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Universidade de São PauloInstituto de Astronomia, Geofísica e Ciências Atmosféricas
Departamento de Astronomia
Manoel Carlos Vieira de Moraes Junior
Tratamento das condensações em modelos de fotoionização de envoltório de novas: aplicação em HR Delphini e V842 Centauri
São PauloOutubro de 2010
Manoel Carlos Vieira de Moraes Junior
Tratamento das condensações em modelos de fotoionização de envoltório de novas: aplicação em HR Delphini e V842 Centauri
Tese apresentada ao Departamento de Astronomia do Instituto de Astronomia, Geofísica e Ciências Atmosféricas da USP como requisito parcial para obtenção do título de Doutor em ciências.
Área de concentração: AstronomiaOrientador: Prof.Dr. Marcos Diaz
São Paulo 2010
Abstract
During the outburst of classical nova 106 to 104 Mʘ are ejected to the interstellar medium. Some
novae have their ejecta spatially resolved and show asymmetrical and structured remnants. Classical
novae remnants are important scenarios for improving the photoionization modeling os
astrophysical plasmas. This work describes the pseudo3D code RAINY3D which drives the
photoionization code CLOUDY as subroutine. Photoionization simulations of old nova remnants are
presented and discussed. In these simulations we analyse the effect of condensations in the remnant
photoionization structure. The behavior of the nebular lines observed in novae remnants are also
analysed for heterogeneous shells. The gas diagnostic in novae are thought to be more accurate
during the nebular phase, but we have found that at this phase the matter distribution can strongly
affect the derived shell physical properties and chemical abundances.
The HR Del and V842 Cen remnants were observed using the integral field unit of Gemini
Telescope multiobject spectrograph. The analysis of spatially resolved spectra shows the shell
geometry and give constrains to the photoionization models. The V842 Cen shell has a spherical
geometry with two components defined by their velocities. The HR Del remnant has a bipolar
geometry defined by two spherical lobes. The line ratios indicate aspherical illumination. The N and
O abundances possibly decrease with the distance to the central source. The V842 best models yield
an ejected mass of 24 x 104 Mʘ and a condensed mass fraction of 0.1 0.2. The central source has a
temperature of 80000 K and a luminosity of 13 x 1035 erg.s1. The nova parameters are in agreement
with an eruption model in a 0.65 Mʘ white dwarf. The best fit model of the HR Del remnant was
obtained by a clumpy shell with condensed mass fraction of 0.50.7 and a disk shape ionizing
source. The shell density range was from 200 cm3 in the lower density regions to a maximum of
6000 cm3 in the higher density clumps. The central source luminosity obtained was 1036 ergs1 and
its temperature is 65000K.
Resumo
Durante a erupção de uma nova clássica são ejetados de 106 a ~104 Mʘ de material para o meio
interestelar. Algumas novas com o envoltório espacialmente resolvido apresentam remanescentes
assimétricos e com condensações. Esses remanescentes são cenários importantes para aprimorar
modelos de fotoionização que devem considerar a distribuição de matéria para a obtenção de
parâmetros mais precisos. Este trabalho propõe um código pseudo3D denominado RAINY3D que
trata envoltórios de novas com condensações. As simulações de envoltórios com condensações
mostram que a presença de glóbulos de matéria afeta o diagnóstico físico e químico do plasma,
mesmo em envoltórios evoluídos. Além disso, a distribuição de tamanhos e densidades desses
glóbulos também influenciam os espectros sintéticos derivados desses modelos.
Foram observados os envoltórios de HR Del e V842 Cen com a técnica de espectroscopia
bidimensional, através do espectrógrafo de campo integral do telescópio Gemini (GMOSIFU). A
análise do cubo de dados forneceu uma caracterização do envoltório e vínculos para os modelos de
fotoionização. O envoltório de V842 Cen apresentou uma geometria aparentemente esférica com
duas componentes definidas pela velocidade de expansão. O envoltório de HR Del apresenta uma
geometria bipolar com lóbulos esféricos simétricos. As razões de linha indicam que a iluminação é
asférica. Há indícios que as abundâncias de oxigênio e nitrogênio diminuem com a distância da
fonte central. Os modelos de fotoionização para o envoltório de V842 Cen indicam uma massa
ejetada de 24 x 104 Mʘ , com uma fração de massa condensada de 0,1 a 0,2. Os resultados são
compatíveis com uma erupção em uma anã branca de 0,65 Mʘ . Os valores da abundância de hélio e
oxigênio nessa nova foram revisadas. Os modelos para o envoltório de HR Del apontam para uma
massa ejetada de 9 x 104 Mʘ e com uma fração condensada entre 0,5 e 0,7. A densidade do
envoltório varia de 200 cm3 a 6000 cm3. A temperatura da fonte ionizante inferida é 65000K com
uma luminosidade de 1036 erg.s1.Os modelos com iluminação asférica, em forma de disco,
reproduzem melhor o espectro observado.
Agradecimentos
O apoio das pessoas mais próximas trouxe tranquilidade e equilíbrio pessoal, o que tornou viável o
processo do doutoramento. À Joana, obrigado por sempre estar do meu lado, principalmente nos
momentos que não estava. À Juju, Lara e Kyra que me impuseram diariamente o provérbio popular
corpore sano, mente sana.
Este trabalho não teria sido possível sem a dedicação do Professor Marcos Diaz, que forneceu as
ferramentas e as possibilidades para que hovesse progesso. Agradeço também aos outros
Professores do IAG em especial o Professor Jorge Horvath, que foi meu revisor durante o
doutorado e a Professora Ruth Gruenwald pela leitura crítica e comentários sobre rascunho do
artigo de HR Del. O suporte do instituto astronômico durante o doutorado, por meio de suas
instalações e pessoal tornou o trabalho menos árduo. Em especial os cofeebrakes das últimas
sextasfeiras de cada mês.
Agradeço ao Cnpq pelo financiamento, fundamental para que o trabalho fosse concluído durante
minha vida útil.
Índice
Capítulo 1
1.1 – Variáveis cataclísmicas........................................................................................1
1.1.1 – Sistemas magnéticos.............................................................................4
1.2 – Novas e novas recorrentes...................................................................................7
1.2.1 – Mecanismo de erupção.........................................................................9
1.2.2 – As DTNs e as propridades do envoltório.............................................18
1.2.3 – Modelos de fotoionização do envoltório de novas...............................26
1.3 – Nova HR Delphinis.............................................................................................31
1.4 – Nova V842 Centaurus.........................................................................................37
1.5 – Objetivos do trabalho..........................................................................................41
Capítulo 2
2.1 – Dados espectroscópicos de HR Del e V842 Cen...............................................44
2.2 – Métodos de análise............................................................................................46
2.3 – Envoltório 3D com condensações – código RAINY3D....................................47
2.4 – Modelos com geometria definida......................................................................55
2.5 – Fonte ionizante extensa.....................................................................................58
2.6 – Limitações do método.......................................................................................58
Capítulo 3
3 – Simulações e análise.............................................................................................60
3.1 – O efeito de fc no espectro dos modelos.............................................................61
3.2 – O efeito da população de condensações no espectro modelado........................68
3.2.1 – Modelos e a intensidade H...............................................................68
3.2.2 – Linhas de hélio...................................................................................71
3.2.3 – Linhas de oxigênio.............................................................................74
3.2.4 – Linhas de nitrogênio..........................................................................78
3.2.5 – Razões invariantes..............................................................................80
3.3 – Discussão dos resultados...................................................................................81
Capítulo 4
4.1 – O estudo do envoltório de V842 Centaurus......................................................85
4.1.1 – O cubo de dados.................................................................................85
4.1.2 – Estimativa de massa do envoltório.....................................................91
4.1.3 – Um envoltório bipolar?......................................................................92
4.2 – Identificação das linhas do espectro nebular....................................................97
4.3 – Estimativas de abundância.............................................................................105
4.4 – Modelos de fotoionização..............................................................................108
4.5 – Discussão dos resultados de V842 Cen.........................................................114
Capítulo 5
5.1 – Estudo do envoltório de HR Del....................................................................119
5.1.1 – O cubo de dados..............................................................................119
5.1.2 – Estimativa de massa do envoltório..................................................129
5.1.3 – Identificação das linhas do espectro nebular...................................131
5.1.4 – Estimativas de abundâncias.............................................................139
5.1.5 – Glóbulos exteriores do envoltório...................................................141
5.2 – Análise espectral do envoltório resolvido.....................................................142
5.3 – Modelos de fotoionização.............................................................................150
5.3.1 – Modelos esféricos e homogêneos..................................................150
5.3.2 – Modelos com condensações e geometria bipolar...........................152
5.3.3 – Modelos com fonte ionizante extensa............................................156
5.4 – Discussão dos resultados para HR Del.........................................................159
5.4.1 – Morfologia do envoltório...............................................................159
5.4.2 – Modelos de fotoionização..............................................................162
Capítulo 6
6 Conclusões....................................................................................................165
6.1 – RAINY3D e o efeito das condensações..........................................165
6.2 – Envoltório de V842 Centaurus........................................................166
6.3 – Envoltório de HR Delphinis............................................................167
6.4 – Perspectivas.....................................................................................169
Capítulo 7
7 – Referências...................................................................................................170
Anexo 1 : Paper sobre HR Del 2009AJ 138, 1541
Anexo 2: Paper sobre o código RAINY3D e aplicações – submetido PASP
Índice de Tabelas
Tabela 1 Classificação espectroscópica de novas em erupção, sendo C a fase coronal, P, principal, A, auroral e N, nebular................................................................................ 25
Tabela 2 Parâmetros de entrada para o envoltório 3D com condensações............................... 54
Tabela 3 Parâmetros da fonte ionizante. No caso da negativa em usar o espectro de corpo negro, se utiliza uma atmosfera estelar de alta gravidade da tabela de Rauch.......... 54
Tabela 4 Parâmetros complementares para o cálculo dos fluxos das linhas de emissão......... 55
Tabela 5 Parâmetros dos modelos k310 e k1050 no estudo dos efeitos da distribuição de densidades e de tamanhos das condensações no espectro observado........................ 69
Tabela 6 Dimensões dos envoltórios em cada intervalo de 10 angstrons dos mapas de linhas de A a I na região H + [N II]................................................................................... 87
Tabela 7 Dimensões dos envoltórios em cada intervalo de 10 angstrons dos mapas de linhas de A a I na região H ................................................................................................ 88
Tabela 8 Identificação das linhas de emissão da região nebular da nova V842 Cen região de 0,7 a 3,5 arcsec da fonte central................................................................................ 103
Tabela 9 Parâmetros para os modelos de V842 Cen utilizando o código RAINY3D.............. 109
Tabela 10 Razão de linhas de V842 Cen e melhores ajustes dos modelos de 1, (A e C) e 2(B) componentes................................................................................................................ 112
Tabela 11 Identificação das linhas do envoltório de HR Del para as regiões central e nebular 135
Tabela 12 Razão de linhas para as regiões central e nebular de HR Del................................... 137
Tabela 13 Parâmetros de entrada dos modelos de fotoionização do envoltório de HR Del........ 151
Tabela 14 Razões de linha observadas e dos modelos esférico e homogêneo (3a coluna); com condensações e fonte ionizante pontual (4a coluna); com condensações e fonte extensa tipo disco (5a coluna).................................................................................... 158
Índice de figuras
Figura 1 Esquema de uma variável cataclísmica não magnética e o potencial de Roche de suas componentes. A matéria da secundária, estrela da sequência principal flui pelo ponto de Lagrange L1 e tem uma trajetória balística até atingir o disco de acréscimo. 1
Figura 2 Esquemas de uma variável cataclísmica polar, A e uma polar intermediária, B. As figuras foram adaptadas de Cropper, 1990 e Ghosh & Lamb, 1978 respectivamente. 5
Figura 3 Esquema da queima nuclear do hidrogênio pelo ciclo CNO, adaptado de Hernanz 2004. 10
Figura 4 Variação da abundância no envelope de uma nova com anã branca de CO, 1,15 Mʘ e com mistura de 50% figura adaptada de José & Hernanz, 1998. 11
Figura 5 Relação entre a massa da anã branca e o período de rotação. A linha significa uma razão axial maior que 5% e as regiões acima são de envoltório circular (GK Per e V1500 Cyg), abaixo as regiões de envoltórios prolatos (DQ Her) e bipolar (RS Oph). 21
Figura 6 No gráfico da esquerda temos o tamanho máximo da condensação máx em função da escala característica de resfriamento rc, ambos em função do raio do envoltório. Na figura da direita o mesmo tamanho máximo da condensação relativo ao raio do envoltório L/r em função da classe de velocidade da nova, dada por t3. 23
Figura 7 Curva de luz de HR Del no óptico obtida por Rosino e Rafanelli (1978). A curva mostra que a subida inicial apresenta diversos picos antes do máximo em dezembro de 1967. Há ainda um pico intenso em maio de 1968. 31
Figura 8 Espectro óptico de HR Del na fase nebular. As linhas proibidas, como o [O III] 4959,5007 ficam importantes. Observase também linhas de elementos neutros, como [O I]. 32
Figura 9 Espectro de HR Del no ultra violeta, obtido dos dados públicos do satélite IUE de 1979 e 1992. 33
Figura 10 Perfil da linha [O III]5007 obtida por espectroscopia de fenda longa por Solf, 1983. Observase componentes deslocadas para o vermelho (R) e para o azul (B) 34
Figura 11 Modelo do envoltório de HR Del proposto por Harman e O'Brein 2003 a partir de observações realizadas com o telescópio Hubble e por espectros em fenda longa. O envoltório é bipolar, com duas componentes esféricas. 36
Figura 12 Espectro de V842 Cen no óptico obtido em 2003 com fenda de 1” e tempo de exposição de 9300 segundos. Os quadros em destaque mostram as linhas de Balmer mais intensas a fim de se comparar o perfil das linhas, evidenciando a contaminação de H por [N II]. O painel de baixo mostra as linhas menos intensas, notase que 17 anos após a erupção ainda há linhas de alta ionização. Figura adaptada de Schmidtobreick et al. 2005. 38
Figura 13 Imagem de V842 Cen na luz de H+[N II] obtida em 1998 por Gill & O'Brien, 1998. A imagem da esquerda corresponde a do remanescente, a da direita, a imagem deconvoluida sem a fonte central. 43
Figura 14 Sistema de coordenadas utilizado pelo código RAINY3D para gerar as condensações e os elementos de ângulo sólido. A área cinza corresponde a uma interação completa em para um elemento de resolução d. 49
Figura 15 Perfil de densidade de um elemento de ângulo sólido sem condensações à esquerda e com condensações, à direita. A unidade de densidade está normalizada pela densidade da componente sem condensações. A unidade de dimensão está normalizada pelo elemento de resolução espacial r e compreende a região entre o raio interno e externo do envoltório. 51
Figura 16 Fluxograma do código RAINY3D no modo ajuste. A inicial K significa o índice da lei de potência para a distribuição de densidades dos glóbulos, FW é o índice da distribuição de tamanhos, fc a fração de massa nas condensações e a o índice da lei de potência da distribuição homogênea de matéria, que define o background. 53
Figura 17 Sistemas de coordenadas para o envoltório bipolar, composto de duas esferas fundidas. A fonte central é posicionada e O e o eixo de simetria é . A região cinza no interior das esferas não contém matéria. A razão axial foi obtida das observações de HR Del. 56
Figura 18 Variação da luminosidade total da linha H em função de fc. Os outros parâmetros foram mantidos constantes. 61
Figura 19 Variação da razão He II 4686/H em função da fração de massa condensada. O aumento de fc diminui significativamente a população de He++ do envoltório. 63
Figura 20 Variação da razão [O III]5007/H em função da fração de massa condensada. 64
Figura 21 Variação da razão [O II] 7325 / H em função da fração de massa condensada. 65
Figura 22 Variação da razão [N II]6584/H em função da fração de massa condensada. 66
Figura 23 Variação do conjunto de linhas de CIII e NIII em 4645 em função de fc. 67
Figura 24 Variação da temperatura na região de formação das linhas de [OIII] em função de fc. 67
Figura 25 Luminosidade na linha de H nos modelos de envoltório k1050 em função dos parâmetros livres que descrevem a distribuição de tamanhos e densidades das condensações. 70
Figura 26 Luminosidade na linha de H nos modelos de envoltório k310 em função dos parâmetros livres que descrevem a distribuição de tamanhos e densidades das condensações. 70
Figura 27 Variação da razão de linha He II 4686/H em função do parâmetro que controla a distribuição de densidades na população de condensações. A variação nos modelos de envoltório k310 é bem mais acentuada que nos modelos k1050. 72
Figura 28 Variação da razão de linha He II 4686/H em função do parâmetro que controla a distribuição de tamanhos das condensações. A variação para os modelos de envoltório menos denso, k310 é bem mais acentuada que nos modelos k1050. 73
Figura 29 Variação da razão [O III] 5007/H em função dos parâmetros que descrevem a distribuição de densidade e tamanho das condensações nos modelos de envoltório de baixa densidade, k310. 75
Figura 30 Variação da razão [O III] 5007/H em função dos parâmetros que descrevem a distribuição de densidade e tamanho das condensações nos modelos de envoltório de alta densidade, k1050. 76
Figura 31 Variação da temperatura da ragião emissora da linha [O III] em função da distribuição de tamanhos das condensações. 77
Figura 32 Variação da temperatura da ragião emissora da linha [O III] em função da distribuição de tamanhos das condensações. 79
Figura 33 Variação da razão [N II] 6584/H em função dos parâmetros que descrevem a distribuição de densidades e tamanhos das condensações. 80
Figura 34 Mapas de linhas no comprimento de onda de H e [N II] 6548,6584. O primeiro quadro acima e a esquerda equivale a 653040 ou 1500 km.s1 de H. Os quadros seguintes são deslocados de 10 A até o quadro central na linha de baixo, com entre 66006610 ou +2150km.s1 de H. O último quadro representa a soma de todo o intervalo. A região central de diâmetro de 2” foi subtraída nos frames de AH para melhorar o contraste da imagem. 86
Figura 35 Mapa de linhas na região de H, entre 4845 e 4885 Angstrons ou de 1000 a + 1500 km.s1 de H de repouso. Cada quadro representa a integração em um intervalo de 5 Angstrons. O quadro I representa a integração em todo o intervalo da linhas de 4845 a 4885 Angstrons. O deslocamento do centro da emissão máxima em relação a H se deve a refração diferencial atmosférica. 87
Figura 36 Intensidade das linhas H+ [N II] em função da distância angular ao centro do sistema. O limiar da detecção da emissão do envoltório foi definido pela intensidade média do ruído sobre o fundo. 88
Figura 37 Intensidade da linha H em função da distância ao centro do sistema. O limiar da detecção da emissão do envoltório foi definido pela intensidade média do ruído das regiões sem detecção. 89
Figura 38 Mapa das linhas [O II] 7320,7330 com o contínuo local subtraído. Podese observar que o envoltório consiste de um anel circular com muitos glóbulos de matéria. 92
Figura 39 Mapa de velocidades para a região do complexo [O II]7325, com intervalos de 5 Angstrons. O quadro A corresponde ao intervalo 72177322. O envoltório apresenta diversas condensações de matéria, que aparecem em função do intervalo de velocidade. O deslocamento Doppler parece ocorrer em um eixo perpendicular ao plano do céu. 94
Figura 40 Mapa da linha de He I 6678 com a fonte centra à esquerda e sem a fonte central, à direita. Ambos com contínuo subtraído 95
Figura 41 Mapa do envoltório na linha He I 7065, com o contínuo local subtraído do espectro. 95
Figura 42 Relação entre a massa da anã branca e sua rotação, com a curva de um envoltório prolato em 5%. As regiões abaixo da curva indicam envoltórios cada vez mais prolatos e bipolar. Adaptado de Scott (2000). 96
Figura 43 Aspecto geral do espectro de V842 Cen na região de 4000 a 9400 Angstrons. Esse espectro corresponde à somatória de todas as microlentes (~ 4500) e foi corrigido do avermelhamento. 97
Figura 44 Espectro de V842 Cen, contendo somente a contribuição nebular. As microlentes com um raio de 0,7 segundos de arco da fonte central (pico de emissão) não foram computadas. O perfil da linha [O III] 5007 se destaca por apresentar as duas componentes Doppler definidas. A unidade de fluxo é erg.s1.cm2. 98
Figura 45 Região azul do espectro de V842 Cen mostrando as emissões intensas em 4500 Angstrons que corresponde às linhas de Fe II e [Fe II]. Também pode ser identificada a emissão de He II 4686 e do complexo CIII +NIII 4645. 99
Figura 46 Espectro da região nebular de V842 Cen que mostra as linhas [N II] 5755 e He I 5876. A linha de He I 5876 apresenta uma absorção na componente vermelha do perfil, que é devido as linhas do Na I D. 100
Figura 47 Espectro da região nebular de V842 Cen, a linha mais larga corresponde ao complexo [O II] 7320,7330. 100
Figura 48 Espectro da região nebular de V842 Cen, com as linhas de [O I] e [Fe X] indicadas. 101
Figura 49 Mapa de HR Del nas linhas de H+[NII] e [O III]5007. Os mapas compreendem toda a largura dessas linhas e estão apresentados com a mesma escala de cores. No mapa de H+[NII] foi retirada a região de raio 1 arcosegundo centrada na fonte mais brilhante a fim de se melhorar o contraste. 119
Figura 50 Mapa de velocidades na região do espectro correspondente a linha [O III] 5007. Os quadros representam um intervalo de velocidade correspondente a 2A ou 120 km.s1. O quadro A corresponde a 900 km.s1 e o L a 540 km.s1.As imagens foram geradas a partir do espectro com o contínuo subtraído. 121
Figura 51 Mapas de linhas na região H +[N II] com intervalo de 230 km.s1, sendo A deslocado de 1510 km.s1 e O deslocado de 1940 km.s1 em relação a H. A fonte central e as regiões circundantes foram removidas para aumentar o contraste da imagem. Todas as imagens tiveram o contínuo subtraído. Escala logarítmica de 1 a 100. 124
Figura 52 Mapa obtido a partir de H somadas as contribuições de todas as componentes de velocidade. A região central foi subtraída para melhor visualização. A linhas foi integrada entre 4856 e 4866 Angstrons. 126
Figura 53 Mapa em He II 4686 com a região central e seus arredores subtraídos para melhor visualização. O contínuo foi subtraído da linha. 127
Figura 54 Razão (H + [N II]) / [O III] 5007. As regiões azuis indicam os locais onde a emissão do oxigênio é mais intensa. 128
Figura 55 Figura 55 – Relação entre a massa da anã branca e sua rotação com a função de um envoltório prolato em 5%. As regiões abaixo da curva apresentam razão axial crescente. Adaptado de Scott (2000). 129
Figura 56 Espectro gerado combinando todas as microlentes do IFU. 132
Figura 57 Espectro obtido a partir das microlentes correspondentes à região nebular de HR Del. 133
Figura 58 Espectro da região correspondente às capas polares entre as linhas de CIII+NIII 4645 e [OIII]5007. 133
Figura 59 Perfil das linhas H e [O III] 5007 no espectro de segunda ordem. 134
Figura 60 Definição das regiões para análise espectral no envoltório de HR Del. 143
Figura 61 População de He++ ao longo dos eixos polar e equatorial. 144
Figura 62 Abundâncias de He+ (vermelho), He++ (preto) e nHe/nH (verde) para o eixo polar (esquerda) e equatorial (direita) 145
Figura 63 População de O0 (verde), O+ (vermelho) e O++ (preto) ao longo dos eixos polar (esquerda) e equatorial (direita).
