ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ, 2023, том 49, № 2, с. 122-129

ВТОРОЙ МАКСИМУМ SN 2019stc: СТОЛКНОВЕНИЕ

С ОКОЛОЗВЕЗДНОЙ ОБОЛОЧКОЙ?

¹Институт астрономии РАН, Москва, Россия

²НИЦ “Курчатовский институт”, Москва, Россия

Поступила в редакцию 31.10.2022 г.

После доработки 10.01.2023 г.; принята к публикации 17.01.2023 г.

Рассматривается сценарий взаимодействия с околозвездной оболочкой, предложенный ранее для

объяснения второго максимума на кривой блеска сверхъяркой сверхновой (SLSN-I) SN 2019stc.

Показано, что этот механизм может описать вторичный максимум при массе околозвездной оболочки

около 0.3 M_⊙. Важным следствием данного сценария является жесткое рентгеновское излучение

со светимостью ∼(0.5-5) × 10⁴² эрг с-1 в период вторичного максимума. Вспышка рентгеновского

излучения одновременного со вторичным максимумом в SLSNe-I предлагается в качестве решающего

теста сценария околозвездного взаимодействия.

Ключевые слова: звезды — эволюция; звезды — сверхновые; сверхновые — SN 2019stc.

DOI: 10.31857/S0320010823020018, EDN: PYQDTF

ВВЕДЕНИЕ

2021), т.е. 100-150 дней после взрыва. Недавно

кривую блеска SN 2019stc вместе со вторичным

Cреди сверхновых сверхвысокой светимости,

максимумом удалось удовлетворительно описать в

lg L ≳ 43.5 эрг с-1, наиболее распространенной

магнитарной модели, предполагающей возрастание

является категория сверхновых SLSN-I, не содер-

магнитного поля магнитара после 90-го дня в

жащих водорода (Гал-Ям, 2019), в отличие, на-

течение 25 дней в интервале 5 × 10¹³-1.4 × 10¹⁴ Гс

пример, от SN 2006gy (класс SLSN-II). Наиболее

(Чугай, Утробин, 2022). Возрастание мощности

вероятным механизмом свечения SLSN-I является

магнитара независимо было успешно использовано

магнитарный механизм (Маеда и др., 2007; Вусли,

для описания горбов на кривых блеска магни-

2010; Кэйзен, Билдстен, 2010), хотя предлагалась

тарных сверхновых с потерянными оболочками

и модель, основанная на ударном взаимодействии

(Мория и др., 2022).

сверхновой с плотной околозвездной средой (Со-

Ранее был высказан спектроскопический аргу-

рокина и др., 2016). Значительная доля SLSN-I,

мент против механизма ударного взаимодействия

возможно, около половины (Хоссейнзадех и др.,

для второго максимума (Чугай, Утробин, 2022).

2022), показывают довольно интенсивные допол-

Дело в том, что в спектре сверхновой SN 2019hge

нительные максимумы (горбы) на кривой блеска

(тоже SLSN-I), с вторичным максимумом на кри-

спустя 2-4 мес после основного максимума, что

вой блеска, присутствуют довольно глубокие линии

не вписывается в стандартный магнитарный ме-

поглощения He I. Это свидетельствует о том, что

ханизм. Источник светимости горбов может быть

источник квазиконтинуума находится внутри, а не

связан либо с вариацией мощности центрального

снаружи оболочки сверхновой. Однако, поскольку

источника, либо с ударным взаимодействием обо-

этот аргумент относится к другой сверхновой, а

лочки сверхновой с околозвездными оболочками

в спектре SN 2019stc линии поглощения на ста-

(Ян и др., 2017; Хоссейнзадех и др., 2022; Гомез и

дии горба отсутствуют, то, строго говоря, сце-

др., 2021).

нарий околозвездного взаимодействия можно по-

Болометрическая кривая блеска сверхновой

ка считать альтернативным при объяснении горба

SN 2019stc (SLSN-I) показывает отчетливый

SN 2019stc.

