светимость, обусловленную внешней

ударной волной, можно представить произведе-

Болометрическая кривая блеска и скоро-

нием g и светимости, обусловленной внешней

сти расширения описаны оптимальной моделью

ударной волной в модели тонкого слоя. Разумно

(рис. 1) с параметрами, представленными в табл. 1.

использовать гладкую версию фактора g(t):

Таблица включает массу и кинетическую энергию

оболочки сверхновой, показатель степени рас-

g(t) = 1/[1 + (t/t_cr)^s],

(1)

пределения плотности околозвездной оболочки во

где мы полагаем s = 15, а t_cr - момент, когда время

внутренней (r < R_k) и во внешней зонах, величину

R_k, массу околозвездной оболочки в интервале

охлаждения t_c удовлетворяет условию t_c/t_cr = 0.5.

r ≤ R_k и ее оптическую толщину по томсоновскому

рассеянию перед ХПО на 10-й день. На стадии t ≤

≤ 40 дней светимость определяется сопоставимым

Модель эмиссионной бленды 4600Å

вкладом прямой и обратной ударных волн, тогда

Эмиссионная бленда 4600˚A в спектре SN 2010al

как на более поздней стадии светимость полностью

на 10-й день после взрыва образована лини-

определяется обратной ударной волной. Примеча-

тельно, что модельная скорость ХПО и граничная

ями He II 4686˚A, N III 4634, 4641˚Aи, возможно,

скорость невозмущенной оболочки сверхновой со-

CIII4647, 4650Å (Пасторелло и др., 2015). Эта

гласуются с максимальной скоростью, полученной

бленда моделируется как суперпозиция линий с

по линиям He I 10830˚A и триплета Ca II 8600˚A в

одинаковым нормированным профилем. Спектр

спектре на 60-й день.

отдельной линии вычисляется методом Монте-

Карло. Предполагается излучение и томсоновское

Описание кривой блеска в комбинации со ско-

рассеяние фотонов в околозвездной оболочке с

ростью расширения ХПО позволяет найти энергию

внутренним радиусом r₁ = 1, который совпадает с

взрыва при массе оболочки сверхновой 5 M_⊙. Уже

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 48

№3

2022

180

ЧУГАЙ

(a)

(б)

lgr

100

Days

100

Days

Рис. 1. (a) — Модельная болометрическая кривая блеска (толстая линия) в сравнении с двумя версиями наблюда-

тельной кривой блеска: псевдо-болометрической кривой блеска, полученной из оптических и инфракрасных потоков

(кресты) и кривой блеска с учетом ультрафиолетового потока (круги). Тонкая линия — модельная болометрическая

светимость, обусловленная внешней ударной волной в приближении тонкого слоя, тогда как штриховая линия — эта же

светимость, но умноженная на гильотинный фактор. Диффузионная светимость сверхновой без учета взаимодействия

с околозвездным веществом показана пунктиром. Вставка показывает распределение плотности околозвездного газа.

(б) — Модельная скорость ХПО (толстая линия) и граничная скорость невозмущенной оболочки сверхновой (тонкая

линия). Максимальная скорость, найденная по линиям триплета CaII и HeI 10830

в спектре на 60-й день, показана

кружком. На вкладке показан модельный радиус ХПО.

отмечено, что при степенном распределении плот-

ва SN 2010al оказывается в пределах (1-1.5) ×

ности в оболочке сверхновой ρ ∝ 1/vⁿ имеет место

× 10⁵¹ эрг.

соотношение E ∝ M(n-5)/(n-3). В частности, при

В контексте происхождения сверхновых SN Ibn

n = 8 и в 2 раза большей массе оболочки энергия

представляет интерес масса⁵⁶Ni в SN 2010al.

должна быть в 1.516 раза больше, т.е. при оболочке

В рамках оптимальной модели взаимодействия

в M = 10 M_⊙ и энергии E = 1.52 × 1051 эрг эф-

сверхновой с околозвездной оболочкой верхний

фект взаимодействия с околозвездной оболочкой

предел массы⁵⁶Ni составляет M_Ni < 0.01 M_⊙.

будет таким же, как и в оптимальной модели с мас-

Модельно независимая оценка следует из на-

сой 5 M_⊙, что подтверждено численным расчетом.