146
Figura 64 Abundância de O++,O+,O0/H+ nos eixos polar (preto) e equatorial (vermelho). 147
Figura 65 Razão H + [N II]/Hao longo dos eixos polar (preto) e equatorial (vermelho) 149
Figura 66 Distribuição do tamanho dos glóbulos e ajustes linear e lei de potência. 150
I Introdução
1 – Introdução
1.1– Variáveis Cataclísmicas
Variáveis Cataclísmicas (VC) são sistemas binários cerrados eruptivos onde uma anã branca (AB),
dita primária, acreta material de uma estrela anã na sequência principal ou de uma já evoluída, dita
secundária. A transferência de matéria ocorre através do extravazamento do lóbulo de Roche da
secundária. Em sistemas não magnéticos a acresção se dá através de um disco de acréscimo.
Por definição, binárias serradas são aquelas em que ocorre uma interação significativa entre as
componentes. A interação pode ser radiativa, a exemplo do aquecimento da face de uma das
componentes, por uma companheira muito quente, ou pode ser por força de maré, que distorce
ambas componentes através da combinação dos efeitos gravitacionais e da força centrífuga. Nas
VCs, as estrelas secundárias são geralmente distorcidas enquanto que as primárias, de raio pequeno
tendem a não sofrer influência dos efeitos de maré, exceto em circunstâncias especiais. Um dos
efeitos da força de maré na secundária é fazêla rotacionar em sincronia com o período orbital o que
elimina alguma excentricidade inicial da órbita. A escala de tempo para essa condição é muito
pequena quando comparada ao tempo de vida da VC. Uma exceção a essa regra são sistemas com
período orbital muito superiores a 1 dia. A figura 1 mostra um esquema de uma VC não magnética.
O sistema pode ser descrito através da generalização da terceira lei de Kepler feita por Newton:
Porb2=
42 a3
G [M 1M 2] (1)
1
I Introdução
onde a é a separação entre os centros de massa das componentes da binária e M1 e M2 as massas da
primária e secundária respectivamente.
Figura 1 – Esquema de uma variável cataclísmica não magnética e o potencial de Roche de suas componentes. A matéria da secundária, estrela da sequência principal flui pelo ponto de Lagrange L1 e tem uma trajetória balística até atingir o disco de acréscimo.
Adotandose coordenadas cartesianas, com o referencial girante na primária, o eixo X orientado na
linha dos centros de massa das componentes do sistema e o eixo Z perpendicular ao plano da órbita,
o potencial total em qualquer ponto é a soma do potencial gravitacional das componentes com o
potencial da força fictícia centrífuga. As linhas equipotenciais desse potencial total fornece os
lóbulos de Roche que dependem somente da razão de massas, q = M2/M1 e sua escala depende da
separação do sistema.
R=−GM1
x2 y2
z2
1 /2−
GM 2
x−a2y2z2
1 /2−
12orb
2 [ x−a2 y2] , (2)
2
I Introdução
onde =M 2/ M1M 2 e orb=2Porb
.
Os equipotenciais de Roche podem ser visualizados na figura 1. A forma da secundária é definida
pela superfície equipotencial constante e depende de dois fatores: primeiro a rotação que achata a
estrela no seu eixo de rotação e segundo a força de maré que alonga a estrela na direção da
companheira. O gás da secundária pode escapar de sua atmosfera para o lóbulo de Roche da
primária através do ponto de Lagrange L1 e a velocidade do fluxo nesse ponto é aproximadamente a
velocidade térmica do gás. Detalhes das linhas de fluxo de matéria nas vizinhanças de L1 são dados
por Lubow & Shu (1975).
Em sistemas não magnéticos o jato de matéria que cai na primária mas não tem energia cinética
suficiente para sair de seu lóbulo de Roche e a trajetória fica sempre dentro do mesmo. O material
acaba por entrar em órbita da primária e forma primeiramente um anel de matéria. Mas há rotação
diferencial o que gera um atrito viscoso o que aquece o gás. O calor é irradiado e as partículas que
perdem energia vão para órbitas mais baixas. Ao mesmo tempo algumas partículas se movem para
órbitas mais exteriores conservando o momento angular total inicial. O espalhamento das partículas
levam a formação de um disco, denominado disco de acréscimo. Em VC em quiescência, a
luminosidade do disco representa a maior parte do brilho do sistema e tem seu pico de emissão no
ultravioleta (UV).
3
I Introdução
1.1.1 – Sistemas magnéticos
Em sistemas nos quais o campo magnético da primária (B) é muito intenso, o fluxo de matéria pode
ser afetado pelas linhas de campo. A magnetosfera da anã branca é definida pela região na qual o
campo magnético afeta fortemente o fluxo de matéria. Para uma acresção esférica, o raio rμ da
magnetosfera é determinado pelo balanço entre a pressão magnética e a pressão de arrasto do gás
que cai:
B2r
8=r i
2r (3), onde é a densidade e a velocidade do gás. Para um dipolo
Br =
r 3 onde =BR3 que é o momento magnético da estrela. Para uma acresção estável a
taxa de perda de massa é:
M=4r ir r2 e a velocidade de queda livre é V ff= GM2
r e o raio de equilíbrio,
também chamado de raio de Alfvén é dado por:
r=2−3 /7
4 /7GM
−1 /7 ˙M−2/7 e a acresção por um jato resulta em um balanço energético onde :
B2
8=2=
M
22 sendo o raio do jato e a velocidade do jato (Mukai, 1988).
Em sistemas onde o raio de Alfvén é maior que o ponto interno de Lagrange L1, a acresção se dá
inteiramente pelas linhas de campo e não há a formação de disco de acréscimo. O campo magnético
4
I Introdução
típico para esses sistemas é entre 10 e 100 MG (Cropper, 1990). Esses sistemas tem o período
orbital sincronizado com a rotação da anã branca e são denominados Polares. A figura 2a ilustra o
esquema de uma polar. Uma evidência observacional de fortes campos magnéticos nesses sistemas é
a detecção de luz circularmente polarizada. Existem sistemas onde o campo magnético da anã
branca não é forte suficiente para prevenir a formação de um disco de acréscimo e sincronizar a
rotação da anã branca com o período orbital. Esses sistemas são denominados Polares
Intermediárias. Na maioria desses sistemas o disco se forma em uma região entre 2/3 do lóbulo de
Roche da primária e o raio de Alfvén, a partir de onde a matéria segue as linhas do campo. Temos
assim um disco truncado. A figura 2b mostra o esquema de uma Polar Intermediária.
Observacionalmente, esses sistemas não tem polarização circular detectável.
Figura 2 – Esquemas de uma variável cataclísmica polar, A e uma polar intermediária, B. As figuras foram adaptadas de Cropper, 1990 e Ghosh & Lamb, 1978 respectivamente.
Acreditase que nesses sistemas os discos tem órbitas próximas à Kepleriana. Dependendo do raio
onde as linhas de campo se ancoram no material do disco e dependendo da rotação da anã branca,
ocorrerá uma aceleração ou desaceleração da anã branca. O raio do disco onde a velocidade angular
5
I Introdução
da anã branca e do disco se equivalem é denominado raio de corrotação (rco). As regiões de captura
de matéria pelas linhas de campo onde o raio é maior que o raio de corotação agem para
desacelerar a anã branca, enquanto que as regiões onde o raio é menor tendem a acelerála. A
acresção estável pelas linhas de campo só pode ocorrer se o gás se ligar em um raio menor que o
raio de corotação. Note que se a anã branca rotacionar muito devagar, e r < rco então todo o torque
magnético age par acelerar a anã branca.
Algumas Polares Intermediárias tem anãs brancas com rotação elevada, esses sistemas são
conhecidos como estrelas tipo DQ Her. DQ Her é o progenitor da classe e tem uma anã branca com
rotação de 71 segundos (Warner, 1995 e referências nele contidas). Os sistemas Polares
Intermediários, onde há acresção em equilíbrio e o período de rotação da anã branca for menor que
120 segundos são classificados como da subclasse DQ Her.
6
I Introdução
1.2 – Novas Clássicas e Recorrentes
Durante a evolução das variáveis cataclísmicas ocorrem eventos eruptivos. Os eventos mais
impressionantes são as erupções tipo nova, onde o sistema passa a ter uma luminosidade várias
ordens de grandeza acima da luminosidade quiescente. Os sistemas mais brilhantes apresentaram
uma diferença de 19 magnitudes no brilho (por exemplo V1500 Cyg). As erupções de novas são
caracterizadas por sua curva de luz. Existem algumas novas que tem decaimento no brilho muito
mais rápido que outras. Uma classificação baseada no decaimento do brilho a partir do máximo
visual foi criada para classificar as diferentes curvas de luz observadas. O tempo para a nova decair
seu brilho a partir do máximo visual em 3 magnitudes, t3 , é o mais utilizado. As observações de
novas mostraram que há uma correlação entre t3 e a magnitude máxima da nova (Schmidt 1957,
McLaughlin 1960, Pfau 1976, Cohen 1988 e Capaccioli et al 1989). Essa relação diz que quanto
mais brilhante a erupção, mais rápido será o decaimento do brilho. Outra relação importante é que
nas novas mais rápidas (menor t3) tem o material ejetado com velocidades de expansão maiores
(McLaughlin 1960). Shara et al. (1980), obteve uma explicação teórica para essas relações. Um
resultado importante é que a magnitude no máximo visual e a velocidade de ejeção são
proporcionais à massa da anã branca.
O brilho dos eventos de nova variam de 104 a 105 Lʘ e durante a erupção são ejetados de 106 a
~104Mʘ de material para o meio interestelar sendo um importante processo de enriquecimento. As
abundâncias de Li7 nos envoltórios, por exemplo, seriam 103 vezes a abundância solar, o que fazem
das novas uma importante fonte de 7Li para a galáxia (Starrfield, 1978 e Hernanz et al. 1996). A
produção de 7Li pode ocorrer na erupção com a captura eletrônica pelo 7Be (Arnould & Norgaard,
1975; Starrfield et al. 1978 e Hernanz et al. 1996). O modo de produção do 7Li em novas é
7
I Introdução
semelhante ao das gigantes vermelhas. Os átomos de 7Be são levados às regiões superficiais pela
convecção que ocorre durante a erupção. Durante a erupção a convecção tem uma escala de tempo
menor (103 segundos) que a meia vida do 7Be (77 dias), o que possibilita os isótopos atingirem
regiões mais frias e menos densas próximas a superfície da anã branca. Assim, os átomos de 7Be
não serão destruídos pela reação 7Be(p,e+,)8B o que possibilita que a reação de captura eletrônica
7Be(e,)7Li ocorra. A massa total de 7Li ejetado é sensível às condições físicas da erupção e
portanto deve variar para cada evento eruptivo (Gehrz et al. 1998). Cálculos de Starrfield et al.
(1978) e Hernanz et al. (1996) mostram que as erupções de nova podem produzir um
enriquecimento de 7Li de pelo menos 102 a 103 vezes a abundância solar. O ponto crítico da
produção de 7Li está no histórico de temperatura da matéria e nas características da convecção do
envelope durante a erupção, fatores que dependem da classe de velocidade das novas. Outro fator
importante é a concentração inicial de 3He no envelope, já que o 3He pode ser transformado em 7Be
(3He()7Be). Simulações hidrodinâmicas mais recentes confirmam que o mecanismo de
transporte do 7Be é factível (José & Hernanz, 1998) e que em novas com anã branca do tipo CO, o
processo de produção do 7Li é mais favorecido do que em novas com anã branca do tipo ONeMg.
Os estudos também apontaram a importância do quaseequilíbrio entre o 7Be e o 8B acionado pela
eficiência da fotodesintegração do 8B (8B(,p)7Be) em favor da sobrevivência do 7Be durante a
temperatura de pico. Os cálculos mostraram que uma anã branca de 1,15 Mʘ com envoltório
acretado de 105 Mʘ produziria 1010Mʘ de 7Be, mas a quantidade de 7Li produzido no processo ainda
é incerta. Cálculos de Gehrz et al. (1998) mostram que as novas podem contribuir com pelo menos
10 a 20 % do 7Li galáctico.
8
I Introdução
1.2.1 – Mecanismo de erupção
O mecanismo de erupção em variáveis cataclísmicas responsável pelo fenômeno das novas é
razoavelmente bem conhecido. A anã branca acumula em sua superfície material rico em
hidrogênio da secundária em um fino envelope. Conforme esse material vai se acumulando, a
pressão na base do envelope aumenta até um ponto no qual a queima nuclear ocorre. Essa condição
é chamada pressão crítica, Pcrit , que depende da massa da anã branca, de sua temperatura
(luminosidade) e da taxa de acresção. Os estudos realizados por Shara et al. (1980) e Fujimoto
(1982) mostram que o valor de Pcrit é da ordem de 101819 dyn.cm2. Devido a dependência de Pcrit às
características de cada sistema as massas do envelope variam da ordem de 5 x 103 Mʘ para anãs
branca de 0.6 Mʘ a 3 x 105 Mʘ para anãs brancas de 1 Mʘ (Starrfield 1989). Os primeiros estudos
de erupções através de modelos hidrodinâmicos acoplados as cálculo de produção de energia foram
realizados por Starrfield et al 1972,1974,1974b e Sparks, 1969 e 1976. A fonte de energia que
alimenta a erupção vem de uma detonação termonuclear (DTN) na base do envelope rico em
hidrogênio. A DNT ocorre através do ciclo CNO fora do equilíbrio em um gás degenerado (vide
figura 3). Os primeiros modelos calculados por Starrfield et al. 1972 mostraram que uma condição
necessária para haver ejeção de matéria pela anã branca durante a erupção é o enriquecimento de
CNO no envelope (a figura 4 mostra o enriquecimento para um modelo de nova com anã branca de
CO de 1,15 M (José & Hernanz, 1998). Os modelos com abundância solar não geraram uma taxa de
queima suficiente (nuc = 1016 erg.s1.g1) para haver ejeção de matéria, como mostram as evidências
observacionais de novas. Durante o pico da queima nuclear através do ciclo CNO a temperatura
atinge mais de 108 K e a taxa de queima é de nuc > 1018 erg.s1.g1.
9
I Introdução
Figura 3 – Esquema da queima nuclear do hidrogênio pelo ciclo CNO, adaptado de Hernanz 2004.
A taxa de queima nuclear do ciclo CNO é limitada pelas meias vidas dos elementos +instáveis, o
que não depende das condições físicas do gás como a temperatura ou densidade. Isso significa que a
energia produzida dependerá das abundâncias de CNO e das meias vidas dos elementos +instáveis.
As meias vidas desses elementos são da ordem de 103 segundos. A energia gerada na base do
envelope não pode ser dissipada radiativamente e o grande gradiente de temperatura faz com que
haja dissipação por convecção. A convecção leva os elementos +instáveis para a superfície já que a
escala de tempo convectivo é da mesma ordem das meia vidas desses átomos. Esse processo leva
para a superfície 1013 erg.s1g1 (Starrfeild et al. 1974), o que faz as camadas externas aquecerem e se
expandirem. O aquecimento das camadas externas diminui o gradiente de temperatura o que faz
cessar a convecção. Como serão as camadas externas que serão ejetadas, as abundâncias nelas
observadas não corresponderão a do ciclo CNO em equilíbrio a qualquer temperatura. Nesses
modelos, a erupção e a ejeção de matéria podem ocorrer em sistemas onde a anã branca tiver massa
10
I Introdução
maior que 0,5 Mʘ. Os cálculos mostraram que a erupção ejeta somente 10% do material acretado e
que o material remanescente na anã branca, rico em hidrogênio, continuava a queimar em equilíbrio
hidrostático a uma taxa de 108 erg.s1g1 . Essa queima ocorre pela reação prótonpróton, (pp),
corresponde a fase de luminosidade bolométrica constante observada em todas as novas. Esse
resultado sugeriu que deveria haver uma fase de ejeção contínua após a erupção. A ejeção contínua
por ventos seria mais importante nas novas com anãs brancas menos massivas, nas quais o envelope
remanescente seria bem mais massivo e a queima do hidrogênio (pp) pode durar mais tempo. Outro
resultado importante obtido foi que os modelos com anãs brancas mais massivas ejetavam mais
matéria, a velocidades maiores na fase inicial da erupção.
11
I Introdução
Figura 4 – Variação da abundância no envelope de uma nova com anã branca de CO, 1,15 Mʘ e com mistura de 50% figura adaptada de José & Hernanz, 1998.
O processo de ejeção de matéria tem duas fases principais, a ejeção inicial, dinâmica, devido a
expansão do gás que perde a degenerescência e a fase de ejeção constante por ventos radiativos. A
importância relativa de cada processo não está bem esclarecida ainda, mas os modelos
hidrodinâmicos indicam que para novas rápidas o processo dinâmico é mais importante enquanto
que para as novas lentas, a ejeção por ventos parece ser mais importante.