вторичный максимум в интервале времени 60-

Ранее Гомез и др. (2021) описали вторичный

110 дней после основного максимума (Гомез и др.,

максимум SN 2019stc в простой модели, предпо-

лагающей, что светимость пропорциональна ско-

^*Электронный адрес: nchugai@inasan.ru

рости изменения кинетической энергии сгребенной

122

ВТОРОЙ МАКСИМУМ SN 2019stc

123

околозвездной оболочки. Моделирование приво-

трехмерного моделирования гидродинамики маг-

дит к величине массы околозвездной оболочки

нитарной сверхновой (Чен и др., 2020).

≈0.7 M_⊙. Однако некоторые вопросы данного сце-

В описании околозвездной среды предпола-

нария нуждаются в дополнительном исследовании.

гается, что на фоне разреженного стационарно-

В частности, модель не учитывает специфическо-

го ветра ρ = Ar-2 с A = 5 × 10¹¹ г см-1

M =

го распределения плотности оболочки сверхновой,

ускоренной магнитаром, не ясна относительная

= 10-5 M_⊙ год-1 при скорости ветра 1000 км с-1)

роль внешней и обратной ударных волн в боломет-

присутствует плотная относительно тонкая

рической светимости и какова светимость выходя-

(Δr/r < 1) околозвездная оболочка с радиусом

щего рентгеновского излучения.

R_cs и массой M_cs, которые являются свободными

параметрами. Плотность в околозвездной оболоч-

Ниже детально исследуется сценарий взаимо-

ке внутри, т.е. при r < R_cs, увеличивается с радиу-

действия оболочки сверхновой с околозвездной

оболочкой (CSS), в частности, рассчитаны бо-

сом как ρ ∝ (r/R_cs)^p, а на внешней стороне резко

лометрическая светимость второго максимума и

уменьшается как ρ ∝ (r/R_cs)^q. Рассмотрены две

светимость выходящего рентгеновского излучения,

скорости околозвездного газа: 1000 и 1500 км с-1.

предлагаются наблюдательные тесты данного сце-

Ударное взаимодействие оболочки сверхновой

нария; рассматривается эффект неравенства элек-

с околозвездной оболочкой порождает две удар-

тронной и ионной температур в ударной волне.

ные волны, внешнюю (прямую) и обратную. При

Заметим, что моделирование вторичного макси-

достаточно высокой плотности обе ударные вол-

мума основано на модели оболочки сверхновой,

ны оказываются радиативными в период взаимо-

которая рассчитана в рамках одномерной радиаци-

действия сверхновой с околозвездной оболочкой.

онной гидродинамики и модифицирована с учетом

В этом случае между ударными волнами формиру-

3D-моделирования магнитарной сверхновой клас-

ется холодная плотная оболочка (CDS = cold dense

са SLSN-I (Чен и др., 2020).

shell). Гидродинамику взаимодействия описываем в

приближении тонкого слоя (Джулиани, 1982; Ше-

валье, 1982; Чугай, Шевалье, 2006; Чугай, 2021).

ОПИСАНИЕ МОДЕЛИ

При расчете болометрической светимости в рамках

Кривая блеска SN 2019stc будет представлена в

этого приближения рентгеновская светимость вы-

виде суперпозиции светимости сверхновой L₁(t) в

ражается через кинетическую светимость ударной

модели магнитара и светимости L₂(t), обусловлен-

волны L_k и радиационную эффективность: L_X =

ной взаимодействием сверхновой с околозвездной

= L_k/[1 + (t_c/t)], где t_c —время охлаждения га-

оболочкой. Магнитарная модель кривой блеска

за за фронтом соответствующей ударной волны.

детально описана ранее (Чугай, Утробин, 2022).