блюдаемой болометрической светимости на позд-

Оболочка сверхновой с массой 10 M_⊙ соответ-

ней стадии, M_Ni ≤ 0.015 M_⊙, что согласуется с

ствует массе предсверхновой 11.5 M_⊙ или массе

недавней оценкой предела M_Ni < 0.02 M_⊙ (Маеда,

звезды ≈40 M_⊙ на Главной последовательности

Мория, 2022).

(Вусли и др., 2002). Поскольку успешный взрыв с

образованием нейтронной звезды имеет место для

Модель взамодействия сверхновой с около-

звезд с начальными массами <40 M_⊙, а интервал

звездной оболочкой подтверждается моделирова-

масс ≲25 M_⊙ порождает SNe IIP (Хегер и др.,

нием бленды 4600˚A (модель A, рис. 2, табл. 2). По-

2003), то прародители SNe Ibn занимают интервал

мимо He II 4686˚A, N III 4637˚A, модель включает

25 ≲ M < 40 M_⊙ и, следовательно, энергия взры-

линии N III 4515, 4544 и 4592˚A, C III 4647, 4650

и Hβ. Таблица 2 содержит оптическую толщи-

Таблица 1. Параметры модели взаимодействия сверх-

ну околозвездной оболочки, отношение потоков

новой с околозвездным газом

CIII4648/N III4637, обозначаемое C/N, скорость

расширения околозвездного газа на внутренней

M, M⊙ E, 1051 эргω_in/ωout R_k, 1015 смM_cs, M⊙ τ, 10 d

границе на радиусах r₁ и r₂. Распределение плот-

ности (ω = 1) и оптическая толщина околозвездной

1/4.9

1.4

0.14

3.4

оболочки на 10-й день вне ХПО (τ = 3.4) соответ-

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 48

№3

2022

СВЕРХНОВАЯ ТИПА Ibn SN 2010al

181

(a)

(b)

(c)

(d)

4400

4600

4800

4400

4600

4800

(Å)

Рис. 2. Модельный спектр бленды образованной линиями HeII, NIII и возможно CIII в сравнении с наблюдаемым

спектром (пунктир). На панелях (a), (b), (c), (d) показаны соответственно модели A, B, C, D (см. табл. 2).

ствуют модели ударного взаимодействия сверхно-

CIII, хотя без их учета согласие с наблюдаемым

вой с околозвездной оболочкой.

спектром в области

4650Å несколько хуже в

Профиль линии слабо зависит от электрон-

сравнении с моделью А. Модель D с постоянной

ной температуры в пределах 20 000-30 000 K; в

скоростью 1000 км c-1 хуже описывает красное

представленных моделях T_e = 25 000 K. Спустя

крыло линии HeII.

3.6

дня чернотельная температура излучения

В итоге модель ударного взаимодействия сверх-

составила 21 000 K (Де ля Роса и др., 2016), что

новой с околозвездным газом (табл. 1) и модель

согласуется с принятой температурой на более

А формирования профиля эмиссионной бленды

ранней стадии. Альбедо фотосферы не влияет

заметно на результат; мы приняли Ω = 0.5. Модель

4600Å (табл. 2) предполагают существование во-

B с τ = 1 демонстрирует существенную роль

круг предсверхновой компактной оболочки ради-

томсоновского рассеяния. Модель C без вклада

усом R_k ≈ 1.4 × 10¹⁵ см, массой 0.14 M_⊙ и ско-

C III не показывает явного присутствия линий

ростью расширения u_cs ≈ 1000 км c-1. Характер-

ное время формирования оболочки t_cs = R_k/u_cs ∼

∼ 0.4 года, а средний темп потери массы состав-

Таблица 2. Параметры модели бленды 4600A

ляет 0.3 M_⊙ год-1. Кинетическая энергия около-

звездной оболочки E_cs ≈ 1.4 × 10⁴⁸ эрг предпола-

Модель

C/N u₁, км/с u₂, км/с

гает среднюю кинетическую светимость механизма

потери массы E_cs/t_cs ∼ 10⁴¹ эрг c-1.