Os primeiros cálculos de ejeção de matéria em erupções de novas foram feitos por Sparks, 1969. O
modelo de Sparks, 1969 constitua de um modelo hidrodinâmico 1D com dependência temporal e
com transporte de energia por radiação e convecção. Seus cálculos foram realizados para uma anã
branca de 1 Mʘ com um envelope de 103 Mʘ de composição solar enriquecida de CNO. A ejeção
dependia de três processos físicos e suas escalas de tempo. A escala de tempo dinâmica do
envelope, dado pelo tempo necessário para uma onda sonora atravessar o meio, ts; a escala de
12
I Introdução
tempo radiativa, correspondente ao tempo necessário para a radiação atravessar o envelope, tr; e a
escala de tempo da energia, correspondente a escala de tempo na qual a energia é injetada no
envelope, te. A ejeção ocorrerá por choque se te < ts . A ejeção ocorrerá por pressão se ts<
te < tr . A ejeção por choque se deve a uma onda de choque gerada na camada acima da camada
que queima, durante o pico de temperatura da DTN. A onda de choque se move para as camadas
externas menos densas e é acelerada. Quando o choque atinge a superfície, ele aumenta a
velocidade dessas camadas chega até 7400 km.s1. A ejeção por pressão ocorre devido ao efeito do
aumento da temperatura e diminuição da opacidade que ocorre camada a camada, transportando
energia para as camadas externas. Esse processo gera uma onda de pressão que ejeta as camadas
externas. As diferenças entre a ejeção por choque e por pressão podem ser observadas nos
envoltórios de novas. A ejeção por choque gera uma ejeção mais rápida e com maior dispersão de
velocidades que a ejeção por pressão. Mais material é ejetado por choques, além disso a subida da
curva de luz para a ejeção por pressão é bem mais lenta que a mesma por choque. Após essa fase
inicial de ejeção, a DTN cessa e a queima continua hidrostaticamente na base do envelope. A queda
de temperatura faz aumentar a opacidade, o que possibilita a ejeção por ventos espessos, ou ejeção
contínua. Os primeiros estudos de ventos oticamente espessos foram feitos por Bath & Shaviv, 1976.
Nesses primeiros modelos o material da base do envelope era acelerado pela pressão de radiação e a
principal fonte de opacidade era o espalhamento. Seus resultados mostram que a pressão de
radiação é a força dominante no processo de ejeção e a energia associada a pressão de radiação é da
mesma ordem de grandeza da energia cinética do material ejetado. Modelos posteriores de ejeção
por ventos espessos foram obtidos por Kato & Hachisu, 1994. A principal diferença foi a introdução
de novas opacidades, (OPAL, Rogers & Iglesias, 1992) que eram em média 3 vezes maiores que as
opacidades utilizadas anteriormente. O efeito imediato da nova opacidade foi reduzir a duração da
13
I Introdução
curva de luz e a massa do material ejetado (em 20x) e a aumentar velocidade do material ejetado
(em 3x) (Starrfield et al. 1998, Hernanz & José 2004). Os modelos de vento espesso consistem de
uma sequência de modelos estáticos. Os modelos são calculados em resolvendo as equações de
movimento, transporte de energia, continuidade em simetria esférica e de conservação de energia.
Modelos estáticos com massas de envelope cada vez menores são obtidos a fim de se obter uma
curva de luz. As curvas de luz observadas no óptico e no ultravioleta são utilizadas como vínculo
para ajustar as curvas de luz dos modelos. Os resultados dos cálculos mostram que o pico da
opacidade ocorre em logT = 5.2 e corresponde principalmente a opacidade do ferro. Como a
opacidade depende da abundância de metais, as novas com ventos mais velozes deveriam ter uma
grande abundância de metais, mas este efeito não encontra suporte nas observações de novas. Os
cálculos mais recentes foram feitos por Yaron et al. 2005 que utilizaram um código hidrodinâmico
de evolução estelar, com uma rede completa de reações nucleares e um algorítimo de perda de
massa Lagrangiano. A solução de vento encontrada é espacialmente uniforme (simetria esférica),
supersônico e oticamente espesso. Além disso a solução é estável, ou seja a taxa de perda de massa
é constante. Os seus modelos levam em conta os efeitos da pressão de radiação, aquecimento devido
a acresção e a convecção, que é desligada no momento que a aceleração pela radiação se torna
importante. Yaron et al. 2005 obtiveram uma grade de modelos que reproduz a grande variedade de
novas clássicas e recorrentes observadas com respeito a duração da erupção, ou curva de luz mas
não reproduzem as relações entre a magnitude absoluta visual no máximo e o tempo de decaimento
com a velocidade de expansão do envelope observadas em novas. Os cálculos foram obtidos para
anãs brancas de 0.4 a 1.4 Mʘ , taxa de acresção média entre 107 a 1012 Mʘ.ano1 e temperatura
central (relacionada a luminosidade da anã branca) entre 1x107K e 5x107K. Esses cálculos
mostraram que em anãs brancas mais frias, o calor gerado na base do envelope é conduzido com
14
I Introdução
mais eficiência para o centro e isso atrasa a ignição do hidrogênio, resultando em um tempo maior
de acresção, levando a uma maior massa acretada no envelope. Outro resultado obtido foi de que
nos modelos de anãs brancas com mesma massa, quanto maior a taxa de acresção média, menor foi
a fração de elementos pesados no material ejetado. Esse fator está relacionado ao tempo que dura a
acresção e o tempo disponível para o enriquecimento via difusão e abrasão causada pelo disco de
acréscimo, (em sistemas não magnéticos). O mesmo se observou na amplitude da erupção, maiores
amplitudes para taxas de acréscimo mais baixas. Esse fato se deve a temperatura máxima obtida
durante a DTN, o que se traduz na violência da erupção. A razão entre as massas acretadas e
ejetadas > 1 nos modelos com a anã branca quentes ou frias e com taxas de acréscimo mais altas
(108107Mʘ .ano1). Isso significa que a massa da anã branca pode aumentar, tornandose então uma
candidata a uma supernova tipo Ia.
A principal dificuldade dos modelos de vento espesso está em reproduzir a massa de material
ejetado medido nas novas. Os modelos obtém uma massa ejetada de uma fator de 10 a 100 vezes
menor que o observado. Além disso, existem muitas incertezas nos processos que ocorrem antes e
durante a erupção. Por exemplo, o crescimento da convecção da região de queima e sua subsequente
retração em massa enquanto o envelope relaxa do pico da erupção implica que deve haver uma
variação considerável nas abundâncias dos elementos e isótopos através das camadas do envelope
(Starrfield et al. 2000). A observação de gradientes de abundância radial em envoltórios de nova
pode dar novas informações sobre a convecção durante a DTN. Os modelos evolucionários que
usam a opacidade OPAL (Rogers & Iglesias, 1992), fazem com que a energia das reações nucleares
seja capturada mais efetivamente pelo material do envelope causando um aumento mais efetivo da
temperatura para uma dada taxa de acréscimo de matéria. Nessas condições a DTN irá ocorrer mais
cedo, com menos material acumulado no envelope e consequentemente menor massa ejetada.
15
I Introdução
Starrfield et al. 1999 propôs que a mistura do material rico em hidrogênio acretado com uma
camada rica em hélio remanescente da erupção anterior reduziria a opacidade e permitiria mais
massa ser acretada antes da erupção. Além desse efeito, essa mistura reduziria a fração de
hidrogênio, fazendo com que a fase de queima pelo processo pp que ocorre antes da erupção seja
menos intensa, o que prolongaria a fase de aquecimento da base do envelope até o ciclo CNO
predominar. Outro fator que também afeta os resultados dos atuais modelos de vento espesso é a
eficiência do transporte convectivo. Um transporte mais eficiente acarretaria em um aquecimento
maior das camadas superiores e consequentemente uma maior ejeção de massa. Além disso, o
material seria ejetado a velocidades maiores. Por exemplo, se dobrarmos a eficiência do transporte
convectivo teremos um aumento de fator 10 na massa ejetada e um fator 3 na velocidade de
expansão do envelope (Starrfield et al. 2000). A luminosidade da anã branca também tem efeito nos
resultados da quantidade de massa ejetada pelos modelos de vento espesso. Por exemplo se a
luminosidade da anã branca for reduzida por um fator 3, acarretaria em uma erupção com ejeção de
7 vezes mais material e com velocidades 4 vezes maiores (Starrfield et al. 2000).
Outra dificuldade é explicar como ocorre o enriquecimento de CNO do envelope, necessário para
ocorrer a erupção e a ejeção de matéria. Os últimos estudos dos processos de mistura entre o
material rico em CNO da anã branca com o material rico em hidrogênio do envelope mostram que
há quatro mecanismos possíveis (Sparks et al. 1990, Livio 1994, Truran, 1997). Existem dois
processos difusivos e dois processos abrasivos. Dois deles ocorrem durante a fase de acresção de
matéria, a difusão e a abrasão pelo disco de acréscimo. A abrasão pelo disco de acréscimo pode
gerar um gradiente de abundâncias entre as regiões polares e equatorial dos remanescentes de nova.
A difusão pode gerar um grande enriquecimento quando a taxa média de acréscimo de matéria é
baixa, 1010 Mʘ.ano1 ou menos (Livio 1994). As outras duas ocorrem quando a convecção é
16
I Introdução
importante. Uma é o “convective undershooting” que ocorre durante a propagação da queima
durante o pico das reações nucleares (Woosley 1986). Esse processo é descrito como a penetração
de elementos convectivos abaixo da interface da superfície da anã branca e a base do envelope. Os
estudos com modelos 2D de Hurlburt et al. 1994 mostraram que o “convective undershooting” é
um processo importante na erupção das novas. Cálculos hidrodinâmicos em 2D mostram que o
“convective undershooting” (Glasner et al. 1997 e Kercec et al. 1997) ocorre somente quando a
DTN está próxima do pico e que pode enriquecer o envelope em CNO em mais de 30%. Se a anã
branca tem rotação significativa, a quantidade de “undershooting” deve variar em camadas
cilíndricas e portanto devese esperar que haja diferença nas abundâncias das regiões polares e
equatoriais, que seriam observadas nos envoltórios de novas. O outro processo é a “convective
driven shear mixing” ou mistura por cisalhamento convectivo (Kutter & Sparks 1989). Nesse
processo as células convectivas que descem da superfície transportam momento angular das
camadas mais externas, que giram mais rápido, para as camadas profundas do envelope, o que faz as
camadas da base do envelope acelerarem sua rotação. Essa aceleração pode gerar uma abrasão das
camadas da anã branca o que leva à mistura. Mais recentemente, Rosner et al. 2001 e Alexakis et al.
2001 conseguiram reproduzir as abundâncias observadas nos envoltórios de novas através da
mistura por “convective undershooting” entre as camadas do envelope e da anã branca através do
fluxo convectivo, calculando as instabilidades em regimes não lineares.
17
I Introdução
1.2.2– As DTNs e as propriedades do envoltório
Os modelos de erupção de nova são frequentemente esféricos, mas as nebulosas de novas são, na
sua maior parte, elípticas ou bipolares. Também se observam estruturas como capas polares, anéis
equatoriais e condensações. Para se explicar essas diferenças alguns autores propuseram que o
material ejetado interagia com a secundária através do movimento da órbita. Outros fatores, tais
como a rotação da anã branca e do envelope também afetariam a ejeção. Cálculos hidrodinâmicos
em 2.5D que mostram o efeito do movimento da secundária no material ejetado foram feitos por
Lloyd et al. 1997. Cálculos que avaliam o efeito da rotação do envelope foram realizados por Porter
et al. 1998. O efeito da rotação da anã branca na erupção e ejeção de matéria foram obtidos por
Scott, 2000. O efeito do movimento da secundária dentro de um envelope comum que ocorre na fase
de ejeção contínua se dá através de uma força de arrasto, que transfere momento angular para o
material em expansão. Os modelos obtidos reproduziram as capas polares, anéis equatoriais e halos
difusos observados em novas. Apesar disso, os envoltórios obtidos tinham a forma oblata, enquanto
que os remanescentes observados tem uma forma prolata (Porter et al. 1998). O grau de assimetria
do remanescente dos modelos varia de acordo com a classe de velocidade da nova, novas rápidas
tendem a ter um envoltório mais esférico enquanto nas novas lentas, a razão axial é maior. Esse
resultado está relacionado a velocidade de expansão do material ejetado, maior nas novas rápidas,
onde a interação com a secundária tem menor intensidade. A relação entre classe de velocidade e
assimetria do remanescente observado no óptico é verificada empiricamente nos envoltórios de
novas (Slavin et al. 1995). O problema dos remanescente oblatos foi resolvido quando se adicionou
a influência da rotação do envelope nos cálculos hidrodinâmicos (Porter et al. 1998). A combinação
entre o movimento orbital e a rotação do envelope produz remanescentes prolatos, com capas
18
I Introdução
polares e anéis equatoriais. A rotação do envelope se deve ao disco de acréscimo, em atrito com
suas camadas superiores. O outro parâmetro que influencia a forma do envoltório ejetado é a
rotação da anã branca. Podem, são poucos sistemas que possuem essa grandeza conhecida. Nas
Polares Intermediárias, em particular nas DQ Her, as anãs brancas tem velocidades de rotação muito
altas, com períodos da ordem de dezenas de segundos. Essas velocidades de rotação tornam anã
branca prolata, o que gera gradientes latitudinais da gravidade efetiva. A DTN é fortemente afetada
pela gravidade efetiva local, ou seja a DTN será mais intensa nas regiões onde a gravidade efetiva
for maior. Envoltórios prolatos foram observados em sistemas com períodos orbitais muito maiores
que a escala de tempo de expansão do material ejetado, como em novas recorrentes (RS Oph). RS
Oph mostrou um envoltório bipolar poucos dias após as erupções de 1985 e de 2006 (Taylor et al.
1989, O'Brien et al. 2006 e Bode et al. 2007), indicando que a forma do envoltório está relacionada
as características intrínsecas da anã branca. Os cálculos de Scott (2000) mostram que o raio nos
polos é menor que nas regiões equatoriais e que a taxa de produção de energia nuclear varia com nuc
R13.6. Por exemplo, uma diferença de 1,8% no raio acarretaria uma produção de energia 27%
maior. Assim, as regiões polares teriam reações mais intensas e alcançariam temperaturas mais
extremas. O efeito disso seriam velocidades de expansão maiores nas regiões polares e uma possível
diferença de abundâncias entre carbono e oxigênio, (C/O), entre as regiões polares e equatoriais. A
temperaturas mais altas a abundância de C/O aumenta pois mais oxigênio é convertido em
nitrogênio. Dependendo da diferença de temperatura entre as regiões polares e equatoriais e da
temperatura máxima nos polos, poderemos ter C/O > 1 nos polos e C/O < 1 no equador. Como o
tipo de grãos de poeira formado no envoltório depende da abundância relativa de C/O, poderíamos
observar grãos de silicato (C/O <1) nas regiões polares e grãos de carbonato (C/O >1) nas regiões
equatoriais. Por exemplo, uma diferença de 1,5% a mais na temperatura de Fermi nos polos, irá
19
I Introdução
acarretar um aumento de 32% da razão C/O quando comparado com as regiões do equador (Scott,
2000). As observações no infravermelho mostram que a escala de tempo de formação de grãos de
poeira para os dois tipos de grãos é diferente (Gehrz, 1992), o que poderia indicar uma diferença nas
abundâncias de C/O nas diferentes direções do envoltório da nova, como observados em RR Pic
(Evans et al. 1992). Mas devese considerar que em novas onde o remanescente é uma fonte
ionizante muito quente, a estabilidade da molécula de CO depende das condições locais como
mostram as observações das emissões de CO em 5m e 2,4m em algumas novas (Rawlings, 1988).
Portanto, em um envoltório heterogêneo poderia haver regiões favoráveis a estabilidade da
molécula de CO, onde o tipo de poeira formado seria dependente da razão C/O. Outras regiões
poderiam ser desfavoráveis a estabilidade da molécula de CO o que possibilitaria a formação de
grãos de poeira de silicato e de carbonato simultaneamente. Os modelos de Scott (2000) mostram
que em novas cujas anã branca tem velocidade de rotação pequena, o envoltório será esférico, em
novas com anãs brancas com período de rotação da ordem de 100 segundos, os envoltórios serão
prolatos e em anãs brancas com rotação elevada, da ordem de dezenas de segundos, a geometria do
envoltório será bipolar. Este autor obteve uma relação entre a razão axial (razão de velocidades) e o
período de rotação da anã branca que depende da massa da anã branca. A figura 5, modificada de
Scott (2000), mostra as regiões onde se deve ter envoltórios esféricos, prolatos e bipolares em
função da massa da anã branca e do seu período de rotação.
20
I Introdução
Figura 5 – Relação entre a massa da anã branca e o período de rotação. A linha significa uma razão axial maior que 5% e as regiões acima são de envoltório circular (GK Per e V1500 Cyg), abaixo as regiões de envoltórios prolatos (DQ Her) e bipolar (RS Oph).
Outra característica observada nos remanescentes de novas são a presença de condensações de
matéria ou glóbulos. Algumas poucas novas tem seu envoltório observado com resolução espacial.
Imagens do telescópio espacial Hubble de HR Del (Harman & O'Brien, 2003) mostram um
envoltório assimétrico com condensações de matéria. Estudos espectrais de Williams (1994)
mostraram que a intensidade do dubleto [O I] 6300,6364 nas novas só pode ser explicada com a
presença de regiões neutras em condensações de matéria. Além disso, a razão dessas linhas indicam
um grande opacidade ( ~12), o que não poderia ser obtido em um envoltório homogêneo. Além
da pouca informação que se tem das condensações, pouco se sabe sobe a sua formação e
sobrevivência durante a evolução da nova. Os glóbulos ou condensações podem se formar nos
estágios iniciais da erupção. Anisotropias nas condições da DTN devido aos gradientes de gravidade
efetiva geram anisotropias térmicas (Shara, 1994). A estabilidade do remanescente depende da taxa
de resfriamento (radiativo) e da presença de choques (se observa várias velocidades características
21
I Introdução
para a expansão do envoltório em diversas fases da evolução). Se o resfriamento for muito intenso, o
envoltório se tornará instável (RayleighTaylor) e irá se fragmentar. Quanto maior a escala
característica do resfriamento, menor será o tamanho das condensações (Lloyd et al. 1997). Para
fluidos compressíveis o tamanho máximo da condensação está relacionado à escala característica de
resfriamento e ao índice adiabático . A evolução do raio do envoltório está relacionada a
velocidade de expansão e portanto ao tempo de decaimento t3. Com isso podese obter uma relação
na qual as novas rápidas com t3 < 12,4 dias, o tamanho máximo da condensação será da ordem da
metade do raio do envoltório. Para t3 > 12,4 dias, o tamanho máximo das condensações diminui com
o aumento de t3, como mostra a figura 6, obtida por Lloyd et al. 1997. Apesar do tamanho máximo
das condensações poder ser estimado, a distribuição de tamanhos e densidades não pode ser
determinada. Pouco se conhece também sobre a influência da presença das condensações nos
espectros nos modelos de envoltórios de novas. Diaz, (2001) mostrou que a presença de
condensações afeta a distribuição e abundâncias dos diversos íons no envoltório, afetando o espectro
total observado.
22
I Introdução
Figura 6 – No gráfico da esquerda temos o tamanho máximo da condensação máx em função da escala característica de resfriamento rc, ambos em função do raio do envoltório. Na figura da direita o mesmo tamanho máximo da condensação relativo ao raio do envoltório L/r em função da classe de velocidade da nova, dada por t3.
A escala de tempo de sobrevivência dos glóbulos nos envoltórios de novas é desconhecida. No
cenário de nebulosas planetárias (NP), cálculos de Mellema et al. (1998) mostraram que as
condensações podem sobreviver 250 anos até perderem 50% de sua massa por fotoevaporação e
todo o processo duraria da ordem de 1000 anos. Mas em seus cálculos, as condensações eram
maiores (2 x 1016 cm), mais massivas (2,3 x 105 Mʘ) e mais distantes da fonte ionizante central (1018
cm) quando comparado ao cenário das novas. Bertoldi & McKee (1990) deduziram que a pressão de
fotoevaporação é proporcional a raiz quadrada da razão entre o fluxo ionizante e o produto da
distância da fonte central com o tamanho da condensação. Utilizando essa relação entre os
parâmetros físicos pode se fazer um escalonamento para as condições médias dos envoltórios de
novas. O resultado obtido é de que a pressão de evaporação pode ser 40 vezes maior em novas
quando comparadas com as NP. Como a taxa de perda de massa da condensação é proporcional a
pressão de fotoevaporação, a sobrevivência dos glóbulos de matéria em novas pode ser bem mais
23
I Introdução
curta. Mas há outros fatores que influenciam essa estimativa, como o caminho que os fótons
percorrem até interagir com os glóbulos. Pode haver, por exemplo, ocultação parcial de uma
condensação por outra e isso pode aumentar a sobrevida em ~ 30% (Lim & Millema, 2003). Além
disso imagens de GK Per mostram a existência de condensações de matéria mais de 100 anos após a
erupção da nova (Slavin et al. 1995 e Bode, 2004). São necessários mais estudos a respeito da
sobrevivência das condensações em novas a fim de se esclarecer o que ocorre nos seus envoltórios.
Do ponto de vista observacional, os espectros dos envoltórios de novas sofrem uma evolução,
conforme as condições físicas se modificam. Essa evolução evidencia a presença de
heterogeneidades no envoltório. No início da erupção, antes do máximo visual, o espectro é
característico de um meio oticamente espesso que esfria, ou seja há linhas de absorção desviadas
para o azul com ocasional perfil P Cygni. Na fase seguinte, após o máximo, se desenvolvem linhas
de emissão permitidas, como as de H, CaII, NaI, FeII e OI no visível e infravermelho próximo.