Плотность за фронтом ударной волны считается

Она предполагает взрыв с начальной кинетической

однородной, равной 4-кратной плотности перед

энергией E₀ = 8 × 10⁵⁰ эрг и выброшенной массой

ударной волной. Коэффициент излучения горячей

8M_⊙. Экваториальное поле магнитара 5 × 10¹³ Гс

плазмы в любой момент рассчитывается в терминах

и начальный период вращения 0.0025 с. В качестве

функции охлаждения (Сазерленд, Допита, 1993) с

модели светимости L₁ используется кривая блеска

учетом повышенной металличности при фиксиро-

модели mag8 (Чугай, Утробин, 2022) с постоянным

ванной температуре за фронтом ударной волны в

магнитным полем. С учетом ускорения оболочки

данный момент.

давлением излучения, кинетическая энергия к мо-

Оптическая болометрическая светимость отож-

менту t = 100 дней составляет 3.75 × 10⁵¹ эрг.

дествляется с рентгеновской светимостью, погло-

Светимость, обусловленная околозвездным

щенной в холодных компонентах (т.е. в невозму-

ударным взаимодействием, определяется рас-

щенной оболочке сверхновой, CDS и околозвезд-

пределением плотности в оболочке сверхновой

ной оболочке). Доля поглощенной рентгеновской

по скоростям и распределением плотности по

светимости вычисляется с учетом принятого хи-

радиусу в околозвездной оболочке. Распределение

мического состава предсверхновой X(C) = 0.4,

плотности в оболочке сверхновой рассчитано в

X(O) = 0.45 и остальными 15%, равномерно рас-

рамках одномерной радиационной гидродинамики

пределенными среди Ne, Mg, Si, S, и Fe. Коэффи-

с использованием программы CRAB (Утробин,

циенты поглощения для данного элемента взяты из

2004). В качестве предсверхновой рассматрива-

базы данных NIST.

ется звезда типа WR с радиусом 5 R_⊙, имеющая

В модели тонкого слоя структура ударных волн

углеродно-кислородный состав (C/O = 0.4/0.45).

явно не присутствует, но учитывается, что обе

Ожидаемое распределение плотности в виде по-

ударные волны являются бесстолкновительными

лости, ограниченной тонкой плотной оболочкой

с шириной ударного скачка порядка нескольких

(рис. 1), модифицировано с учетом результатов

величин ионного гирорадиуса ∼v_s/ω_gi в случае

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 49

№2

2023

124

ЧУГАЙ, УТРОБИН

lg V (km/s)

Рис. 1. Распределение плотности ρ(v) в модельной оболочке SN 2019stc на 50-й день: пунктир — распределение в

одномерной модели, в которой значительная доля массы сгребена в тонкую оболочку на границе внутренней полости;

сплошная линия соответствует принятой модели, в которой вещество тонкой оболочки размазано по внутренней полости

в соответствии с результатами 3D-гидродинамики магнитарной модели (кресты) (Чен и др., 2020).

квазиперпендикулярного магнитного поля к нор-

Иными словами, хотя ударные волны являются

мали ударной волны, либо порядка сотни величин

существенно радиативными, условия в них далеки

ионного скин-слоя ∼10²c/ω_pi, в случае квазипа-

от случая радиационно-доминированной ударной

раллельного поля (Богдан, 2023), где v_s — ско-

волны. По этой причине вклад излучения в давле-

рость ударной волны, ω_gi — ионный гирорадиус,

ние за фронтом ударной волны не учитывается.

c —скорость света, ωpi —плазменная ионная ча-

Наиболее неопределенным в нашем случае яв-

стота. Оба характерных масштаба ширины удар-

ляется вопрос о соотношении между электронной

ного скачка существенно меньше ширины зоны

и ионной температурами. В существующих теориях

высвечивания, так что высвечивание не влияет на

бесстолкновительных ударных волн преобладает

структуру ударного скачка.