3.4

0.19

400

1300

0.19

400

1300

ОБСУЖДЕНИЕ И ЗАКЛЮЧЕНИЕ

3.4

400

1300

Цель работы состояла в исследовании хорошо

3.4

0.19

1000

наблюдавшейся сверхновой типа Ibn SN 2010al

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 48

№3

2022

182

ЧУГАЙ

Таблица 3. Компактная околозвездная оболочка в CCSNe

SN тип

M_cs, M_⊙

u_cs, км/с

E_cs, эрг

⁵⁶Ni, M_⊙

t_cs, год

SN IIP

2013fs

0.003^a

7 × 10⁴³

0.05^d

∼10

SN IIL

1998S

0.1^b

2 × 10⁴⁵

0.15^e

∼10

SN Ibn

2010al

0.14^c

1000

10⁴⁸

<0.015^c

0.4

^a Ярон и др. (2017), ^b Чугай (2001), ^c данная работа, ^d Чугай (2020), ^e Фассия и др. (2000).

для оценки параметров сверхновой и компакт-

оболочки SN 2010al могла быть связана с фазой

ной околозвездной оболочки. Модель ударного

горения кислорода предсверхновой с начальной

взаимодействия сверхновой с околозвездным га-

массой ∼25 M_⊙.

зом и модель формирования профиля эмиссион-

Процессы, вовлеченные в генерацию гидроди-

ной бленды 4600˚A приводят к картине взрыва

намических возмущений, приводящих к мощной

WR-предсверхновой с энергией (1-1.5) × 10⁵¹ эрг

потере массы, не вполне ясны. Интересная воз-

можность состоит в генерации мощного потока

внутри компактной оболочки (∼10¹⁵ см) с массой

акустических волн, вызванного бурной конвек-

0.14 M_⊙. Примечательно, что найденный диапазон

цией в ядре (Кватаэрт, Шиода, 2012). Случай

энергии взрыва находится в согласии с нейтринным

механизмом взрыва с максимальной энергией E ≤

SN 2010al — взрыва компактной WR-звезды с

огромной энергией сброшенного вещества — ука-

≤ 2 × 1051 эрг (Янка, 2017).

зывает на то, что медленная потеря массы в ре-

SN 2010al показывает максимальную энергию

жиме ветра крайне маловероятна. Более есте-

компактной околозвездной оболочки среди извест-

ственным режимом потери массы представляется

ных CCSNe, которые обладали подобными око-

сброс вещества ударной волной с энергией порядка

лозвездными оболочками (мы не рассматриваем

10⁴⁸ эрг. Это накладывает важные ограничения на

здесь явления класса SN 1994W и SN 2006gy).

механизм генерации мощного гидродинамического

Таблица 3 содержит параметры трех хорошо изу-

возмущения в ядре предсверхновой.

ченных CCSNe разных типов с компактными око-

Если энергия возмущений, приводящих к мощ-

лозвездными оболочками. В таблице последова-

ной потере массы перед коллапсом, действительно

тельно представлены масса околозвездной оболоч-

возрастает с увеличением начальной массы, то ма-

ки, скорость расширения, кинетическая энергия

лая масса⁵⁶Ni в оболочке SN 2010al, скорее всего,

околозвездной оболочки, масса⁵⁶Ni в оболочке

сверхновой и характерное время мощной потери

связана с обратным падением (fallback) при взрыве,

поскольку величина аккрецируемой массы, обу-

массы, сформировавшей околозвездную оболочку.

Эти сверхновые образуют возрастающую последо-

словленная обратным падением, возрастает с уве-

личением начальной массы предсверхновой (Вусли

вательность вдоль шкалы энергии околозвездной

и др., 2002). Заметим, что аккреция на нейтронную

оболочки SN IIP → SN IIL → SN Ibn, причем

с довольно большим инкрементом. Естественно

звезду достаточно большого количества вещества

предположить, что указанный порядок соответ-

<0.4 M_⊙ согласуется с фактом существования

ствует увеличению начальной массы предсверх-

массивных нейтронных звезд с массой до 2.1 M_⊙

новой вдоль последовательности. Если это так,

(Фонсека и др., 2021).

то центральный источник, отвечающий за мощную

Автор выражает благодарность Л.Р. Юнгель-

потерю массы, функционирует в соответствии с

сону за полезные обсуждения. Работа частично

правилом: чем больше начальная масса предсверх-

финансировалась грантом РФФИ и DFG 21-52-

новой, тем большая энергия гидродинамических

12032.