Durante o declínio as componentes de absorção tornamse mais fracas até desaparecerem no fim do
declínio. Durante essa fase surgem algumas linhas proibidas, como por exemplo [OI] 6300,6364
e [N II] 5755. No espectro nebular, as linhas de emissão proibidas como por exemplo [O III]
4959,5007 são mais intensas que as linhas permitidas não Balmer. Nessa fase podem aparece
simultaneamente linhas de elementos altamente ionizados, como FeVII. Na fase nebular o gás é
oticamente fino e os diagnósticos físicos e de abundância podem ser obtidos (vide item 1.2.3 a
seguir).
Com base na grande cobertura espectral disponível, Williams et al. (1991) popuseram uma
classificação espectroscópica (sistema de classificação de Tololo) para os espectros de emissão de
novas. Essa classificação leva em conta as mudanças na fotoionização causada pela fonte central a
medida que sua radiação endurece e a densidade do gás ejetado diminui. A classificação é dividida
24
I Introdução
em quatro fases, como mostra a tabela 1.
Fase [C] Se [FeX] 6375 está presente e for mais intenso que [Fe VII] 6087
Fase [P] Se não [C], é [P] se a linha mais intensa não Balmer for transição permitida.
Fase [A] Se não [C], é [A] se nenhuma linha proibida for mais intensa que a linha não Balmer permitida mais intensa.
Fase [N] Se não [C] ou [A] é [N] se a linha mais intensa não Balmer for uma transição proibida.
Tabela 1 – Classificação espectroscópica de novas em erupção, sendo C a fase coronal, P, principal, A, auroral e N, nebular.
Cada uma dessas fases tem subclasses que dependem da intensidade das linhas não Balmer do
espectro. A maior parte das novas são classificadas em duas classes espectrais: as FeII e as He/N,
dependendo se o espectro próximo do máximo tem as linhas permitidas intensas de FeII ou de
HeI,II e NII,III. As novas cujo espectro mostram velocidades mais baixas são do tipo FeII e
normalmente evoluem para um espectro auroral com nitrogênio ou oxigênio dominante. Novas com
velocidades de expansão acima de 2500 km.s1, normalmente do tipo He/N, tendem a evoluir para o
tipo neônio e/ou coronal. As observações espectroscópicas de envoltórios de novas fornecem os
principais vínculos para os modelos de fotoionização que serão tratados em detalhe na próxima
seção.
25
I Introdução
1.2.3 – Modelos de fotoionização do envoltório de novas
Uma enfoque diferente para analisar as propriedades dos envoltórios de novas e de sua fonte
ionizante consiste em utilizar modelos de fotoionização. Os modelos consistem em uma fonte
ionizante que pode ser a anã branca quente pós erupção e uma região nebular constituída pelo
material ejetado durante a erupção. O contínuo em raiosX e UV e as linhas observadas servem
como vínculos físicos aos modelos. Medidas independentes de abundância, temperatura da fonte
central e geometria (tamanho e densidade) também podem ser utilizadas para a restrição dos
modelos. Os primeiros códigos para o cálculo de modelos de fotoionização, utilizados para modelar
regiões HII e nebulosas planetárias, foram obtidos por Flower (1968), Harrington (1968) e Rubin
(1968). Esses primeiros códigos incluíam os processos básicos de ionização e recombinação do
hidrogênio e do hélio, balanço térmico e tinham simetria esférica (unidimensional). Entretanto o
sucesso desses códigos era limitado pela falta de dados atômicos, além da falta de processos físicos
importantes, como o efeito da troca de carga e da recombinação dieletrônica (Aldrovandi &
Péquignot 73, Storey, 1981) que não eram considerados. A evolução dos modelos de fotoionização
se deu gradualmente, com avanços na física atômica e na tecnologia dos computadores. O uso de
uma gama maior de íons nos modelos de fotoionização foi possível com o trabalho de Reilman &
Manson (1979) e posteriormente por Hummer et al. (1993) que obtiveram os valores da seção de
choque de fotoionização para novos íons. A maior parte dos códigos de fotoionização incluem as
taxas de recombinação em função da temperatura. Uma questão importante para as soluções
encontradas pelos modelos, ou seja o espectro emergente da nebulosa, é a condição física do local
onde são feitos os cálculos. Os primeiros modelos unidimensionais (1D) utilizavam o plasma em
26
I Introdução
equilíbrio termodinâmico local (ETL), nessas condições, a população de velocidades dos elementos
seguem a distribuição de Maxwell e a estatística dos níveis eletrônicos e de ionização seguem a
distribuição de Boltzmann e Saha. Ou seja a população dos níveis vai ser determinada diretamente
pelo campo de radiação e pela pressão do gás (colisões). Com as relações termodinâmicas de um
gás perfeito chegase a uma relação na qual a estatística das populações dos níveis eletrônicos é
definida pela temperatura e densidade do gás. Assim temse que a distribuição de velocidades, a
população de níveis de energia eletrônica e a intensidade do campo de radiação são funções da
temperatura. Uma condição para se assumir o ELT está no fato da nebulosa ser oticamente espessa
para o contínuo e a contribuição colisional for muito mais importante que a radiativa (alta
densidade) neste caso o campo de radiação se aproxima de uma distribuição de Planck. Mas essa
aproximação não é válida para envoltórios de novas, que são oticamente finos e pouco densos,
condições em que a contribuição radiativa para excitaçãodesexcitação é mais importante.
Hauschildt et al. (1997) mostrou que a complexa formação de linhas em atmosferas de novas só
pode ser descrita adequadamente através de um modelo detalhado em não equilíbrio termodinâmico
local (NETL). Além disso, as principais linhas no espectro óptico são NETL e as linhas
provenientes do ETL não tem efeito no espectro óptico em seus modelos. A condição de NETL
afeta as intensidades das linhas nos espectro de novas, em todas os comprimentos de onda, como
mostram os cálculos de Hauschildt et al (1997). Apesar do avanço no tratamento das condições
físicas do plasma, a geometria desses modelos era esférica (1D). Modelos tridimensionais (3D)
foram propostos por Baessgen et al. (1990), Gruenwald et al (1997) e Ercolano et al. (2003), mas o
tratamento estatístico é em ETL. Ercolano et al. (2003) comparou seu código (MOCASSIN), que é
baseado no método Monte Carlo, com outros códigos, como o CLOUDY (Ferland 2005), que é
NETL. Os modelos de uma nebulosa planetária padrão oticamente fina com temperatura da fonte
27
I Introdução
central de 75000K mostraram diferenças significativas nos fluxos das linhas de emissão. A
diferença em H foi da ordem de 10%, enquanto que as linhas de oxigênio proibidas, como [O III]
5007 a diferença foi de ~30%. Algumas linhas tiveram diferenças de até 70% no fluxo. A
comparação foi feita entre a versão 1D do MOCASSIN, que tem tratamento da radiação difusa
utiliza a aproximação “onthespot”, ou seja a radiação difusa tem direção radial saindo da
nebulosa, como faz a versão do CLOUDY. Esses resultados evidenciam a necessidade de os
modelos de fotoionização de novas tenham por princípio um tratamento NETL. A geometria da
região emissora pode ser de dois tipos fundamentais, ou limitada pela matéria ou limitada por
radiação. No caso de uma geometria limitada pela matéria, o limite externo da região de emissão de
linhas coincide com a região externa do envoltório. Neste caso ela é totalmente ionizada e
oticamente fina ao contínuo incidente. Nos envoltórios nesta condição, a luminosidade das linhas de
recombinação oticamente finas é definida pelo produto entre a densidade e o volume do gás e não
está relacionada diretamente com a luminosidade da fonte central. Na geometria limitada pela
radiação o limite externo da região de emissão coincide com a frente de ionização do hidrogênio.
Portanto nesses envoltórios coexistem gás quente e ionizado com gás frio e neutro. A parte ionizada
do gás é oticamente espessa ao contínuo ionizante. Neste caso a luminosidade das linhas de
recombinação depende da luminosidade da fonte central, com menor dependência das propriedades
do envoltório. Nas novas a geometria mais adequada para a fase nebular é a limitada pela matéria, o
que torna importante a definição das propriedades do envoltório. Assim os modelos de novas
utilizam um código de fotoionização NETL (por exemplo o CLOUDY, Ferland 2005). Os modelos
atuais de envoltórios de novas usualmente utilizam uma geometria esférica, com um perfil de
densidade que decai com o raio do envoltório. Mas as observações mostram que essa aproximação
está longe da realidade das novas e ainda não se sabe exatamente o quanto as estruturas e a presença
28
I Introdução
de condensações afetam os parâmetros obtidos pelos modelos. Os espectros gerados pelos modelos
não conseguem reproduzir algumas características dos espectros observados, como a presença e
intensidade de linhas de íons de baixa e alta ionização simultaneamente durante toda a evolução do
envoltório. Alguns autores utilizaram modelos esféricos (1D) com a adição de um parâmetro extra
como um perfil de densidade arbitrário a fim de reproduzir algumas das características do espectro
observado. Mas os modelos 1D não podem reproduzir qualquer tipo de geometria, como por
exemplo uma estrutura bipolar ou a presença de condensações. Modelos pseudo3D foram propostos
por Diaz (2001) e Morisset et al. (2005), esses modelos consistem em vários modelos 1D
combinados através de uma soma ponderada pelo volume. Esses modelos tem a vantagem de tratar
de forma mais realista a geometria e de ser muito mais rápido de ser calculado do que modelos
totalmente tridimensionais. A desvantagem é de não tratar as interações não radiais, como o efeito
da radiação difusa com autoconsistência. Os modelos totalmente tridimensionais atuais (Ercolano
et al. 2003) são baseados no método de Monte Carlo e podem tratar até a componente difusa da
radiação. Mas esses códigos exigem grande capacidade computacional e tem um vasto espaço de
parâmetros, além dos cálculos serem em ETL. O esforço de cálculo nesse caso aumenta
consideravelmente com a estruturação do envoltório. Os parâmetros necessários para os cálculos são
geralmente grandezas físicas que não são bem conhecidas ou indetermináveis através das
observações, o que pode significar obter modelos não realísticos.
O esforço em se determinar as geometrias dos envoltórios de novas através de modelos
hidrodinâmicos, combinados a efeitos de rotação do sistema e da anã branca além da presença de
condensações de matéria é fundamental para se obter modelos de fotoionização mais realísticos.
Quando se combinam essas informações dos modelos de fotoionização com observações
espectroscópicas com resolução espacial, os modelos de envoltório podem ser melhor restringidos e
29
I Introdução
os fenômenos físicos que acontecem durante o evento nova podem ser melhor entendidos.
Alguns objetos podem ter uma contribuição significativa da excitação eletrônica dos íons através de
choques. Um estudo realizado por Contini & Prialnik (1997) na nova recorrente T Pyx mostrou que
os choques contribuíam com os fluxos de linhas de baixa ionização, como [O I] 6300,6363 e [S
II] 6717,6731. Essa nova recorrente possui sistemas com diversas velocidades coexistindo e alta
taxa de acréscimo (ventos do disco de acréscimo) com uma luminosidade UV de 120Lʘ. O modelo
de ionização de T Pyx de Contini & Prialnik (1997) é composto por duas regiões importantes, uma
onde os processos radiativos dominam a excitação e outra, mais distante, na qual o efeito dos
choques é dominante. Na região de excitação por choques, as linhas de [N II] 6548 são 500 vezes
mais intensas. As linhas de [O I] e [S II] são 1 x 106 vezes mais intensas do que nas regiões
radiativas, o que mostra a importância desse processo na emissão de algumas linhas. Mas seu
modelo é 1D e não foi considerado o efeito da presença de condensações, (como são observadas no
envoltório de T Pyx).
30
I Introdução
1.3 – Nova HR Delphinis
A nova clássica HR Del teve sua erupção em 1967 e mostrou uma curva de luz com decaimento
muito lento (t3 = 230 dias), sendo classificada como uma nova muito lenta. A curva de luz, mostrada
na figura 7, publicada por Rosino e Rafanelli (1978), mostrou que houveram pelo menos quatro
episódios de aumento de luminosidade.
Figura 7 – Curva de luz de HR Del no óptico obtida por Rosino e Rafanelli (1978). A curva mostra que a subida inicial apresenta diversos picos antes do máximo em dezembro de 1967. Há ainda um pico intenso em maio de 1968.
Na subida para o máximo, a velocidade média obtida dos espectros de absorção foi de 635(35)
km.s1 (medida no dia 10 de julho de 1967). O primeiro máximo ocorreu dia 29 de agosto de 1967 e
atingiu magnitude visual 4,8. O pico principal ocorreu no dia 14 de dezembro de 1967 e atingiu
magnitude visual de 3,85. A evolução espectral da nova mostrou emissões nebulares um ano após o
31
I Introdução
pico da erupção ao mesmo tempo que as linhas em absorção desapareciam (veja os espectros no
óptico na figura 8). Em 1975 somente as linhas de Balmer, [O III] 4959,5007, CIII+NIII4646 e
HeII 4686 eram detectadas.
Figura 8 – Espectro óptico de HR Del na fase nebular. As linhas proibidas, como o [O III] 4959,5007 ficam importantes. Observase também linhas de elementos neutros, como [O I].
Observações do satélite IUE entre 1979 e 1992 (vide figura 9) mostraram que o contínuo no ultra
violeta (UV) foi reduzido em 20% enquanto que as intensidades das principais linhas de emissão foi
reduzida em 35% nesse período (Freidjung et al 1982 e Selvelli & Friedjubg, 2003). A luminosidade
UV de HR Del nesse período de poś noca era de 56 Lʘ, o maior valor entre as variáveis
cataclísmicas em quiescência. Selvelli & Friedjung, 2003 obtiveram que a taxa de acréscimo está
próxima de 107 Mʘ.ano1 para uma distância de 850 pc. Esses autores obtiveram que o disco de
acréscimo ocupava quase todo o lóbulo de Roche da primária e tinha uma temperatura máxima de
108000 K. Além disso, esses autores determinaram que o avermelhamento é pequeno (EBV = 0,16) e
32
I Introdução
que os perfis de linha PCygni no UV mostram velocidades elevadas de até 5000 km.s1.
Observações feitas pelo satélite de raiosX Einstein em 1980 mostraram um objeto brilhante na
banda entre 0,5 a 3 keV (Hutchings, 1980). A magnitude visual no mínimo é de 12,16 mag o que
corresponde a uma magnitude absoluta no mínimo de 1,8 mag já corrigida do avermelhamento,
sendo portanto uma das mais brilhantes variáveis cataclísmicas na fase de acresção ao lado de DK
Lac e BT Mon.
Figura 9 – Espectro de HR Del no ultra violeta, obtido dos dados públicos do satélite IUE de 1979 e 1992.
O período orbital de 5,14 horas e inclinação da órbita de 40(2)º foram obtidos por Bruch (1982). As
massas das componentes são estimadas, sendo uma a anã branca com M1 = 0,67 Mʘ e a secundária
M2 = 0,55 Mʘ (Ritter & Kolb 2003). A velocidade de expansão do envelope foi obtida de estudos
espectrais de alta resolução por Solf (1983) e foi medida como sendo de 560(50) km.s1 nas direções
polares e de 190(50) km.s1 para as regiões equatoriais. Solf também determinou que o envoltório
teria uma forma bipolar. O estudo espectral de alta resolução de Solf (1983) mostrou que haviam
33
I Introdução
componentes do envoltório com velocidades variadas. A figura 10 apresenta o perfil da linha [O III]
5007 obtido por esse trabalho e mostra a existência de componentes de alta e baixa velocidades.
As primeiras observações do envoltório com resolução espacial (Slavin et al. 1994) mostraram uma
nebulosa elipsoidal nas imagens feitas nas bandas das linhas de H + [NII]6548,6584 A.
Observações posteriores utilizandose o telescópio espacial Hubble (Harman & O'Brien 2003)
mostraram um envoltório com razão axial de 1.75 e a presença de condensações Estes autores
propuseram um modelo de envoltório que consiste em duas esferas polares com morfologia
semelhante a uma ampulheta, como mostra a figura 11.
Figura 10 – Perfil da linha [O III]5007 obtida por espectroscopia de fenda longa por Solf, 1983. Observase componentes deslocadas para o vermelho (R) e para o azul (B).
Também foi observado uma diferença morfológica do envoltório nas imagens na banda de H e [O
III] 5007, sendo que a imagem obtida pela linha de [O III] apresentou uma razão axial maior (2
para essa linha e 1.6 para as linhas H+[N II]), fato também observado em outros remanescentes de
nova. O valor mais recente de distância da nova foi obtido pelo método de paralaxe de expansão por
34
I Introdução
Harman & O'Brien (2003) e é de 970(70) pc. Estimativas da distância por outros autores colocam a
distância na faixa de 750 a 1100 pc (Solf, 1983; Della Valle & Livio, 1995; Downes & Duerbeck,
2000).
A presença de um envoltório bipolar também foi observado na nova recorrente RS Oph nos
primeiros instantes das erupções de 1985 e 2006 (Taylor et al. 1989, O'Brien et al. 2006 e Bode et al.
2007). RS Oph e HR Del são extremos de uma classe de objetos, a primeira é classificada como
uma nova muito rápida t3 = 10 dias (Barry et al. 2008) e tem uma anã branca muito massiva (M1 =
1,35 Mʘ , O'Brien et al. 2006) enquanto que HR Del é uma nova muito lenta, t3 = 230 dias e tem
uma anã branca pouco massiva (M1 = 0,67 Mʘ). Em RS Oph a secundária é uma gigante e o período
orbital é de 456 dias, o que significa que a escala de tempo da expansão é muito menor que a escala
de tempo da órbita e a interação do envoltório com o movimento da secundária não é capaz de
afetar o material ejetado. A morfologia do envoltório pode ser explicada por uma alta velocidade de
rotação da anã branca como mostrado por Scott (2000). Uma alta velocidade de rotação da anã
branca pode ser um fator comum entre as erupções de HR Del e RS Oph.
35
I Introdução
Figura 11 – Modelo do envoltório de HR Del proposto por Harman e O'Brein 2003 a partir de observações realizadas com o telescópio Hubble e por espectros em fenda longa. O envoltório é bipolar, com duas componentes esféricas.
Análises de abundância revelaram um material ejetado com enriquecimento em CNO e He (Tylenda
1978). Especificamente mostrou ter log(O/H) = 2,35 ou 23 vezes a solar, log(C/H) = 3,4 ou 7
vezes a solar, log(N/H) = 2,5 ou 30 vezes a solar, log(He/H) = 0,67 ou 1,5 vezes a solar e Z = 0,08
(abundância em massa) ou 3 vezes a solar. A massa do envoltório utilizando a emissão total das
linhas Balmer (H) foi estimada por Malakpur (1973) em 2,5 x 104 Mʘ e por Anderson & Gallegher
(1977) com 9 x 105 Mʘ.
36
I Introdução
1.4 – A nova V842 Centaurus
A nova V842 Cen teve seu máximo visual (mv = 4.6 e Mv = 7,4 para d = 1,1 kpc) em 24 de
novembro de 1986 (Sekiguchi et al 1989), evoluindo como uma nova moderadamente rápida, com t3
= 48(5) dias. Observações no UV mostraram que o término da fase de queima nuclear em equilíbrio
hidrostático ocorreu 3,5 anos após a erupção. A luminosidade no UV após essa fase era de 5,8 x 1034
erg.s1 e se reduziu para 3 x 1034 erg.s1 nos anos subsequentes. O avermelhamento foi estimado em
E(BV) = 0,55 (Sekiguchi et al 1989). Observações em raiosX pelo satélite ROSAT mostraram que o
objeto era pouco luminoso em raiosX moles e foi obtido que o limite superior para a luminosidade
nessa banda era de 1038 erg.s1 (Orio et al. 1992). A magnitude visual 15 anos antes da erupção era
de 15.8 mag (Downes & Duerbeck, 2000), mesmo 22 anos após a erupção o brilho continuava 2
magnitudes acima dos valores do progenitor da nova (> 18). A figura 12 mostra o espectro no óptico
da nova em 2003 obtido por Schmidtobreick et al. 2005.
37
I Introdução
Figura 12 – Espectro de V842 Cen no óptico obtido em 2003 com fenda de 1” e tempo de exposição de 9300 segundos. Os quadros em destaque mostram as linhas de Balmer mais intensas a fim de se comparar o perfil das linhas, evidenciando a contaminação de H por [N II]. O painel de baixo mostra as linhas menos intensas, notase que 17 anos após a erupção ainda há linhas de alta ionização. Figura adaptada de Schmidtobreick et al. 2005.