нагрев ионов, тогда как электронная температура

Околозвездная оболочка и CDS являются оп-

может зависеть от ориентации магнитного поля

тически тонкими и, следовательно, эффект увели-

относительно нормали ударной волны; однако на-

чения плотности излучения из-за непрозрачности

дежная теория нагрева электронов в бесстолк-

отсутствует. Хотя для рентгеновского излучения

новительной ударной волне отсутствует (Богдан,

среда за и перед ударной волной частично оптиче-

2023; Гавамян и др., 2014). Имея в виду неопре-

ски толстая, поглощенное рентгеновское излучение

деленности с электронной температурой в ударной

быстро переизлучается в оптическом диапазоне и

волне, мы рассматриваем два случая: T_e = T_i и

практически мгновенно выходит наружу, не приво-

T_e/T_i = 0.1.

дя к увеличению плотности излучения за ударной

волной. При полном высвечивании энергии удар-

ной волны выходящий поток излучения практиче-

РЕЗУЛЬТАТЫ МОДЕЛИРОВАНИЯ

ски равен потоку кинетической энергии в ударную

Расчет взрыва и последующих гидродинамиче-

волну (прямую и обратную) cU_r/ρ₀v3s ∼ 1, так что

ских эффектов светимости магнитара показывает,

отношение плотности излучения к плотности энер-

что к 50-му дню оболочка сверхновой представляет

гии вещества мало U_r/ρ₀v2s ∼ v_s/c ≪ 1, где ρ₀ —

собой полость, практически лишенную вещества

плотность околозвездного газа/оболочки сверх-

и ограниченную плотной геометрически тонкой

новой перед внешней/обратной ударной волной.

оболочкой, с внешним маломассивным степенным

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 49

№2

2023

ВТОРОЙ МАКСИМУМ SN 2019stc

125

Таблица 1. Параметры околозвездной оболочки для трех моделей

Модель

v_w, км/с

R_s, 10¹⁵ см

M_cs, M_⊙

E_cs, 10⁴⁸ эрг

mv1eq

1000

7.7

0.28

5.1

-12

2.8

mv1.5eq

1500

7.7

0.37

5.1

-12

8.3

mv1neq

1000

7.7

0.24

4.96

-10

2.4

хвостом распределения плотности (рис. 1). В трех-

(123-й день) дает табл. 2, в которой представлены

мерной гидродинамике магнитарной сверхновой

параметры скорости и плотности для прямой и

внутренняя полость заполнена веществом, которое

обратной ударных волн. Заметим, что скорость

является результатом фрагментации сгребаемой

обратной ударной волны относительно вещества

оболочки вследствие неустойчивости Рэлея-

сверхновой является разностью между граничной

Тейлора (Чен и др., 2020). Чтобы учесть данный

скоростью сверхновой и CDS и составляет (см.

трехмерный эффект, мы “размазали” вещество

табл. 2) 7240-4390 = 2850 км c-1. Лучевая плот-

тонкой оболочки одномерной модели внутри

ность CDS составляет ζ = 0.59 г см-2, так что

полости по закону ρ ∝ v0.7 (рис. 1), который

при томсоновском коэффициенте непрозрачности

приближенно воспроизводит масштабированное

кислородного вещества при однократной иониза-

распределение плотности трехмерной магнитарной

ции k = 0.025 см² г-1 оптическая толщина CDS

модели на 200-й день (см. рис. 8 в работе Чен и

составляет kζ ∼ 0.015. При сопоставимой лучевой

др., 2020). Полученное распределение плотности

концентрации околозвездной оболочки снаружи

в оболочке сверхновой используется для расчета

CDS оптическая толщина для оптического излу-

ударного взаимодействия с околозвездной оболоч-

чения существенной меньше единицы. Для рентге-

кой.

новского излучения среда частично непрозрачна и

Результаты моделирования околозвездного вза-

этот эффект, как обычно при подобном моделиро-

имодействия для двух случаев скорости расшире-

вании, учитывается в модели.

ния околозведного газа и двух случаев отношения

Важное следствие модели взаимодействия со-

T_e/T_i представлены на рис. 2-4 с параметрами

стоит в наличии выходящего наружу мощного рент-

околозвездной оболочки, приведенными в табл. 1.