возмущений генерируется в ядре и вкладывается в

оболочку.

Теория эволюции массивных звезд предсказы-

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

вает, что время горения кислорода в ядре тем

1. Вусли и др. (S.E. Woosley, A. Heger, and

меньше, чем больше начальная масса предсверх-

T.A. Weaver), Rev. Mod. Phys. 74, 1015 (2002).

новой. Для звезды с массой 25 M⊙ кислород

2. Де ля Роса и др. (J. De la Rosa, P. Roming,

сгорает за 0.4 года до коллапса ядра (Вусли и

T. Pritchard, and C. Fryer), Astrophys. J. 820, 74

др., 2002), что сравнимо с временем формирования

(2016).

компактной околозвездной оболочки SN 2010al.

3. Джулиани (J.L. Giuliani), Astrophys. J. 245, 903

Таким образом, высокая энергия околозвездной

(1981).

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 48

№3

2022

СВЕРХНОВАЯ ТИПА Ibn SN 2010al

183

4. Кватаэрт, Шиоде (E. Quataert and J. Shiode),

14. Хаммер, Михалас (D.G. Hummer and D. Mihalas),

MNRAS 423, L92 (2012).

Astrophys. J. 150, L57 (1967).

5. Маеда, Мория (K. Maeda and T. Moriya) eprint

15. Чугай (N.N. Chugai), MNRAS 494, L86 (2020).

arXiv:2201.00955 (2022).

6. Мория, Маеда (T. Morya and K. Maeda),

16. Чугай (N.N. Chugai), MNRAS 400, 866 (2009).

Astrophys. J. 824, 100 (2016).

17. Чугай и др. (N.N. Chugai, S.I. Blinnikov, A. Fassia,

7. Пасторелло и др. (A. Pastorello, S. Benetti,

P. Lundqvist, W.P.S. Meikle, and E.I. Sorokina),

P.J.

Brown, D.Y. Tsvetkov, C. Inserra,

S. Taubenberger, L. Tomasella, M. Fraser, et al.),

MNRAS 330, 473 (2002).

MNRAS 449, 1921 (2015).

18. Чугай (N.N. Chugai), MNRAS 326, 1448 (2001).

8. Седов Л.И., Методы подобия и размерности в

механике (Наука, Москва, 1977).

19. Шевалье (R.A. Chevalier), Astrophys. J. 259, 302

9. Фассиа и др. (A. Fassia, W.P.S. Meikle, W.D. Vacca,

(1982).

S.N. Kemp, N.A. Walton, D.L. Pollacco, S. Smartt,

20. Якобсон-Галан и др. (W.V. Jacobson-Gal ´an,

A. Oscoz, et al.), MNRAS 318, 1093 (2000).

L. Dessart, D.O. Jones, R. Margutti, D.L. Coppejans,

10. Фонсека и др. (E. Fonseca, H.T. Cromartie,

G. Dimitriadis, R.J. Foley, C.D. Kilpatrick, et al.),

T.T. Pennucci, P.S. Ray, A.Yu. Kirichenko,

S.M. Ransom, P.B. Demorest,I.H. Stairs, et al.),

Astrophys. J. 924, 15 (2022).

Astrophys. J. 915, L12 (2021).

21. Янка (H.-T. Janka), Handbook of Supernovae

11. Хаманн и др. (W.-R. Hamann, G. Duennebeil,

(Springer, Inter. Publ. AG, p. 1575, 2017).

L. Koesterke, U. Wessolowski, and W. Schmutz),

Astron. Astrophys. 249, 443 (1991).

22. Ярон, Гал-Ям (O. Yaron and A. Gal-Yam), Publ.

12. Хаммер, Михалас (D.G. Hummer and D. Mihalas),

Astron. Soc. Pacific 124, 668 (2012).

Astrophys. J. 150, L57 (1967).

23. Ярон и др. (O. Yaron, D.A. Perley, A. Gal-Yam,

13. Хегер и др. (A. Heger, C.L. Fryer, S.E. Woosley,

J.H. Groh, A. Horesh, E.O. Ofek, S.R. Kulkarni,

N. Langer, and D.H. Hartmann), Astrophys. J. 591,

J. Sollerman, et al.), Nature Phys. 13, 510 (2017).

288 (2003).

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 48

№3

2022