Gill e O'Brien (1998) obtiveram as primeiras imagens do envoltório com diâmetro de 1,6” na luz de
H+[N II] com observações feitas em 1995 (figura 13). Downes e Duerbeck (2000) obtiveram
imagens do envoltório posteriormente, suas dimensões em 1999 eram de 5,6 x 6,0 arcsec2. O brilho
superficial em H+[N II] era de 1,1 x 1012 erg.s1.cm2.arcsec2 e de 1,2 x 1013 erg.s1.cm2.arcsec2
em [O III]5007. Os estudos das linhas de emissão de [O III] mostraram picos em 500 km.s 1 e
550 km.s1 (Andrea et al. 1994). A velocidade de expansão das partes mais densas do envoltório era
de 525 km.s1 enquanto que os sistemas de baixa densidade tinham velocidades de 2000 km.s1.
Baseados na velocidade de expansão de 525 km.s1 Gill & O'Brien (1998) obtiveram uma distância
de 1,3(5) kpc enquanto as distâncias baseadas no avermelhamento sugerem uma distância de 920 pc
(Sekiguchi et al 1989). Se o valor da distância está correto, a velocidade de expansão média seria de
1600 km.s1 valor que está de acordo com a velocidade do material observada nos primeiros anos da
38
I Introdução
erupção. De Freitas Pacheco et al. (1990) obtiveram uma medida independente para a velocidade de
expansão de 1400 km.s1 e um valor de 1200(200) pc para a distância da nova.
Figura 13 – Imagem de V842 Cen na luz de H+[N II] obtida em 1998 por Gill & O'Brien, 1998. A imagem da esquerda corresponde a do remanescente, a da direita, a imagem deconvoluida sem a fonte central.
As abundâncias do envoltório foram obtidas por Andrea et al. (1994) utilizando dados em UV e por
De Freitas Pacheco (1989) utilizando espectros no óptico. A abundância de hélio é log(He/H) =
0,85 ou 40% maior que a abundância solar. As abundâncias de CNO são log(C/H) = 1,62 ou seja
52 vezes a solar; log(N/H) = 1,44 ou seja 380 vezes a solar e log(O/H) = 2,44 ou seja 6 vezes a
solar. A fração em massa de metais é Z = 0,36 ou 18 vezes a solar.
Observações através da técnica de fotometria rápida (Woudt et al. 2009) mostraram que a curva de
luz tem uma modulação coerente de 56,8 s. Essa característica se mantem desde as observações de
2000. Os autores propuseram que essa modulação é causada pela rotação da anã branca, e que V842
Cen é um novo membro da classe das novas magnéticas, na subclasse das DQ Her. Observações em
raiosX realizadas pelo satélite Swift mostraram que a luminosidade desse objeto em raiosX moles
39
I Introdução
parece ser bem menor que outras Polares Intermediárias nas quais a região de acresção é visível
diretamente; a luminosidade nos raiosX (0,310 KeV) é de 58 x 1031 erg.s1. O seu período orbital
foi determinado em 3,94 h (Woudt et al. 2009).
V842 Cen foi observada no infravermelho (IV) na fixa de 8 a 13m por 2,5 anos por Smith et al.
1994 nos dias 146 e 883 após a erupção. O espectro no IV mostrou evidências de 3 componentes de
poeiras, grãos com base em carbono tipo quente, comumente observado em novas com formação de
poeira, grãos de silicato e grãos pequenos ou moléculas grandes com hidrocarbonetos policíclicos
aromáticos (HPA) ou ainda grãos de carbono amorfo hidrogenados (CAH). A presença de grãos de
silício e carbono no envoltório implica em condições químicas e/ou espaciais heterogêneas. As
novas com anãs brancas do tipo ONeMg tem preferencialmente a formação de grãos de poeira
com silicatos enquanto que anãs brancas do tipo CO tem preferencialmente poeira com grãos de
carbonatos (Starfield et al. 1986). De Freitas Pacheco et al. (1990) observaram que a abundância de
oxigênio no envoltório de V842 Cen diminuiu entre os dias 142 e 561. A coexistência de grãos com
base em silicatos e carbonatos nessa nova pode ser explicado por uma assimetria na DTN que
produziria diferentes composições em diferentes direções do envoltório. O envoltório deve ser
heterogêneo com condensações ou camadas ricas em carbono ou oxigênio. A mudança da fração de
grãos de silicato em relação aos de carbonato no tempo observado em V842 Cen pode ser reflexo
das mudanças da distribuição de energia da fonte central. A massa de poeira obtida a partir dos
espectros no IV foi de 2(1) x 107 Mʘ para os grãos de Si e 5(3) x 108 Mʘ para os grãos de C.
40
I Introdução
1.5 – Objetivos do trabalho
O objetivo final deste trabalho é estudar um modelo de envoltório para as novas HR Del e V842
Cen que reproduza as principais características dos espectros ópticos observados. Entretanto esse
objetivo só pode ser atingido se formos capazes de entender a geometria, a distribuição de matéria,
detalhes da fonte ionizante e da distribuição dos elementos químicos no envoltório.
A geometria e a cinemática dos envoltórios pode ser estudada através das observações
espectroscópicas com resolução espacial a partir de dados colhidos por um espectrógrafo de campo
integral no telescópio Gemini. Esses dados também forneceram vínculos para a distribuição de
matéria, já que a presença de condensações pode ser observada nas imagens. A análise da
distribuição de tamanho e densidade das condensações foi realizada através de modelos de
fotoionização. Estudos sobre o gradientes de abundâncias também foram possíveis de se obter dos
dados da nova HR Del, o que forneceu informações importantes sobre os processos de mistura e
enriquecimento no envelope. O fluxo ionizante foi limitado pelas observações do satélite IUE, mas
fizemos estudos para verificar se a geometria dessa fonte nos modelos, pontual ou em forma de
disco, poderia explicar algumas características dos espectros observados ou da morfologia do
envoltório. Todas as informações obtidas das observações foram utilizadas para a construção de
modelos de envoltório em três dimensões com condensações para ambas as novas. Há ainda
algumas questões sobre o fenômeno nova que podem ser melhor esclarecidos. O enriquecimento do
envelope é uma questão ainda em aberto, os dados espectroscópicos forneceram melhores vínculos
ao processo de mistura. A questão do mecanismo de ejeção e a influência da secundária, do disco de
acréscimo e da rotação da anã branca esclareceram por que os envoltórios de HR Del e RS Oph tem
morfologias semelhantes, apesar de serem objetos de classes diferentes. V842 Cen foi classificada
41
I Introdução
como uma DQ Her, com um período de rotação de 57 segundos, para o qual se espera observar um
envoltório prolato ou bipolar, mas as imagens até agora obtidas mostram um envoltório circular. A
análise do seu envoltório neste trabalho sugere algumas hipóteses para solucionar esta questão. A
diferente morfologia do envoltório em diferentes linhas de emissão pode ser esclarecida ao se
comparar os dados de HR Del, que tem um disco significativamente grande e quente, com os dados
de V842 Cen onde o disco é truncado devido ao forte campo magnético.
A tese se estrutura através de itens que correspondem a cada etapa da análise, como descrito a
seguir:
No próximo capítulo, (2), as observações das novas, os métodos de análise e o tratamento das
condensações serão detalhados. Em seguida, no capítulo 3. serão analisados, através dos modelos de
fotoionização, os efeitos da presença de condensações de matéria na análise de fotoionização, assim
como a distribuição de tamanhos e densidades dessas condensações. No capítulo 4. propomos um
modelo de envoltório com condensações em 3 dimensões para a nova V842 Cen. O envoltório da
nova HR Del é analisado no capítulo 5. também com um modelo em três dimensões que considera a
geometria bipolar, a presença de estruturas, como capas polares e ainda condensações de matéria no
envoltório. No capítulo 6. os resultados obtidos para ambas as novas são discutidos no cenário atual
das erupções de novas e no âmbito dos modelos de fotoionização. Por fim as conclusões são
apresentadas no capítulo 7.
42
I Introdução
43
II – Dados observacionais e métodos
2.1 – Dados espectroscópicos de HR Del e V842 Cen
As observações dos envoltórios foram realizadas utilizandose o espectrógrafo de objetos múltiplos
(GMOS sigla em inglês) e a unidade de campo integral (IFU na sigla em inglês) do telescópio
Gemini Norte (HR Del nos dias 14 a 16 de junho de 2002) e Sul (V842 Cen nos dias 1 a 3 de junho
de 2005). A configuração instrumental utilizadas nas observações foi semelhante. As observações
cobriram a faixa espectral do visível e infravermelho próximo, de 4000 a 10000 Angstrons. A
resolução espacial foi de aproximadamente 0,5 arcosegundos (FWHM medido) para ambas
observações. O IFU consiste de um conjunto de 500 microlentes e fibras ópticas, com amostragem
de 0,2 segundos de arco. O campo visual do IFU, no modo fenda única, consiste de um campo de
5”x3,5” para o objeto e um campo de 5”x1,75” (250 microlentes) para o fundo de céu, que fica
distante 60” do campo do objeto. Para cobrir todo o envoltório de HR Del foram necessárias 12
exposições, que formam um mosaico do campo de 13”x14” . O tempo de cada exposição foi de 600
segundos. Para V842 foram necessárias 9 exposições de 1425 segundos para cobrir todo o
envoltório, formando um mosaico de 9,5”x12,5”. Um problema crítico nessa configuração
instrumental é a refração diferencial atmosférica, (RDA). Isso ocorre pois as distâncias angulares
entre as microlentes em cada frame observado é da mesma ordem de grandeza da refração
diferencial entre os comprimentos de onda mais distantes no espectro. Por isso as observações são
preferencialmente realizadas com uma massa de ar baixa. No caso de HR Del as observações foram
feitas com massa de ar entre 1 e 1,16 e não houve RDA detectável. Já as observações de V842 Cen,
devido a problemas de operação do telescópio, foi realizada com massa de ar entre 1,35 e 1,6 e a
RDA foi severa, este fato associado a degradação de sinal impossibilita análises mais detalhadas da
cinemática e morfologia do envoltório. A transparência do céu durante as noites permitiram
44
II – Dados observacionais e métodos
calibrações espectrofotométricas. O seeing médio na banda V foi de 0,5”. A rede de difração
utilizada foi a R150+G5306, centrada em 5070 Å, o que forneceu uma amostragem de 1,7 Å por
pixel, equivalente a 70 km.s1 por pixel na região de H. O perfil instrumental (FWHM) foi de
aproximadamente 300 km.s1.
A redução dos dados foi realizada utilizandose as rotinas padrão do IRAF versão 12.2. Foi
realizada a correção de BIAS e os frames de flat field foram utilizados para normalizar a resposta
de cada microlente. O espectro do céu foi subtraído para cada microlente. Como cada microlente
fornece um espectro, temos para HR Del um total de aproximadamente 6000 espectros e 4500 para
V842 Cen. O espectro de cada microlente foi extraído por um algorítimo ótimo e a calibração em
comprimento de onda foi feita através das imagens da lâmpada de CuAr. A função de sensibilidade
obtida de estrelas padrões foi aplicada a todas as microlentes do campo observado. Na região
nebular, a relação sinal/ruído (S/R) típico para cada espectro de uma microlente é da ordem de 10
no contínuo da região de H. Os frames individuais foram manipulados através das rotinas do IRAF
e programas Fortran especialmente produzidos para compor o mosaico e as imagens em cada
intervalo de comprimento de onda. A amostragem espacial do IFU (0,2”) foi mantida, mas os mapas
e imagens foram geradas utilizandose uma convolução Gaussiana a fim de se controlar o
compromisso entre o S/R e a resolução espacial. Os mapas das linhas de emissão foram gerados
com o contínuo local subtraído.
45
II – Dados observacionais e métodos
2.2 – Métodos de análise
As observações espectroscópicas com resolução espacial forneceram um conjunto de dados
denominado “cubo de dados”. O cubo de dados contém em cada elemento de resolução espacial do
objeto (acensão reta e declinação) um espectro completo. As observações das novas HR Del e V842
Cen necessitaram múltiplas exposições para cobrir toda a extensão dos envoltórios. Portanto o
conjunto de cubos de dados de cada exposição foi montado formando um mosaico para cada uma
das novas. Desses dados foi possível obter espectros combinados de diversas regiões do envoltório.
Para isso foi criado um programa simples em Fortran, que a partir de um intervalo de coordenadas
na imagem, soma a contribuição das microlentes da área considerada a fim de se obter um
espectro. Essa estratégia é fundamental para se obter espectros de regiões importantes do envoltório,
como as capas polares e condensações. O tamanho da região a partir da qual o espectro era gerado
foi limitada pela razão sinal – ruído das principais linhas de emissão necessárias para uma análise
confiável. Para a identificação de linhas de emissão do envoltório e posterior diagnóstico de suas
condições físicas, foi possível separar um espectro que considera somente as regiões nebulares,
diminuindo assim a influência da fonte central nos fluxos das linhas. Todos os espectros obtidos
foram corrigidos do avermelhamento através dos valores de extinção da literatura, o que foi feito
para as duas novas. Com as ferramentas de manipulação do cubo de dados é possível obter mapas
do envoltório nos intervalos de comprimento de onda desejados. Esses mapas foram utilizados na
análise cinemática e estrutural dos envoltórios.
Para os cálculos dos primeiros modelos de fotoionização foi utilizado o código CLOUDY 6.02
(Ferland 2005). Esse código calcula e resolve as equações de equilíbrio de fotoionização, equilíbrio
térmico e de equilíbrio estatístico em NETL. O código trabalha em uma dimensão, mas foi
46
II – Dados observacionais e métodos
modificado, a fim de poder se possível tratar um modelo de envoltório tridimensional. Uma
rotina chamada RAINY3D (Diaz, 2001) utiliza o CLOUDY como subrotina a fim de tratar os
envoltórios 3D. Os detalhes dessa modificação estão no item 2.3.
2.3 – Envoltório 3D com condensações – código RAINY3D
Os modelos de envoltório possíveis de se obter com o código CLOUDY são limitados a uma
estrutura unidimensional ou radial. Esses modelos estão distantes das geometrias de envoltórios de
novas observados. Os modelos de envoltório tridimensionais são fundamentais para se obter
informações de como as assimetrias e condensações afetam os o diagnóstico físico e químico. O
código RAINY3D surgiu primeiramente com o objetivo de gerar um envoltório 3D com simetria
esférica com condensações. Para descrever o envoltório, o primeiro passo foi criar as variáveis que
descrevessem as suas características físicas, assim como as das condensações. Uma variável
importante que caracteriza o envoltório é a fração de massa condensada, fc, definida pela razão
entre a massa de matéria presente nas condensações e a massa total do envoltório. Portanto 0 < fc <
1 e diz quanto do envoltório está condensado. O envoltório é então descrito pelas suas dimensões,
ou seja o raio interno e o externo, pela sua massa e pela fração de massa condensada, fc. A
componente simétrica da distribuição de massa do envoltório, ou perfil de densidade, é dada por
uma lei de potência do tipo r, sendo o valor de é ajustado conforme os dados de cada nova.
Assim, temse que nos modelos de envoltório sem condensações, o perfil de densidade será uma lei
de potência. Para os modelos com condensações essa componente será a base sobre a qual serão
adicionados os glóbulos. Sem uma modelagem física das condensações, são adotados alguns
parâmetros que descrevem algumas de suas características físicas. As condensações são descritas
47
II – Dados observacionais e métodos
por um perfil de densidade Gaussiano, pela sua dimensão, ou FWHM, e por sua densidade máxima.
Como o envoltório como um todo acaba por ter muitas condensações, mesmo quando fc é pequeno,
utilizamse funções de probabilidade para descrever as distribuições de tamanho e densidade. A
densidade máxima e mínima das condensações são definidas em relação à componente simétrica
(com perfil de densidade em lei de potência). Estes são os parâmetros de entrada do modelo, assim
como os tamanhos máximo e mínimo. As distribuições de tamanho e densidade são dadas por leis
de potência. As leis de potência são definidas por uma distribuição do tipo log(f) x log(N) (por
exemplo o número de glóbulos em função dos seus tamanhos ou densidades) e o parâmetro de
entrada do modelo é o coeficiente angular dessa distribuição. Por exemplo se o coeficiente da lei de
dimensões for 2, teremos uma distribuição onde os glóbulos pequenos são bem mais numerosos do
que os glóbulos grandes. Com a massa, dimensão do envoltório e fc definidos, o código RAINY3D
passa a construir e adicionar as condensações ao perfil de lei de potência definido anteriormente. O
envoltório é subdividido em um grid de coordenadas esféricas com resolução d, d e dr, que serão
os passos de incremento durante os cálculos, essa geometria está esquematizada na figura 14. A
resolução do grade é definida em função do tamanho das condensações e do raio interno e externo
do envoltório, de forma que, um envoltório, com condensações pequenas terá maior resolução que
um envoltório, com condensações grandes.
48
II – Dados observacionais e métodos
Figura 14 – Sistema de coordenadas utilizado pelo código RAINY3D para gerar as condensações e os elementos de ângulo sólido. A área cinza corresponde a uma interação completa em para um elemento de resolução d.
As condensações são adicionadas em posições ( , r) aleatórias, obedecendo as leis de
distribuição de tamanho e densidade definidas anteriormente. A adição de condensações no
envoltório acontece até que a massa total das condensações obedeça à relação descrita por fc. Os
elementos de resolução d e d mais o raio interno e o externo do envoltório formam um ângulo
sólido que será o elemento “unidimensional” que será calculado pelo código CLOUDY. O
RAINY3D varre o envoltório 3D em e enviando cada elemento de ângulo sólido para ser
processado pelo CLOUDY como subrotina com passo radial máximo dr. Os resultados dos
cálculos são combinados tendo como parâmetro ponderador o volume definido pelo ângulo sólido
1D e pelo raio interno e externo do envoltório. Os elementos unidimensionais são combinados
utilizando a expressão:
49
II – Dados observacionais e métodos
f total=∑i=1
i= n
∑j=1
j=n
d 4
∗ f j∗di∗sin i onde d é definido por 2/n que é o elemento de
resolução em para cada e n é definido por 2sin(i)/d, d é definido por /m, m o número de
elementos de resolução em Os elementos dr, d e d permitem amostrar o menor dos glóbulos
do envoltório. fj é o fluxo de cada elemento de resolução unidimensional. Essa combinação
ponderada é realizada para todas as linhas de emissão incluídas na entrada do programa. O cálculo é
simplificado devido a componente esférica destes modelos.
O código RAINY3D varre portanto entre e para completar todo o envoltório. Este modo de
construção de envoltório aleatório tendo como parâmetros suas dimensões, massa e fc foi utilizado
nos estudos da influência das condensações nos modelos de fotoionização e especialmente nos
espectros medidos, mostrados no capítulo 3 e 4. Para estudos de envoltórios com geometria pré
determinada (ver item 2.4), o código RAINY3D sofreu alterações. Um dos produtos do código
RAINY3D é um arquivo de texto com o perfil de densidade de todos os elementos de ângulo sólido
(um exemplo deste elemento é mostrado na figura 15) que compõe o envoltório. O código foi
configurado para uma fonte ionizante na forma de uma fotosfera quente de alta gravidade obtida do
catálogo de atmosferas estelares de Rauch (2003) com temperaturas entre 50000K e 190000K.
50
II – Dados observacionais e métodos
Figura 15 – Perfil de densidade de um elemento de ângulo sólido sem condensações à esquerda e com condensações, à direita. A unidade de densidade está normalizada pela densidade da componente sem condensações. A unidade de dimensão está normalizada pelo elemento de resolução espacial r e compreende a região entre o raio interno e externo do envoltório.
O código RAINY3D tem dois modos de operação, um modo de simulação e um modo de ajuste de
espectros. No modo de simulação o código calcula os fluxos de linhas de emissão para uma dada
configuração de parâmetros da fonte ionizante e envoltório. As linhas a serem calculadas são
definidas sem que haja necessidade de vínculos observacionais. No modo de ajuste as linhas tem
seu fluxo e incerteza definidos nos parâmetros de entrada. Os valores de fluxo obtidos das
observações são comparados aos obtidos pelos modelos através do 2 reduzido relativo, onde a
importância absoluta de cada linha no ajuste não depende da sua intensidade. Dessa forma, as linhas
de intensidade fraca, mas importantes no contexto dos envoltórios de novas, como [O I]
6300,6364 e [O II] 7219,7330, podem afetar substancialmente os ajustes dos modelos. A
expressão a seguir mostra o cálculo de 2:
51
II – Dados observacionais e métodos
2=1n ∑i=1
n
[ f oi− f mi∗scf
f oi∗e ]2
, onde n é o número de linhas observadas, fo o fluxo observado, fm o
fluxo do modelo, scf o fator de escala scf = (fluxo total observado/fluxo total do modelo), e o valor
em fluxo do erro adotado no fluxo observado.