геновского излучения. На рис. 2-4 представле-

Таблица включает скорость околозвездного газа,

ны светимость выходящего за пределы поглощаю-

радиус и массу околозвездной оболочки, показа-

щей среды рентгеновского излучения в стандарт-

тель степени в зависимости ρ(r) до и после мак-

ном диапазоне 0.3-10 кэВ и в жестком диапазоне

симума плотности, величину кинетической энергии

NuSTAR 3-79 кэВ. В мягком диапазоне свети-

оболочки. В модели m1neq принимается отношение

мость значительно ниже из-за высокой темпера-

электронной и ионной температуры T_e/T_i = 0.1 и

туры излучения и из-за сильного поглощения в

оболочке сверхновой, CDS и околозвездном газе.

это ее главное отличие от двух предыдущих. Все

В моделях mv1eq и mv1.5eq максимальная свети-

три модели удовлетворительно описывают второй

максимум для близких по величине параметров

околозвездной оболочки и согласуются с оцен-

Таблица 2. Параметры ударного взаимодействия сверх-

кой максимальной скорости расширения оболочки

новой с околозвездной оболочкой на 123-й день в

сверхновой на 124-й день после взрыва (72-й день

модели mv1eq

после максимума), полученной по разным линиям

(Гомез и др. 2021). Таким образом, формально сце-

нарий ударного взаимодействия с околозвездной

Параметр

Величина

оболочкой на данный момент является возможным.

Радиус CDS, см

7.7 × 10¹⁵

Следует заметить, что в максимуме светимости

горба оптическая светимость, обусловленная об-

Скорость CDS, км с-1

4390

ратной ударной волной, в 4-5 раз превышает све-

Скорость SN перед CDS, км с-1

7240

тимость, связанную с внешней ударной волной. Это

обстоятельство следует иметь в виду при сравнении

Плотность CSS перед CDS, г см-3

4.05 × 10-16

наших результатов с моделированием взаимодей-

ствия в работе Гомез и др. (2021). Представление

Плотность SN перед CDS, г см-3

1.27 × 10-15

о физических условиях в области ударного взаи-

Масса CDS, M_⊙

0.22

модействия в момент максимума светимости горба

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 49

№2

2023

126

ЧУГАЙ, УТРОБИН

(а)

(б)

lg r

100

200

t (d)

100

200

100

200

t (d)

Рис. 2. (а) — Болометрическая светимость в модели mv1eq (сплошная линия) в сравнении с наблюдаемой светимостью

(Гомез и др., 2021) (кресты), пунктир — магнитарная модель; на вставке показаны светимость выходящего рентгенов-

ского излучения в диапазоне 3-79 кэВ (тонкая линия) и светимость выходящего рентгеновского излучения в диапазоне

0.3-10 кэВ (толстая линия). (б) — Скорость CDS (толстая линия) и максимальная скорость в невозмущенной оболочке

сверхновой (тонкая линия), точка соответствует максимальной скорости расширения оболочки сверхновой (Гомез и др.,

2021) на 124.5-й день после взрыва; на вставке показано распределение плотности в околозвездной среде.

(а)

(б)

lg r

100

200

t (d)

100

200

100

200

t (d)

Рис. 3. То же, что и на рис. 2, но для модели mv1.5eq.

мость в диапазоне NuSTAR ≈5 × 10⁴² эрг с-1 с

с T_e/T_i = 1, но в диапазоне NuSTAR светимость

температурами внешней и обратной ударных волн

на порядок ниже, ≈5 × 10⁴¹ эрг с-1. Обнаружение

66 и 28 кэВ соответственно. В модели mv1neq c

на стадии вторичного максимума SLSN-I рентге-

T_e/T_i = 0.1 в диапазоне 0.3-10 кэВ светимость

близка к светимости в том же диапазоне в моделях новского излучения высокой светимости стало бы

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 49

№2

2023

ВТОРОЙ МАКСИМУМ SN 2019stc

127

(а)

(б)

lg r

100

200

t (d)

100

200

100

200

t (d)

Рис. 4. То же, что и на рис. 2, но для модели mv1neq с Te/Ti = 0.1.

решающим тестом сценария околозвездного удар-

SN 2019stc в сценарии ударного взаимодействия

ного взаимодействия.

оболочки сверхновой с околозвездной оболочкой.

Радиус околозвездной оболочки в моделях оди-

В предположении, что скорость околозвездной

наков ≈8 × 10¹⁵ см, тогда как масса несколько

среды близка к скорости убегания с поверхности

отличается: 0.28 M_⊙, 0.37 M_⊙, 0.24 M_⊙ в моделях

предсверхновой (∼103 км с-1), получены масса

mv1eq, mv1.5eq, mv1neq соответственно. Отно-

и радиус околозвездной оболочки. При скорости

сительная ошибка величины массы околозвезд-

околозвездной оболочки 1000 км с-1, такой же

ной оболочки формально составляет около 5%.

как и в работе Гомез и др. (2021), полученная

Эта ошибка не включает систематическую ошибку,

нами величина массы меньше прежней оценки

связанную с предположениями, принятыми в сце-

(0.3 против 0.7 M_⊙). Различие в оценках массы,

нарии околозвездного ударного взаимодействия,

скорее всего, связано с тем фактом, что в нашей

что добавляет приблизительно еще около 10%,

модели учтен вклад обеих ударных волн, тогда

так что неопределенность массы может составить

как в модели Гомез и др. (2021) рассматривается

≈15%.

эффект лишь внешней ударной волны. Основной

Характерное время формирования оболочки до

вывод состоит в том, что сценарий взаимодействия

коллапса t_cs ≈ R_cs/v_w составляет 8 × 10⁷ c в мо-

с околозвездной оболочкой, предложенный ранее

для объяснения второго максимума, либо кратных

делях mv1eq и mv1neq, и 5.3 × 10⁷ c в модели

максимумов, на кривых блеска SLSN-I (Ян и др.,

mv1.5eq. При этом максимальная кинетическая

2017; Хоссейнзадех и др., 2022; Гомез и др., 2021)

светимость истечения, формирующего околозвезд-

на сегодня не исключается.

ную оболочку, L_w = 2πR2csρ_maxv3cs ≈ (p + 3)E_cs/t_cs,

Подтверждением данного сценария могло бы

достигает ∼3 × 1041 эрг с-1 в модели mv1eq и

стать обнаружение рентгеновского излучения со-

∼10⁴² эрг с-1 в модели mv1.5eq. Эти величины

ответствующей светимости во время второго мак-

существенно превышают эддингтоновский предел

симума. Маргутти и др. (2018) осуществили рент-

для звезды с массой ≈10 M_⊙, из чего следует, что в

геновские наблюдения 26 сверхновых SLSN-I на

рассматриваемом сценарии околозвездная оболоч-

спутниках Swift, Chandra и XMM и нашли верхний

ка должна быть сброшена мощной ударной волной

предел рентгеновской светимости L(0.3-10кэВ) ∼

за 2-3 года до коллапса. Это событие должно

сопровождаться вспышкой оптического излучения.

∼ 10⁴⁰ эрг с-1 в разные эпохи на интервале времени

∼2000 дней. Этот верхний предел лишь в 1.5-

2 раза ниже максимальной светимости в данном

ОБСУЖДЕНИЕ

диапазоне для рассмотренных моделей (рис. 2-4,

Целью работы было построение модели вто-

вставка). Разумеется, для проверки сценария вза-

ричного максимума кривой блеска сверхновой

имодействия предпочтительнее наблюдать SLSN-I

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 49

№2

2023

128

ЧУГАЙ, УТРОБИН

в момент вторичного максимума в жестком рент-

различий, которые можно было бы ожидать, учи-

геновском диапазоне, в котором светимость по

тывая изменение степени ионизации и возбужде-

крайней мере на порядок выше.