Algumas linhas de emissão que não foram observadas nos dados das novas podem ser incluídas nos
cálculos por um limite superior de sua intensidade. Como os valores de fluxo dessas linhas é
indeterminado, elas não entram nos cálculos do 2 do ajuste, a menos que o modelo exceda o limite
superior. A comparação dos valores obtidos pelos modelos com o limite de detecção dos espectros
das novas limita o espaço de parâmetros dos cálculos.
A figura 16 mostra o esquema do algorítimo do código RAINY3D, que tem os “loops” principais
em r, e os “loops” de procura de parâmetros para as características físicas da fonte central, como
temperatura e luminosidade, características do envoltório e nas suas abundâncias químicas. A cada
“loop” em raio (elemento angular 1D) o código escreve em um arquivo o fluxo das linhas para
aquele elemento 1D e acumula a contribuição daquele elemento no fluxo total. No fim dos loops em
o código fornece o fluxo total para cada linha de emissão. O código também gera um arquivo com
o valor da razão entre os resíduos em fluxo (a diferença dos fluxos observado e do modelo) e o
fluxo observado. O 2 relativo para o modelo de melhor ajuste dos parâmetros da fonte ionizante e
do envoltório é atualizado com os parâmetros correspondentes. Nas tabelas 2 a 4 estão os
parâmetros de entrada para o RAINY3D. Os cálculos feitos pelo conjunto RAINY3D e CLOUDY
no modo busca de parâmetros podem ser iterativos para uma ou várias grandezas. As tabelas 2 e 3
mostram que existem parâmetros que indicam o número de pontos para massa do envoltório, fração
de massa condensada, luminosidade e temperatura da fonte central.
52
II – Dados observacionais e métodos
Figura 16 – Fluxograma do código RAINY3D no modo ajuste. A inicial K significa o índice da lei de potência para a distribuição de densidades dos glóbulos, FW é o índice da distribuição de tamanhos, fc a fração de massa nas condensações e a o índice da lei de potência da distribuição homogênea de matéria, que define o background.
53
II – Dados observacionais e métodos
shellpars Parâmetros de entrada para o envoltório
dlaw Lei de densidades do CLOUDY – fator multiplicativo para obter massa total
rmáx Raio externo do envoltório
rmín Raio interno do envoltório
msmáx Massa máxima do envoltório
msmín Massa mínima do envoltório
nms Número de iterações em massa do envoltório
Índice da lei de potência do envoltório
fcmáx Fração de massa condensada máxima do envoltório
fcmín Fração de massa condensada mínima do envoltório
nfc Número de iterações em fc
fwmáx Dimensão máxima dos glóbulos do envoltório
fwmín Dimensão mínima dos glóbulos do envoltório
fw Índice da lei de potência da distribuição de tamanho dos glóbulos
Kmáx Densidade máxima dos glóbulos do envoltório
Kmín Densidade mínima dos glóbulos do envoltório
K Índice da lei de potência da distribuição de densidades dos glóbulos
Vturb Velocidade turbulenta em km/s
V wind Velocidade do vento, se maior que 100 km/s usa aproximação de Sobolev.Tabela 2 – Parâmetros de entrada para o envoltório 3D com condensações.
sourcepars Parâmetros da fonte ionizante
tmáx Temperatura máxima da fonte central
tmín Temperatura mínima da fonte central
nt Número de iterações em temperatura
Lmáx Lumisidade máxima da fonte central
Lmín Lumisidade mínima da fonte central
nL Número de iterações em luminosidade
BB Usar ou não espectro de corpo negro
logg Gravidade superficial da fonte ionizanteTabela 3 – Parâmetros da fonte ionizante. No caso da negativa em usar o espectro de corpo negro, se utiliza uma atmosfera estelar de alta gravidade da tabela de Rauch.
54
II – Dados observacionais e métodos
clpars Parâmetros complementares
distmáx Distância máxima da novadistmín Distância mínima da novandist Número de iterações em distânciadist Distância mais provávelage Tempo em dias após a erupçãoEBV avermelhamentolinelist Arquivo de linhas de emissão a terem os fluxos calculados
Tabela 4 – Parâmetros complementares para o cálculo dos fluxos das linhas de emissão.
2.4– Modelos de envoltório com geometria definida
A geometria tridimensional bipolar é observada em alguns envoltórios de novas, como por exemplo
HR Del e RS Oph. Os modelos de envoltório para HR Del (capítulo 5) foram construídos conforme
a geometria inferida das observações, sendo que o tamanho mínimo das condensações adicionadas
foram limitadas pela resolução espacial dos dados, equivalente a 5% do tamanho do envoltório.
Cada lóbulo é definido por uma casca esférica com dimensões (espessura e diâmetro) derivadas dos
mapas de linhas de HR Del (figura 51).
55
II – Dados observacionais e métodos
Figura 17 – Sistemas de coordenadas para o envoltório bipolar, composto de duas esferas fundidas. A fonte central é posicionada e O e o eixo de simetria é . A região cinza no interior das esferas não contém matéria. A razão axial foi obtida das observações de HR Del.
As cascas esféricas estão unidas no plano orbital, levando o envoltório ter uma aparência de uma
ampulheta. Esse modelo foi proposto anteriormente por Gill & O'Brien 2003. O sistema de
coordenadas utilizado está mostrado na figura 17. As imagens de HR Del mostraram que o
envoltório tem uma razão axial de 1.65 nas linhas de Balmer, essa informação foi transferida para o
sistema de coordenadas de forma a definir em que região da casca esférica as componentes estão
unidas. Os cálculos de luminosidade das linhas de emissão levam em conta essa geometria. O
56
II – Dados observacionais e métodos
modelo do envoltório foi construído com uma grade de resolução em e r definidos pelas escalas
dos menores glóbulos de matéria observados. Cada casca esférica tem 10 elementos em (d = 9o)
e d é definido pelo ângulo , por exemplo, para 0 < < 9 o número de elementos em , nd= 3 e
para 81 < < 90 esse número é de nd = 40, ou de forma geral (inteiro de) nd = 2sen()/d.
Assim, se conhece a priori o volume de cada elemento de ângulo sólido (ou a fração do volume
total) que é enviado para cálculo pelo CLOUDY. O espaço interior das cascas esféricas foi
preenchido por uma componente de densidade de simétrica radial, com centro na fonte central e
definida por uma lei de potência. Além disso, outras estruturas observadas nos mapas de linhas,
como as capas polares e glóbulos foram adicionadas ao perfil de densidade em lei de potência. O
posicionamento no modelo 3D dessas componentes foi inferida dos dados cinemáticos das
estruturas obtidos dos mapas de linhas, principalmente [O III], H+[N II] e H. Devido ao pequeno
número de glóbulos identificados nas imagens, a obtenção do perfil radial através da transformada
inversa de Abel é foi possível para essa geometria. Quando os glóbulos tem dimensão espacial
suficiente, ( ≳ 1”), o perfil de densidade das estruturas adicionadas reproduz a variação espacial
da intensidade das linhas de emissão. Para estruturas com dimensões próximas à resolução espacial,
( ≲ 0,5”), o perfil de densidade Gaussiano foi adotado. A fim de se otimizar os cálculos dos
modelos, foi adotado que os dois lóbulos apresentam a mesma configuração geométrica. As
densidades relativas entre as regiões foram obtidas a partir da razão dos fluxos de algumas linhas,
como H ou [O III]5007, entre as regiões com e sem condensações.
57
II – Dados observacionais e métodos
2.5 – Fonte ionizante extensa
Nos modelos de HR Del foi simulada uma fonte ionizante extensa em forma de disco. O princípio
básico desses modelos foi considerar que, conforme o ponto do envoltório considerado (em , a
fonte ionizante tem aspecto efetivo que depende do ângulo de visão. Por exemplo, nas regiões
polares o disco é visto pelo topo, tem uma forma de disco e sua área aparente é máxima. Conforme
a região considerada se aproxima do plano equatorial a forma aparente do disco fica mais achatada,
até o disco ser observado de perfil no plano equatorial. Assim, nos modelos de fonte ionizante
extensa, temse uma iluminação variável, conforme a distância angular no envoltório em relação ao
plano da órbita da binária. A variação da luminosidade é definida pela variação da área aparente do
disco em cada posição do envoltório (cos()). Isso simula o efeito de uma fonte extensa na forma de
disco. A luminosidade total do disco é a mesma luminosidade dos modelos com fonte central
pontual, apenas o fluxo radiativo é redistribuído de forma não uniforme, sendo mais intenso nas
regiões polares. A variação da iluminação entre as regiões polares, com maior fluxo e equatoriais,
com menor fluxo é elevada (de pelo menos 2 ordens de grandeza).
2.6 – Limitações do método
Um problema nos cálculos da transferência radiativa nos modelos com condensações é a grande
densidade proporcionada pelos glóbulos, como mostra a figura 15 o que pode aumentar a
profundidade óptica das linhas. O gradiente de densidade também constitui um problema para a
58
II – Dados observacionais e métodos
convergência dos modelos 1D. Esse problema é contornado pelo código CLOUDY pois este usa
uma grade adaptativa que subdivide o valor do passo radial interpolando linearmente os valores de
densidade de forma que haja convergência nos cálculos, evitando assim que as condições físicas
mudem muito intensamente entre uma região e a seguinte. O método de cálculo do modelo de
fotoionização é pseudo3D pois o campo difuso tem sua transferência calculada apenas na direção
radial. Nos modelos com fonte ionizante extensa, não foram considerados os efeitos da auto
ocultação e o escurecimento de borda do disco.
59
III – Simulações e análises
3 – Simulações e análises
As simulações de envoltórios com condensações possibilitam a análise de como a presença de
glóbulos afeta o espectro observado. As simulações foram divididas em dois estudos. O primeiro
estudo mostra o efeito do aumento da fração da massa condensada nas razões de linhas. O aumento
de fc causa um aumento exponencial do número de glóbulos no envoltório, por exemplo para fc =
0,05 temse de 50 a 100 glóbulos, e para fc = 0,9 temse mais de 12000 glóbulos. O aumento no
número de glóbulos significa um aumento no volume emissor em altas densidades no qual a
radiação pode interagir com o gás. O segundo estudo analisou como a distribuição de tamanhos e
densidades das condensações influenciam as razões das linhas de emissão do envoltório. Para esse
estudo utilizouse um envoltório com 50% da massa em condensações, ou seja fc = 0,5. Os
tamanhos máximos e mínimos, assim como as densidades máximas e mínimas das condensações
foram mantidas constantes nos cálculos, de forma que apenas o valor do coeficiente da lei de
distribuição foi variado em cada simulação. Dessa forma, o que se pretende saber é se para um dado
valor de fc constante, um envoltório com condensações majoritariamente pequenas tem
propriedades muito diferentes de um envoltório com condensações majoritariamente grandes. O
mesmo podese perguntar sobre a distribuição de densidades, ou seja, se a emissão de um envoltório
com poucos glóbulos densos é diferente daquela produzida por muitos glóbulos de menor
densidade. A variação dos fluxos das linhas de emissão em modelos com condensações, quando não
se conhecem as leis de distribuição de tamanho e densidade dos glóbulos, pode ser estimada através
da análise dessas simulações. As configurações de abundância e dimensões do envoltório, assim
como os parâmetros da fonte ionizante foram mantidos constantes. As abundancias adotadas
correspondem a um gás enriquecido em CNO assim como observado nos envoltórios de novas. A
60
III – Simulações e análises
fonte ionizante tem uma luminosidade de 1036 erg.s1 com temperatura de 65000K. O contínuo é
definido por uma atmosfera quente de alta gravidade, conforme os dados do catálogo de Rauch
(2003). Os parâmetros dos modelos podem ser vistos na tabela 5.
3.1 Efeito da fração de massa condensada no espectro dos modelos
A luminosidade total do envoltório ejetado na linha de H varia com a fração de massa condensada,
fc, como mostra a figura 18. Quando comparase a luminosidade de um envoltório sem
condensações, o fator de ganho chega a mais de duas vezes (de fc = 0 para fc = 0.9). Esse fator
afetará determinações de massa do envoltório e algumas determinações de abundância.
Figura 18 – Variação da luminosidade total da linha H em função de fc. Os outros parâmetros foram mantidos constantes.
61
III – Simulações e análises
A variação da fração de massa condensada contribui significativamente para os valores de algumas
razões de linha, já que o aumento de fc altera as condições de ionização no envoltório. A razão de
linha He II 4686/H por exemplo, é fortemente afetada por fc. A figura 19 mostra o comportamento
dessa razão com a fração de massa condensada. A presença dos glóbulos afeta a ionização do He+,
fazendo com que a população de He++ diminua no interior das condensações. Portanto quanto mais
material estiver nos glóbulos, menos numerosa será a população de He++. A variação foi de uma
razão de 1,4 no envoltório sem condensações para uma razão de 0,14 em fc = 0,9, ou seja um fator
10. Nesse mesmo intervalo a razão das linhas He I 5876/H variou apenas 6 %. Essas razões de
linha são normalmente utilizadas para a determinação da abundância He/H. A presença de
condensações gera uma alteração significativa nas determinações de He++/H+ e portanto afetam as
determinações de abundância. Nos envoltórios altamente condensados, a abundância He/H pode ser
subestimada. Além disso, o fato da emissão das linhas de He I variarem pouco, significa que parte
do He+ foi neutralizado. Esse efeito foi observado no estudo da nova HR Del, que indicaram
abundâncias He/H menores nas regiões com glóbulos mais densos (Moraes & Diaz, 2009). Os
cálculos de abundância utilizando as razões de linha obtidas pelos modelos mostra que um
envoltório com fc = 0,9 tem uma determinação de abundância 67% menor que um envoltório sem
condensações.
62
III – Simulações e análises
Figura 19 – Variação da razão He II 4686/H em função da fração de massa condensada. O aumento de fc diminui significativamente a população de He++ do envoltório.
Outra linha intensa observada nos envoltórios de novas é a linha de oxigênio proibido [O III] 5007.
A figura 20 mostra o comportamento da razão [O III] 5007/H com fc. Nas dimensões e
configurações de um envoltório de nova de 104 Mʘ e com enriquecimento de CNO a linha [O III]
5007 é muito fraca para um envoltório sem condensações, apenas 0,01. Com fc = 0,05 há um
aumento significativo na emissão dessa linha, de um fator 20. Com o progressivo aumento de fc, há
um aumento da razão de [O III]5007/H por mais de um fator 10, (de fc = 0,05 até fc = 0,9). Esse
resultado indica que envoltórios de novas com emissão intensa nessa linha, tem com certeza
condensações. As condensações não devem ser muito densas pois uma densidade maior que a crítica
desexcitaria o nível 1D2, do OIII, que dá origem à linha. Os glóbulos devem ter densidade suficiente
para otimizar a excitação dos íons.
63
III – Simulações e análises
Figura 20 – Variação da razão [O III]5007/H em função da fração de massa condensada.
A determinação das abundâncias de oxigênio também serão diretamente afetadas pela presença dos
glóbulos. Apesar da linha de [O III] ser muito afetada pela presença das condensações, as linhas de
[O II] 7325 não são (vide figura 21). A variação de um envoltório sem condensações para um com
fc = 0,9 foi de apenas 22 %. As linhas de [O II] 7325 são observadas em muitas novas, como HR
Del e V842 Cen (Moraes & Diaz, 2009 e Andrea et al, 1994), mas a presença de condensações não
é suficiente para explicar sua grande intensidade em relação à H. A linha de [O I] 6300 tem sua
intensidade no envoltório sem condensações aumentada de um fator 104 pelas condensações. Apesar
disso a razão [O I]/H nos modelos ainda é algumas ordens de grandeza menor do que o observado
nos envoltórios de novas, principalmente na fase nebular. A presença das condensações é
fundamental para que haja um aumento na população de O0, mas o mecanismo de excitação da linha
durante a fase nebular ainda tem que ser melhor entendido. A presença de condensações diminui
64
III – Simulações e análises
drasticamente a temperatura eletrônica das regiões onde o [O III] é emitido. A figura 24 mostra o
comportamento da temperatura dada pelas linhas de [O III] 4363, 4959 e 5007. O aumento de fc faz
com que a energia proveniente do campo de radiação seja “gasta” na ionização do gás no interior
das condensações. Em um envoltório sem condensações, onde a maior parte do gás já está ionizada,
o campo de radiação gera um aumento da temperatura eletrônica do gás. Além disso as
condensações criam condições para que a emissão das linhas que resfriam o gás, como o [O III]
5007 seja mais eficiente.
Figura 21 – Variação da razão [O II] 7325 / H em função da fração de massa condensada.
Assim como as linhas de [O III], a linha de [N II] 6584 também é fortemente afetada pelas
condensações. A figura 22 mostra o comportamento dessa linha em relação a H. O aumento na
razão [N II] 6584/H é de 20 vezes de fc = 0,05 até fc = 0,9. De forma análoga à linha nebular [O
III], a emissão em [N II] dessa linha em um envoltório sem condensações relativamente fraca. O
que sugere que sua presença nos espectros de novas decorre da presença de condensações nos
65
III – Simulações e análises
envoltórios ejetados. Consequentemente, as determinações de abundâncias N/H são fortemente
afetadas pelos glóbulos.
Uma das poucas linhas de carbono observadas no óptico em novas na fase nebular é o multipleto
CIII 4645 que geralmente está combinado com o multipleto NIII 4650. A razão CIII+NIII/H em
função de fc tem um comportamento similar a He II 4686, como mostra a figura 23. A razão
diminui com o aumento da fração de massa condensada por um fator 3 (de fc = 0 a fc = 0,9). O que
confirma que o aumento da fração condensada diminui eficiência da ionização no envoltório.
Figura 22 – Variação da razão [N II]6584/H em função da fração de massa condensada.
66
III – Simulações e análises
Figura 23 – Variação do conjunto de linhas de CIII e NIII em 4645 em função de fc.
Figura 24 – Variação da temperatura na região de formação das linhas de [OIII] em função de fc.
67
III – Simulações e análises
3.2 – Efeito da população das condensações no espectro modelado
3.2.1 – Modelos e a intensidade de H
Os efeitos da distribuição de tamanhos (fw) e densidade (k) das condensações foram estudados
em envoltórios com glóbulos de densidade baixa, de 3 a 10 vezes a densidade da componente
esférica circundante, denominados modelos k310 e com envoltórios com condensações mais
densas, com densidades de 10 a 50 vezes a do material circundante (modelos k1050). Os
parâmetros dos modelos estão na tabela 5. A luminosidade do envoltório nas linhas de Balmer, no
caso H mostrou uma variação significativa nos cálculos. Para os modelos k310, a luminosidade
total na linha H teve uma variação de 35% em função da variação da população de condensações.
Quando o parâmetro livre do envoltório é a distribuição de tamanhos, um envoltório com
condensações predominantemente pequenas, apresentou uma maior luminosidade em H, quando
comparado aos modelos com condensações grandes predominantes (como pode ser visto nas figuras
25 e 26). A variação da distribuição de densidades apresentou um efeito de mesma escala e o
modelo com condensações mais densas apresentou maior luminosidade que os modelos com uma
população de condensações menos densa. Para os modelos com glóbulos mais densos, k1050, o
efeito foi o mesmo dos modelos k310, só que mais intenso. Apesar dos modelos calculados
apresentarem uma fração de massa condensada fixa, a distribuição de matéria mostrou ser
importante nos cálculos da massa dos envoltórios de novas. O efeito da geometria é mais intenso
quando o gradiente de densidades é maior, situação mais comum nos primeiros anos da erupção.
68
III – Simulações e análises
Modelo k310 Modelo k1050
Temperatura anã branca (K) 65000 65000
Luminosidade (log erg/s) 36 36
Massa do envoltório (Mʘ) 104 104
Fração de massa condensada 0,5 0,5
Gravidade anã branca (log g) 8 8
Forma do contínuo ionizante Atmosfera Rauch Atmosfera Rauch
Abundância He/H (log He/H) 0,85 0,85
Abundância C/H (log C/H) 2,5 2,5
Abundância N/H (log N/H) 2 2
Abundância O/H (log O/H) 2,5 2,5
Abundância outros elementos Solar Solar
Tamanho do envoltório (cm) 4x1016 4x1016
Tamanho máximo glóbulos (log cm) 16 16
Tamanho mínimo glóbulos (log cm) 14 14
Densidade máx glóbulos (relativa) 10 50
Densidade mín glóbulos (relativa) 3 10
Intervalo de fw 2 a 4 2 a 4
Intervalo de k 2 a 4 2 a 4Tabela 5 – Parâmetros dos modelos k310 e k1050 no estudo dos efeitos da distribuição de densidades e de tamanhos das condensações no espectro observado.