ния, которое обусловлено облучением, излучающе-

го в оптическом диапазоне газа, мощным потоком

Реализация сценария ударного взаимодействия

рентгеновского излучения. Хотя отсутствие узкой

в случае SN 2019stc предполагает, что околозвезд-

эмиссии (≈1000 км с-1) от невозмущенной фото-

ная оболочка была сформирована ударной волной,

ионизованной околозвездной оболочки свидетель-

которая выбросила ∼0.3 M_⊙ с кинетической энер-

ствует против сценария взаимодействия, для бо-

гией ∼3 × 10⁴⁸ эрг за 2-3 года до коллапса. Оце-

лее обоснованных выводов необходимо построить

ним параметры вспышки, связанной с выбросом

сложную модель оптического отклика на облучение

околозвездной оболочки SN 2019stc.

оболочки рентгеновским излучением. Это пред-

Высвечивание расширяющейся оболочки начи-

ставляется интересной задачей, которая, однако, не

нается в диффузионном режиме, который относи-

является целью данной работы.

тельно быстро переходит в режим волны охла-

ждения (Грасберг и др., 1971); он и определяет

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

продолжительность и светимость основной стадии

высвечивания. Время высвечивания можно полу-

• Детальное исследование взаимодействия

чить из условия, что скорость волны охлаждения

сверхновой с околозвездной оболочкой,

u_cw по веществу, которая быстро нарастает со вре-

предположительно ответственного за вто-

менем, сравнивается со скоростью расширения v ≈

рой максимум кривой блеска SN 2019stc,

показывает, что этот сценарий пока нельзя

≈ 1000 км с-1. Скорость волны охлаждения опре-

исключать.

деляется плотностью энергии запертого в оболочке

излучения ϵ = E₀(R₀/R)(3/4πR³) и температурой

• Важное следствие сценария взаимодей-

волны охлаждения T_cw, а именно, u_cw = σT4cw/ϵ

ствия — мощное рентгеновское излучение,

(Грасберг и др., 1971). Условие u_cw = v приводит

совпадающее по времени со вторичным

к оценке радиуса, на котором это равенство имеет

максимумом кривой блеска.

место:

)1/4

• Ожидаемое рентгеновское излучение откры-

⁽ 3E₀R₀v

вает возможность теста гипотезы около-

≈ 1.6 × 10¹⁴ см,

(1)

4πσT4cw

звездного взаимодействия в случае SLSNe-I

со вторичным максимумом.

где использованы E₀ = 3 × 10⁴⁸ эрг, T_cw = 5000 K,

v = 1000км с-1. Принятая температура волны

охлаждения приближенно соответствует темпе-

Исследование выполнено при финансовой

ратуре рекомбинации кислорода при характерной

поддержке РНФ в рамках научного проекта

плотности оболочки ∼1010 см-3 (Грасберг, На-

19-12-00229-П, Российского фонда фундамен-

дёжин, 1976). Таким образом, время высвечи-

тальных исследований и Немецкого научно-

вания оболочки составляет t ≈ R/v ≈ 1.6 × 10⁶ с

исследовательского сообщества в рамках научного

(18 дней) и характерная светимость вспышки L ≈

проекта 21-52-12032.

≈ 4πR²σT4cw ≈ 1.2 × 10⁴⁰ эрг с-1. Обнаружение у

SLSN-I с вторичными максимумами вспышек с

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

такими характеристиками за 2-3 года до основного

1. Богдан (A. Bohdan), Plasma Phys. Control. Fusion

максимума блеска стало бы еще одним подтвер-

65, 1 (2023).

ждением сценария ударного взаимодействия с

2. Вусли (S.E. Woosley), Astrophys. J. 719, L204

околозвездной оболочкой.

(2010).

Третья, пока неизученная, возможность теста

3. Гавамян и др. (P. Ghavamian, S.J. Schwartz,

гипотезы ударного околозвездного взаимодействия

J. Mitchell, A. Masters, and J.M. Laming),

основана на ожидаемом различии между спектрами

Microphysics of Cosmic Plasmas, Space Sci.