69
III – Simulações e análises
Figura 25 – Luminosidade na linha de H nos modelos de envoltório k1050 em função dos parâmetros livres que descrevem a distribuição de tamanhos e densidades das condensações.
Figura 26 – Luminosidade na linha de H nos modelos de envoltório k310 em função dos parâmetros livres que descrevem a distribuição de tamanhos e densidades das condensações.
70
III – Simulações e análises
3.2.2 – Linhas de hélio
As linhas de recombinação do hélio, como He I 5876 e He II 4686, junto com H são comumente
utilizadas para se determinar as abundâncias de hélio nos envoltórios de novas. O material acretado
da estrela secundária tem na maioria dos casos (sistemas com companheiras ainda na sequência
principal) uma composição próxima da solar. A detonação nuclear que ocorre na camada externa da
anã branca queima parte desse hidrogênio através do ciclo CNO fora do equilíbrio e esperase
observar um enriquecimento do hélio no material ejetado pela erupção. Segundo cálculos
hidrodinâmicos de Yaron et al. (2005) o enriquecimento de He pode ser de 3% para novas onde a
anã branca tem baixa massa (0,65 Mʘ) , 10 % em anãs brancas de 1 Mʘ e até 50 % para erupções
que ocorreram em anãs brancas mais massivas (1,25 Mʘ). Assim, a determinação com acurácia da
abundância de hélio pode trazer informações sobre a massa da anã branca desses sistemas eruptivos.
O cálculo da abundância He/H utiliza como um dos parâmetros a razão dos coeficientes de
recombinação das linhas utilizadas, que são dependentes da temperatura e densidade do gás. Nas
condições de densidade dos envoltórios de novas na fase nebular, uma variação de temperatura de
5000 K para 10000K altera somente em 10% a razão dos coeficientes de recombinação das linhas
de hélio com He.g Osterbrock, 2006). Portanto, o efeito da temperatura nas determinações de
abundância de He é pequeno. Nos cálculos dos modelos de envoltório com diferente populações de
condensações, a razão He I 5876 / H teve uma variação mínima (da ordem de 2%), o que não afeta
a determinação da abundância dos íons He+/H+. Mas a razão He II 4686/H teve um comportamento
bem diferente. Nos modelos k310, houve uma variação de duas vezes na razão das linhas, sendo
que nos modelos com uma população de condensações pequenas a razão das linhas foi maior do que
nos modelos com uma população de condensações majoritariamente grande (veja figura 27). Os
71
III – Simulações e análises
cálculos das abundâncias utilizando as razões de linhas de He e H obtidas dos modelos mostra que
há uma variação de 20% no valor da abundância He/H entre esses modelos.
Figura 27 – Variação da razão de linha He II 4686/H em função do parâmetro que controla a distribuição de densidades na população de condensações. A variação nos modelos de envoltório k310 é bem mais acentuada que nos modelos k1050.
Nos modelos com condensações pequenas o número de glóbulos foi da ordem de 12000, enquanto
nos envoltórios com condensações majoritariamente grandes o envelope tinha da ordem de 800 a
400 condensações. As condensações pequenas proporcionam um volume de gás maior que interage
com a radiação ionizante, o que aumenta a luminosidade nas linhas de He++ do envoltório. A figura
28 mostra que existe um plateau, a partir de fw > 1, onde o aumento do tamanho médio das
condensações não afeta a razão das linhas. O efeito da densidade dos glóbulos foi da mesma ordem,
onde os modelos com um envoltório com uma população de glóbulos majoritariamente pouco
densos mostraram uma maior razão He II 4686/H (vide figura 27). O efeito da distribuição de
72
III – Simulações e análises
densidades também mostra um plateau, onde para para k > 2 a razão de linhas parece permanecer
constante.
Figura 28 – Variação da razão de linha He II 4686/H em função do parâmetro que controla a distribuição de tamanhos das condensações. A variação para os modelos de envoltório menos denso, k310 é bem mais acentuada que nos modelos k1050.
Uma variação na determinação da abundância causada pelo efeito das condensações pode chegar no
mínimo a 30%. A combinação dos efeitos de densidade e tamanho pode levar a variações ainda
maiores. Os cálculos com os modelos k1050 mostraram resultados com a mesma tendência, mas
com algumas diferenças. A influência da distribuição de tamanhos foi menor, apenas 55%. Já nos
modelos com variação da distribuição de densidades, a influência foi um pouco maior, sendo a
razão He II 4686/H 2,5 vezes maior nos modelos com uma população de glóbulos menos densos.
Apesar da variação relativa ter sido menor ou da mesma ordem quando comparadas aos modelos
k310, a variação absoluta foi menor nos modelos k1050 pois nesses modelos, deve haver uma
população maior de átomos de He neutro que não emitem, já que a emissão das linhas de He I
73
III – Simulações e análises
permanece constante. O maior valor da razão HeII 4686/H foi 0,65, obtido no modelo k310, com
a configuração fw = 2 e a menor, 0,10 no modelo k1050, com k = 2. Nesses mesmos modelos, a
razão He I 5876/H variou apenas 3%. Esses resultados indicam que a somente a distribuição de
matéria, independente da distância da fonte ionizante, da fração de massa condensada ou da massa
do envoltório, pode afetar fortemente os cálculos de abundância do hélio nos envoltórios de novas,
ou em qualquer outro tipo de objeto onde haja uma nuvem de gás fotoionizada heterogênea.
3.2.3 – Linhas de oxigênio
Linhas de oxigênio proibido no óptico tais como [O III] 4959,5007, [O II] 7320,7330 e [O I]
6300,6364 são comumente utilizadas para a determinação das abundâncias de oxigênio nos
envoltórios de novas, já que são linhas intensas. Além disso, as linhas de [O III] são utilizadas no
diagnóstico de temperatura do ambiente onde elas são geradas. O estudo do efeito das características
dos glóbulos do envoltório na razão [O III] 5007/H foi realizado para os modelos de envoltório
k310 e k1050. A distribuição das densidades das condensações afeta a razão de linhas por um fator
3 nos modelos k310 e por 60% nos modelos k1050. A figura 29 mostra o comportamento dessa
razão de linhas com k para os modelos k310 e k1050. Nos modelos k310 o aumento da
densidade favorece o aumento da razão de linhas, enquanto nos modelos k1050 isso ocorre apenas
até k = 0. A transição [O III] 5007 ocorre do nível 1D2 que tem uma densidade crítica de 7x 105
cm3 (10000 K, ver Osterbrock, 2006). Nos glóbulos mais densos, ocorre a desexcitação colisional
do nível 1D2 , o que diminui a transição [O III] 5007. A abundância de O++/H+ é proporcional a razão
de fluxos de [O III] 5007/H, observase pela figura 29 que a distribuição de densidades dos
74
III – Simulações e análises
glóbulos pode afetar a determinação da abundância por um fator 3.
A distribuição de tamanhos das condensações também afeta a razão [O III] 5007/H. Nos modelos
k310, a razão é maior para os envoltórios com uma população majoritariamente de glóbulos
grandes, com uma diferença de 70% do modelos com uma população de glóbulos de tamanho
menor.
Figura 29 – Variação da razão [O III] 5007/H em função dos parâmetros que descrevem a distribuição de densidade e tamanho das condensações nos modelos de envoltório de baixa densidade, k310.
Já nos modelos k1050, ocorreu o contrário, (vide figura 30), os modelos com uma população de
condensações majoritariamente pequenas tem uma razão de linhas maior (50%) do que os modelos
com glóbulos com maior tamanho médio. Os glóbulos grandes tem mais material para absorver a
radiação ionizante e a população O++ diminui, efeito semelhante foi observado na linha de HeII
4686 nos modelos k1050. O potencial de ionização do He++ é de 54,4 eV, enquanto o potencial de
ionização do O+ é 35,2 eV e do O++ é 54,9 eV. Portanto, é nessas regiões que a população de O+3 e
75
III – Simulações e análises
He+2 diminui. Isso explica o comportamento diferente das razões HeII 4686/H e [OIII] 5007/H,
principalmente nos modelos k310, de menor densidade. Quando se compara o valor da razão [O
III] 5007/H entre os modelos k310 e k1050, se observa que ela é maior para os modelos k1050.
Por exemplo, a razão é 6,5 para fw = 0 e k = 0 no modelo k1050 enquanto que é 2 no modelo
k310 com as mesmas configurações de fw e k. Um fator 3 a mais é devido a densidade máxima
das condensações. Isso é evidenciado quando observamos o diagnóstico de temperatura obtido
pelas linhas de [O III].
Figura 30 – Variação da razão [O III] 5007/H em função dos parâmetros que descrevem a distribuição de densidade e tamanho das condensações nos modelos de envoltório de alta densidade, k1050.
Nos modelos k310, a temperatura varia de 6200 a 8000 K, enquanto que nos modelos k1050, a
temperatura varia apenas de 5900K a 6200K. As figuras 31 e 32 mostram o comportamento da
temperatura em função fw e de k para os modelos k310 e k1050.
76
III – Simulações e análises
A razão das linhas [O II] 7320,7330/H tem pequena variação com os modelos de envoltório
calculados. O efeito das distribuições de tamanho e densidade na razão de linhas foi da ordem de
5% para os modelos k310 e k1050. A maior diferença ocorreu quando se comparam as razões de
linha extremos dos modelos k310 com os modelos k1050, que são de 0,0142 e de 0,0164
respectivamente (apenas 15% de diferença). Esses resultados mostram que em modelos de
envoltório com condições físicas similares àquelas da fase nebular das novas, essa razão de linhas é
pouco afetada pela distribuição de matéria.
Figura 31 Variação da temperatura da ragião emissora da linha [O III] em função da distribuição de tamanhos das condensações.
A razão da linha [O I] 6300/H é bastante afetada pela distribuição de matéria e há uma diferença
de uma ordem de grandeza entre os valores obtidos dos modelos. Entretanto, devese considerar que
os modelos de fotoionização tem dificuldade em explicar as intensidades observadas da razão
77
III – Simulações e análises
[OI]6300/H, que é em alguns casos várias ordens de grandeza maiores que a dos modelos.
Também devese considerar que as condensações são necessárias para a existência do oxigênio
neutro, independentemente do mecanismo de excitação. Assim, os envelopes com condensações
predominantemente mais densas tendem a ter uma população maior de oxigênio neutro, o que
potencializa a emissão do [OI] 6300.
3.2.4 – Linhas de nitrogênio
As linhas de nitrogênio analisadas foram aquelas equivalentes as transições do [O III], ou seja [N II]
5755 e [N II] 6548,6583. Os níveis excitados dessas transições tem densidades críticas menores
(por exemplo, 1D2 = x 102 cm3, contra 7 x 105 cm 3 do oxigênio na mesma configuração), sendo
portanto mais sensíveis à presença de glóbulos densos.
78
III – Simulações e análises
Figura 32 – Variação da temperatura da ragião emissora da linha [O III] em função da distribuição de tamanhos das condensações.
Por outro lado, o potencial de ionização do nitrogênio é 14,5 eV e do N+ é de 29,6 eV, intervalo de
energia onde o oxigênio pode ser ionizado para O+. O comportamento da linha de [N II] 5755 foi
semelhante ao das linhas de [O II]7325, apenas a variação da razão [N II] 5755/H foi mais
acentuada, da ordem de 50% entre os valores extremos. Apesar disso, as linhas de [N II]
6548,6583 apresentam uma variação elevada, como mostram a figura 33. Nos modelos k310, a
variação da razão da linha em função do tamanho médio das condensações é de 5 vezes. A variação
com a densidade média é de 7 vezes, onde os maiores valores foram obtidos para os envoltórios com
glóbulos majoritariamente densos. Como essas linhas são excitadas colisionalmente, o aumento da
densidade gera um aumento da emissão. Nos envoltórios tipo k1050, vide figura 33 a diferença foi
menor; com 3 vezes para a variação do tamanho médio e 2 vezes para a variação da densidade das
condensações. O comportamento da razão [N II]6583/H é como esperado semelhante ao da razão
[O III] 5007/H para os modelos k310 e k1050.
79
III – Simulações e análises
Figura 33 – Variação da razão [N II] 6584/H em função dos parâmetros que descrevem a distribuição de densidades e tamanhos das condensações.
3.2.5 – Razões invariantes
Algumas razões de linhas não sofreram variação em função das características da população de
condensações. As linhas de He+ (He I 4922, He I 5876, He I 6678 e He I 7065) tiveram valores
constantes mesmo quando se comparam os modelos k310 e k1050. As razões das linhas de
Balmer, como H/H e H/H também não variaram nos cálculos dos diversos modelos. A razão
H/H variou somente entre os modelos k310 e k1050, mas a variação foi pequena, da ordem de
10% para os valores mais extremos desses modelos. Esse resultado é importante, pois nos espectros
de novas, geralmente a linha de H está sobreposta às linhas de [N II] devido à velocidade de
expansão do envoltório. Valores altos da razão H+[N II]/H são frequentemente devido à emissão
de [N II], (no caso de um espectro já corrigido do avermelhamento).
80
III – Simulações e análises
3.3 – Discussão sobre o efeito das condensações no espectro dos modelos
A presença de condensações em novas pode ser observada em envoltórios espacialmente
resolvidos, como HR Del, GK Per e RR Pic. Muitas novas que não tem o envoltório resolvido
apresentam características espectrais, como linhas intensas de elementos neutros, combinadas com
emissões de elementos de alta ionização, que só são possíveis em envoltórios com distribuição de
matéria heterogênea (Williams, 1994).
Há muitos mecanismos que podem formar condensações em novas. A instabilidade Rayleigh
Taylor (IRT) é uma possibilidade. A IRT ocorre nos segundos iniciais da erupção devido a
distribuição de velocidades do envoltório que se propaga em um meio estratificado (Chevalier et al.
1992). A IRT está relacionada à classe de velocidade das novas (Lloyd et al. 1997), sendo que para
novas rápidas t3 < 12 dias, o tamanho das condensações é 0,4 vezes o raio do envoltório (Como
observado em V1500 Cyg (Slavin et al. 1995). Em novas mais lentas há possivelmente uma
diminuição do tamanho máximo das condensações em função do aumento do tempo de decaimento
da curva de luz, até da ordem de 104 do raio do envelope no caso de novas muito lentas.
A expansão do envoltório reduz a densidade e este se torna oticamente fino para as linhas de
emissão. O resfriamento decorrente faz o envoltório se tornar termicamente instável (instabilidade
KelvinHelmholtz), (Chevalier et al. 1992). Essa instabilidade foi estudada em detalhe por Pistinner
e Shaviv (1995). Estes autores obtiveram que a escala dessa instabilidade é também de 104 vezes o
raio do envoltório e o contraste de densidade máximo é de um fator 2. Apesar do baixo contraste de
densidade, são formados um grande número de pequenos glóbulos no envoltório por esse
mecanismo.
A ejeção de massa é afetada pelo movimento orbital da secundária e foi estudada através de
81
III – Simulações e análises
modelos hidrodinâmicos 2.5D por Livio et al. (1990) e Lloyd et al. (1997). O movimento orbital
causa um acúmulo de matéria nas regiões polares do envoltório, com contraste de densidade ~70
vezes a região difusa (Lloyd et al. 1997).
Se a anã branca tiver uma rotação elevada (da ordem de dezenas de segundos), a gravidade efetiva
nas regiões equatoriais é menor que nas regiões polares. Como a temperatura máxima alcançada na
detonação nuclear depende da gravidade local e a velocidade de ejeção é proporcional a essa
temperatura, temse que a ejeção ocorre com velocidades maiores nas regiões polares, fazendo com
que o envoltório seja prolato ou até bipolar (Scott, 2000). As novas HR Del (Moraes & Diaz, 2009)
e RS Oph (Bode et al. 2007) são exemplos de envoltórios bipolares.
Todos esses efeitos combinados podem formar uma grande variedade de tamanho e densidade de
glóbulos. Isso justifica o estudo de uma grande variedade de distribuição de tamanhos e densidades
neste trabalho.
Um código totalmente 3D, como por exemplo o MOCASSIM (Ercolano et al. 2003) demanda um
tempo de CPU enorme, além de muitos parâmetros para descrever um envoltório de nova. O código
pseudo3D, como o RAINY3D pode tratar as condensações e possibilita a construção de algumas
geometrias arbitrárias de envoltório. A transferência da radiação difusa é feita em 1D e possibilita
verificar o efeito das condensações localmente e à grandes escalas (efeitos de sombras) As
simulações mostram que os glóbulos realmente afetam a estrutura de ionização local e no espaço
entre as inomogeneidades.
A análise da evolução espectral de novas realizada por Williams (1991) indicam que os cálculos das
abundâncias de metais no início da fase nebular que utilizam linhas proibidas devem levar em
consideração o efeito das condensações (neste caso devido a desexcitação colisional no interior dos
glóbulos). Os cálculos deste trabalho em envoltórios oticamente finos mostram que mesmo depois
82
III – Simulações e análises
de décadas após a erupção, as condensações afetam os diagnósticos físicos e químicos.
As simulações de envoltórios com condensações possibilitam analisar como a emissão é afetada.
Tanto a fração de massa condensada como a distribuição de tamanhos e densidades dos glóbulos
afeta o espectro sintetizado. A luminosidade H por exemplo varia com fc como mostra a figura 18
e também varia com as características da população de glóbulos. O efeito combinado desses fatores
causa uma emissão 5 vezes maior na luminosidade da linha quando comparadas aos modelos
homogêneos de mesma configuração. Como na estimativa da massa do envoltório se usa
frequentemente a emissão em H, essa determinação pode ser afetada significativamente. Os
modelos homogêneos e aqueles com condensações tem um envoltório de mesma massa e volume
total, portanto a mesma densidade média. Assim, a utilização de valores médios de densidade para a
obtenção de parâmetros físicos pode gerar resultados incorretos.
Os cálculos mostram que as estimativas de abundância de He pode ser subestimada em envoltórios
com condensações. Como as linhas de He I mostraram uma variação pequena, as condensações
devem estar aumentando a população de hélio neutro. O efeito das condensações é diminuir a
eficiência da ionização local, o que faz variar a população dos íons quando comparados aos
modelos homogêneos.
Os modelos homogêneos de envoltórios de novas durante a fase nebular não reproduzem a emissão
de [O III] observada em novas. A emissão de [O III] nesses modelos exige uma fonte central de alta
temperatura e luminosidade, que é inconsistente com as observações UV de novas evoluídas durante
a fase nebular. A abundância de oxigênio pode ser afetada (superestimada) se o envoltório tiver
condensações e se a fração do íon O+2 for significativa. A determinação da abundância de nitrogênio
tem o mesmo comportamento, mas o efeito das condensações é maior na emissão [N II]. Essas
linhas proibidas resfriam o gás, como mostra a figura 32 e linhas de diagnóstico que são afetadas
83
III – Simulações e análises
pela temperatura local podem levar à obtenção de parâmetros físicos incorretos.
84
IV – O envoltório de V842 Cen
4 .1 – Estudo do envoltório de V842 Centauri
4.1.1 – O cubo de dados
O envoltório remanescente de sua erupção foi observado com a unidade de campo integral (IFU) –
GMOS do telescópio Gemini Sul em julho de 2005. O cubo de dados foi manipulado por rotinas do
pacote IRAF para se obter os mapas de linhas. Os mapas de linhas representam o fluxo integrado
de uma linha de emissão em um dado intervalo de comprimento de onda. As cores de cada mapa
denotam a intensidade desse fluxo integrado em cada região do campo observado. Os espectros
utilizados para a obtenção dos mapas de linhas foram corrigidos do avermelhamento e tiveram o
contínuo subtraído na região da linha para qual o mapa é gerado. A figura 34 mostra o resultado
obtido para o complexo de linhas H + [N II]. Cada quadro corresponde a um intervalo de 10
Angstrons com início em 654050 A, o último quadro, (I), corresponde à integração de 6540 a 6610.
Nos quadros de A até H foi subtraída a região central, com raio de 1 segundo de arco, a fim de se
otimizar o contraste da imagem e de possibilitar a obervação de estruturas. Podese notar que os
envoltórios dos quadros A e H tem menor dimensão que o restante. O mapa do quadro (A) tem
como [N II] 6548 principal linha que contribui para o fluxo total e sua menor dimensão em relação
aos demais (ver tabela 6) representa o alcance da ionização para onde há o íon N+. O mapa (H)
corresponde a uma maior contribuição da emissão da outra linha do nitrogênio, [N II] 6584. O
mesmo precedimento foi realizado para a linha H, com intervalos de 5 Angstrons de 4845 até 4885
Angstrons, como mostra a figura 35. As tabelas 6 e 7 mostram as dimensões angulares dos
envoltórios de V842 Cen em cada intervalo de comprimento de onda. As dimensões foram obtidas
através de medidas nos mapas de linhas. Uma medição mais precisa da dimensão do envoltório em
H + [N II] e em H foi obtida através da medição do ruído médio nas imagens. O ruído médio foi
85
IV – O envoltório de V842 Cen
utilizado como limite inferior das intensidades das linhas. As figuras 36 e 37 mostram o
comportamento da intensidade dessas linhas em função do raio do envoltório até o limite de
detecção determinado pelo ruído médio. Nesses gráficos, o ponto de maior intensidade foi
considerado o centro do envoltório e portanto a origem do eixo de medida. A dimensão do
envoltório no eixo y foi obtido da mesma maneira. A dimensão do envoltório na linha H+[N II] foi
de 11,0 x 11,5 arcsec2 e na linha de H de 8,6 x 8,6 arcsec2.