до второго максимума и на стадии максимального

Ser. ISSI, V. 47, Springer (Science+Business Media

свечения второго максимума. В случае SN 2019stc

New York, p. 557, 2014).

4. Гал-Ям (A. Gal-Yam), Ann. Rev. Astron. Astrophys.

такие спектры имеются (Гомез и др., 2021). Первый

57, 305 (2019).

получен 30/12/2019 (100-й день), за несколько

5. Гомез и др. (S. Gomez, E. Berger, G. Hosseinzadeh,

дней до начала роста светимости второго макси-

P.K. Blanchard, M. Nicholl, and V.A. Villar),

мума, второй получен 26/01/2020, практически в

Astrophys. J. 913, 143 (2021).

момент наибольшей светимости второго максиму-

6. Грасберг и др. (E.K. Grasberg, V.S.Imshennik, and

ма. Визуальное сравнение не показывает значимых

D.K. Nadyozhin), Astrophys. Space Sci. 10, 3 (1971).

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 49

№2

2023

ВТОРОЙ МАКСИМУМ SN 2019stc

129

7. Грасберг, Надёжин (E.K. Grassberg and

15. Утробин В.П., Письма в Астрон. журн. 30, 334

D.K. Nadyozhin), Astrophys. Space Sci. 44, 409

(2004) [V.P. Utrobin, Astron. Lett. 30, 293 (2004)].

(1976).

16. Хоссейнзадех и др. (G. Hosseinzadeh, E. Berger,

8. Джулиани (J.L. Giuliani), Astrophys. J. 256, 624

B. Metzger, S. Gomez, M. Nicholl, and P. Blanchard),

(1982).

Astrophys. J. 933, 14 (2022).

9. Кэйзен, Билдстен (D. Kasen and L. Bildsten),

17. Чен и др. (K.-J. Chen, S.E. Woosley, and

Astrophys. J. 717, 245 (2010).

D.J. Whalen), Astrophys. J. 893, 99 (2020).

10. Маеда и др. (K. Maeda, M. Tabaka, K. Nomoto,

N. Tominaga, K. Kawabata, P.A. Mazzali, H. Umeda,

18. Чугай, Утробин (N.N. Chugai and V.P. Utrobin),

T. Suzuki, and T. Hattori), Astrophys. J. 666, 1069

MNRAS 512, L71 (2022).

(2007).

19. Чугай (N.N. Chugai), MNRAS 508, 6023 (2021).

11. Мория и др. (T.M. Moriya, K. Murase, K. Kashiyama,

20. Чугай, Шевалье (N.N. Chugai and R.A. Chevalier),

and S.I. Blinnikov), MNRAS 513, 6210 (2022).

Astrophys. J. 641, 1051 (2006).

12. Маргутти и др. (R. Margutti, R. Chornock,

B.D. Metzger, D.L. Coppejans, C. Guidorzi,

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

G. Migliori, D. Milisavljevic, E. Berger, et al.),

(1982).

Astrophys. J. 864, 45 (2018).

22. Ян и др. (L. Yan, D.A. Perley, S. Schulze, R. Lunnan,

13. Сазерленд, Допита (R.S. Sutherland and

J. Sollerman, K. De, Z.H. Chen, C. Fremling, et al.),

M.A. Dopita), Astrophys. J. Suppl. Ser. 88, 253

Astrophys. J. 902, L8 (2020).

(1993).

23. Ян и др. (L. Yan, R. Lunnan, D.A. Perley, A. Gal-Yam,

14. Cорокина и др. (E. Sorokina, S. Blinnikov,

O. Yaron, R. Roy, R. Quimby, J. Sollerman, et al.),

K. Nomoto, R. Quimby, and A. Tolstov), Astrophys. J.

Astrophys. J. 848, 6 (2017).

829, 17 (2016).

ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 49

№2

2023