Figura 34 – Mapas de linhas no comprimento de onda de H e [N II] 6548,6584. O primeiro quadro acima e a esquerda equivale a 653040 ou 1500 km.s1 de H. Os quadros seguintes são deslocados de 10 A até o quadro central na linha de baixo, com entre 66006610 ou +2150km.s1 de H. O último quadro representa a soma de todo o intervalo. A região central de diâmetro de 2” foi subtraída nos frames de AH para melhorar o contraste da imagem.
86
IV – O envoltório de V842 Cen
Frame Dimensão X (arcosegundos) Dimensão Y (arcosegundos)
A 6,9 7,2
B 8,7 9,0
C 9,3 9,7
D 9,7 9,8
E 9,6 9,6
F 9,7 9,7
G 8,7 8,9
H 6,2 6,5
I 9,8 10,0Tabela 6 – Dimensões dos envoltórios em cada intervalo de 10 angstrons dos mapas de linhas de A a I na região H + [N II].
Figura 35 – Mapa de linhas na região de H, entre 4845 e 4885 Angstrons ou de 1000 a + 1500 km.s1
de H de repouso. Cada quadro representa a integração em um intervalo de 5 Angstrons. O quadro I representa a integração em todo o intervalo da linhas de 4845 a 4885 Angstrons. O deslocamento do centro da emissão máxima em relação a H se deve a refração diferencial atmosférica.
87
IV – O envoltório de V842 Cen
Frame Dimensão X (arcosegundos)
Dimensão Y (arcosegundos)
A 6,6 6,7
B 7,1 7,4
C 7,2 7,4
D 7,6 7,9
E 7,7 8,0
F 7,2 7,5
G 6,8 7,0
H 6,5 6,5
I 7,8 8,0Tabela 7 – Dimensões dos envoltórios em cada intervalo de 10 angstrons dos mapas de linhas de A a I na região H .
Figura 36 – Intensidade das linhas H+ [N II] em função da distância angular ao centro do sistema. O limiar da detecção da emissão do envoltório foi definido pela intensidade média do ruído sobre o fundo.
88
IV – O envoltório de V842 Cen
Figura 37 – Intensidade da linha H em função da distância ao centro do sistema. O limiar da detecção da emissão do envoltório foi definido pela intensidade média do ruído das regiões sem detecção.
A menor dimensão obtida através da linha H se deve ao menor fluxo dessa linha em relação ao
complexo H+[N II], já que o limite de detecção acima do ruído é próximo para as duas linhas.
Esses resultados mostram que o envoltório tem uma projeção circular no plano do céu. Através das
dimensões do envoltório é possível obter um valor da distância para V842 Cen. Mas antes é
necessário conhecer a velocidade de expansão do envoltório, já que os valores da literatura mostram
que um sistema denso tem velocidade de expansão de 525 km.s1 e outro menos denso, de 2000
km.s1. Assim necessitase saber qual das componentes fornece as imagens mostradas nas figuras 34
e 35 e qual das velocidades é mais adequada para o cálculo da distância. As figuras 36 e 37 mostram
que o decaimento da intensidade das linhas é suave com o aumento do raio, indicando que não há
um grande gradiente de densidade nessa direção. O espectro da região nebular mostra que a largura
89
IV – O envoltório de V842 Cen
da linha de H é de 20 Angstrons, (FWHM) o que corresponde a uma velocidade de 1300 km.s1 na
direção de visada. Devido à simetria circular da projeção, o envoltório pode ser esférico ou, caso o
ângulo de visada seja o mesmo do eixo polar, o envoltório pode ter uma geometria prolata ou até
bipolar. De Freitas Pacheco et al. (1990) obtiveram o valor de 1400 km.s1 para a velocidade de
expansão. As linhas de [O III] 5007 apresentam 2 picos, se estes representam a emissão das regiões
densas se afastando da nova, a velocidade média dessas componentes é de 450 km.s1 . Andrea
(1991) obteve um valor de 525 km.s1 para as regiões de [O III]. Com essas informações, podemos
estimar um valor de distância e utilizando a linha de H obtémse 900(80) pc, o que está dentro do
intervalo de valores obtido por outros autores e métodos. O erro na determinação corresponde à
qualidade da imagem (FWHM). Gill & O' Brien (1998) obtiveram 1,3(5)kpc, através da paralaxe de
expansão da região de alta densidade, as distâncias obtidas pelo avermelhamento através do espectro
UV são de 920 pc (Sekigushi et al. 1989) e de 1000 pc (Andrea et al. 1994), outra medida
independente foi de 1200(200) pc por De Freitas Pacheco (1990). Podese observar que os valores
das velocidades para os dois sistemas do envoltório são menores que os obtidos anteriormente. Esse
fenômeno já foi observado por Williams et al. (1991) que constataram que o perfil das linhas fica
mais estreito com o passar do tempo. Os dados aqui utilizados foram obtidos 18,53 anos depois da
erupção e é possível que o envoltório tenha sido desacelerado pelo meio circundante da nova. Mas
também devese considerar que o envoltório tem uma dimensão angular maior nos dados mais
recentes, o que reduz os erros relativos das estimativas de suas dimensões. Além disso, a utilização
de um telescópio de 8 metros, (comparado a de 0,9 metro utilizado por Downes & Duerbeck em
1998), aprofunda o limite de detecção, o que tende a diminuir as estimativas de distância.
90
IV – O envoltório de V842 Cen
4.1.2 – Estimativas da massa do envoltório
Com a estimativa da distância disponível, podese calcular um valor aproximado da massa do
envoltório utilizandose o fluxo em H. O fluxo total da região nebular, em H, já corrigido do
avermelhamento é de 5,90 x 1013 erg.s1.cm2. A temperatura e densidade eletrônica foram obtidas
por Andrea et al. (1994) com dados de 1987 e 1990. A temperatura eletrônica obtida por esses
autores foi de 10200(400)K em 1987 e 7200(970) K em 1990 a partir dos íons C+2. A densidade
eletrônica em 1991 era de aproximadamente 104,6 cm3, obtida das linhas de [OIII] e [N II]. Andrea et
al. (1994) também obtiveram a evolução temporal da densidade eletrônica para V842 Cen, como
uma lei de potência do tipo Ne t. O valor de obtido foi de 2,2, sendo que um valor 2
corresponde a uma expansão livre de um envoltório esférico de espessura constante. Assim, na data
da observação em 2005, a densidade média estimada pela lei de potência é logNe = 2,9 cm3. Com
essas estimativas de densidade eletrônica e temperatura, podemos estimar a massa de hidrogênio e a
massa total, sabendo que Z = 0,36 e Y = 0,14, (Andrea et al. 1994). Para um envoltório oticamente
fino a massa total é de 5 x104 Mʘ para 7000K, se a temperatura eletrônica estivesse em 5000 K no
momento das observações, a massa total seria de 3,5 x 104 Mʘ . Esses valores são compatíveis a
massa necessária para a ocorrência da erupção em uma anã branca pouco massiva. Segundo os
cálculos dos modelos teóricos de Yaron et al. (2005) somente anãs brancas com M < 0,7 Mʘ e de
baixa luminosidade ejetam a quantidade de matéria estimada em V842 Cen.
91
IV – O envoltório de V842 Cen
4.1.3 – Um envoltório bipolar?
Os dados também forneceram um mapa do envoltório no complexo [O II] 7320,7330, que
corresponde às regiões de alta densidade e de menor velocidade de expansão. A figura 38 mostra a
imagem do envoltório no intervalo de comprimento de onda de 7320 a 7330 Angstrons. Essa região
do espectro é menos afetada pelo contínuo, que pode ser melhor subtraído. A projeção do envoltório
no plano do céu continua a ter um aspecto circular, como obtido pelas linhas de Balmer, mas nesta
imagem podese observar que o envoltório tem uma geometria em forma de anel. A estimativa de
distância utilizando os dados de velocidade de expansão obtida das linhas de [O III]5007 e das
dimensões obtidas dos mapas de [O II]7325 fornece um valor de 850(90) pc, que é compatível com
o valor obtido da linha H de maior velocidade.
Figura 38 – Mapa das linhas [O II] 7320,7330 com o contínuo local subtraído. Podese observar que o envoltório consiste de um anel circular com muitos glóbulos de matéria.
92
IV – O envoltório de V842 Cen
Diferentemente das imagens obtidas com as linhas de Balmer, observase que há diversas estruturas
e condensações de matéria. O envoltório tem dimensão aparente de ~ 5,5 arcosegundos nos dois
eixos principais da imagem. O deslocamento Doppler dessas linhas devido à velocidade de
expansão não fica evidente nos mapas de linhas, como também ocorre nas linhas de Balmer, que
mostram as regiões de menor densidade. Isso pode indicar que o deslocamento Doppler ocorre em
um eixo perpendicular ao plano do céu. A figura 39 mostra os mapas de velocidade na região do
complexo do [O II] 7325. O primeiro quadro (A) corresponde ao intervalo 73177322 Angstrons e os
demais correspondem aos intervalos de 5 Angstrons subsequentes, até 7342 Angstrons. Podese
observar que há algumas diferenças entre os mapas, principalmente nos glóbulos de matéria, mas a
estrutura de anel se mantém em todo intervalo de velocidades e não há nenhuma região que se
caracterize pela emissão desviada para o azul ou para o vermelho, o que pode caracterizar um
envoltório esférico. Mas se o deslocamento Doppler ocorrer na direção de visada, podese ter um
envoltório prolato ou bipolar. Os dados também permitiram obter mapas das linhas de hélio, como
mostram as figuras 40 e 41. O mapa da linha He I 6678 foi construído com e sem a fonte central,
como mostrado na figura 40.
93
IV – O envoltório de V842 Cen
Figura 39 – Mapa de velocidades para a região do complexo [O II]7325, com intervalos de 5 Angstrons. O quadro A corresponde ao intervalo 72177322. O envoltório apresenta diversas condensações de matéria, que aparecem em função do intervalo de velocidade. O deslocamento Doppler parece ocorrer em um eixo perpendicular ao plano do céu.
A menor dimensão do envoltório se deve principalmente à menor intensidade das linhas He I 6678
e 7065 e ao limite de detecção do instrumento. A dimensão do envoltório é similar as duas linhas.
As figuras mostram que há anisotropias na distribuição de matéria que coincidem em posição nos
dois comprimentos de onda. Os mapas de linhas na região mais azul do espectro foram prejudicados
94
IV – O envoltório de V842 Cen
pela maior contaminação do contínuo e pela difração diferencial atmosférica, o que torna inviável a
subtração do contínuo sem afetar as emissões das linhas em dada região do envoltório.
Figura 40 – Mapa da linha de He I 6678 com a fonte centra à esquerda e sem a fonte central, à direita. Ambos com contínuo subtraído.
Figura 41 – Mapa do envoltório na linha He I 7065, com o contínuo local subtraído do espectro.
95
IV – O envoltório de V842 Cen
O sistema V842 Cen mostrou que a anã branca tem um campo magnético intenso e seu período de
rotação é de 57 segundos. Segundo cálculos de Scott (2000) essa rotação produziria uma assimetria
nas condições da erupção entre as regiões polares e equatoriais. O material das regiões polares seria
ejetado com velocidades maiores que o material da região equatorial gerando um remanescente
assimétrico. Supondo que a anã branca de V842 Cen seja pouco massiva, com M ~ 0,7 Mʘ e com
rotação de 57 segundos, a razão entre as velocidades das regiões polares e equatoriais seria de
aproximadamente 1.5 . Uma razão axial semelhante a HR Del, que tem uma simetria bipolar. A
figura 42 mostra a região para a razão axial do envoltório dada que a rotação da anã branca é 57
segundos.
Figura 42 – Relação entre a massa da anã branca e sua rotação, com a curva de um envoltório prolato em 5%. As regiões abaixo da curva indicam envoltórios cada vez mais prolatos e bipolar. Adaptado de Scott (2000).
96
IV – O envoltório de V842 Cen
4.2 – Identificação das linhas do espectro nebular.
O espectro nebular foi obtido através da soma dos espectros das microlentes da região de 0,7 a 3,5
arcosegundos de raio. A região central foi excluída para se diminuir o efeito das linhas da fonte
central nas razões de linhas utilizadas para os diagnósticos químicos e físicos do envoltório. Alguma
contaminação é inevitável devido à contribuição difusa da fonte central causada pela própria
nebulosa. As linhas estão dispostas na tabela 8 e a sua possível identificação foi realizada tendo
como base as linhas já observadas em outros envoltórios de nova (Meinel et al. 1975). A figura 43
mostra o espectro da região nebular de V842 Cen.
Figura – 43 – Aspecto geral do espectro de V842 Cen na região de 4000 a 9400 Angstrons. Esse espectro corresponde à somatória de todas as microlentes (~ 4500) e foi corrigido do avermelhamento.
A partir do cubo de dados foi possível gerar espectros de regiões específicas, como por exemplo a
região nebular. A figura 44 mostra a região das linhas H e [O III] 5007. A linha de oxigênio
97
IV – O envoltório de V842 Cen
apresenta um perfil de duplo pico e representa a emissão das regiões de maior densidade e menor
velocidade de expansão. A componente azul mostra ainda que há duas componentes que formam o
perfil da linha, além disso, este parece ter maior fluxo do que a componente vermelha da linha.
Figura 44 – Espectro de V842 Cen, contendo somente a contribuição nebular. As microlentes com um raio de 0,7 segundos de arco da fonte central (pico de emissão) não foram computadas. O perfil da linha [O III] 5007 se destaca por apresentar as duas componentes Doppler definidas. A unidade de fluxo é erg.s1.cm2.
A intensidade das linhas proibidas de oxigênio são menores que H, bem diferente do espectro
obtido por Andrea e al. (1994). Isso pode ser efeito do decaimento do fluxo ionizante acima de 35
eV.
A região azul do espectro apresenta muitas linhas intensas de ferro, como mostra a figura 44. Essas
linhas não aparecem no espectro de fenda (1”) obtido em 2003 por Schidtobreick et al. (2005), já
que esse espectro corresponde principalmente a emissão da fonte central. No espectro da figura 45
aparecem as linhas de He II 4686 e o complexo de linhas CIII + NIII 4645, ambos com intensidade
98
IV – O envoltório de V842 Cen
muito menor que as linhas de ferro. A linha de He I 5876 apresenta uma absorção na asa vermelha,
causada pelo dubleto do Na I D 58905896 Angstrons, como mostra a figura 46. A figura 47 mostra
o perfil do complexo [O II] 7325, que pode ter contribuição das linhas Fe II (73) 7321 e [Ca II](1F)
7324. Mas como não é observada a linha de [Ca II] 7291, a contribuição para o complexo de linhas
em 7325 deve ser das transições do oxigênio. A alta razão das linhas de [O II]7325/H em V842
Cen pode ser um indicativo da diminuição do campo de radiação ionizante incidente no envoltório.
O espectro da figura 48 mostra que ainda há emissão na linha [O I], além disso, há emissão coronal
do [Fe X] 6375 e também foi detectado a linha coronal de [Fe XI] 7890. Essas linhas foram
observadas simultaneamente em outras novas, como V745 Sco e V443 Scuti (Williams et al. 1991).
Figura 45 – Região azul do espectro de V842 Cen mostrando as emissões intensas em 4500 Angstrons que corresponde às linhas de Fe II e [Fe II]. Também pode ser identificada a emissão de He II 4686 e do complexo CIII +NIII 4645.
99
IV – O envoltório de V842 Cen
Figura 46 – Espectro da região nebular de V842 Cen que mostra as linhas [N II] 5755 e He I 5876. A linha de He I 5876 apresenta uma absorção na componente vermelha do perfil, que é devido as linhas do Na I D.
Figura 47 – Espectro da região nebular de V842 Cen, a linha mais larga corresponde ao complexo [O II] 7320,7330.
100
IV – O envoltório de V842 Cen
Figura 48 – Espectro da região nebular de V842 Cen, com as linhas de [O I] e [Fe X] indicadas.
As linhas de [O I] eram bem intensas no espectro de 1994, já na fase nebular, mas é a primeira vez
que se detecta as linhas coronais nessa nova. As linhas coronais estão relacionadas a um campo de
radiação duro e são formadas em uma região pouco densa. A emissão coronal já foi observada em
outras novas, principalmente em novas muito rápidas como V1500 Cyg e novas recorrentes, como
V3890 Sgr, que mostram também uma fase de alto grau de ionização nas outras linhas. Mas sempre
os sistemas coronais são acompanhados da emissão de OI, FeII ou NII, que são linhas de baixo grau
de ionização. Mas curiosamente essa fase de alta ionização e de linhas coronais não é acompanhada
de uma emissão forte de He II 4686 comparada a emissão H. Essa característica heterogênea do
envoltório no início da fase nebular parece se manter por vários anos, como mostra o espectro de
V842 Cen, 19 anos após a erupção. O espectro de V842 Cen ainda mostra algumas linhas aurorais
intensas, como [N II]5755, [O III] 4363 e [O II] 7325, que tem densidades críticas maiores que suas
contrapartes nebulares. Isso pode indicar que ainda há regiões com densidade maior do que a
101
IV – O envoltório de V842 Cen
crítica para as emissões nebulares. O mapa de linhas da região mais densa foi obtido apenas na linha
[O II] 7325, enquanto a emissão nas linhas de [O III] 4959,5007 não mostraram essas estruturas,
devido à dificuldade de se obter as suas contribuições sem o contínuo. Mas o perfil dessas linhas
nebulares mostram dois picos que são compatíveis com uma baixa velocidade de expansão e
portanto com a região mais densa do envoltório. Entretanto, os artefatos no espectro enas imagens
causados pela observação com uma massa de ar elevada limitam as possibilidades de análise do
envoltório e de sua geometria e cinemática.
102
IV – O envoltório de V842 Cen
Tabela 8 – Identificação das linhas de emissão da região nebular da nova V842 Cen região de 0,7 a 3,5 arcsec da fonte central.
103
lambda (A) Identificação fluxo4047 OII(50)4048 1,90E013 0,3224055 CIII(24)4056, CrII(19)4054 3,06E013 0,5194069 CII(16)4069, [SII]1F 4068.6 3,77E013 0,6394074 OII(10)B4076 (5 linhas) 2,50E013 0,4244079 OII(10)B4076 (5 linhas) 3,96E013 0,6714094 OII(10)B4093 (2 linhas) 5,63E013 0,9544103 Hd 4101, HeII (3) 4100 8,22E013 1,3934122 B HeI(16)4121, FeII(28)4122, [KV]1F4125, FeII(27) 4129, SiII(3)4128 2,02E012 3,4244137 NI(6) 4137, HeI(53) 4144 7,11E014 0,1214163 S II (44)(55) 4163, Ti II(105) 4164 7,73E014 0,1314184 OII(36) 4186 2,37E013 0,4024198 OII(36) 4198 2,17E013 0,3684207 CaII 4207?, NIII 4200 2,49E014 0,0424223 CaII 4220?, NeIII 4224 2,41E013 0,4084238 NII(48) 4237 7,45E014 0,1264245 [FeII]21F 4245 4,41E013 0,7474251 OII(10)4254, NeII 4251(52) 1,08E012 1,8314263 NeIII4262 OIV 4260, CII 4267 3,44E013 0,5834272 Ti III 4270, SII 4270, OIV 4269 5,16E014 0,0874281 [FeII]21F 4277, OII(54)4281 3,14E014 0,0534296 FeII(28) 4297 5,00E014 0,0854302 FeII(27)4303, [FeII]21F 4306 4,90E014 0,0834313 FeII(32)4314, OII(78)4313 3,44E013 0,5834321 OII(2)4317,4320 7,27E014 0,1234330 OII(41)4331, NIII(10) 4330 1,21E013 0,2054340 HI 4340 3,30E013 0,5594347 [FeII]21F 4347, OII(2) 4349 2,10E013 0,3564357 [FeII]7F 4359, [FeII] 21F 4348 2,44E014 0,0414366 OII(2)4369, [OIII]4363 2F 2,45E014 0,0424376 NIII(17)4379 3,59E014 0,0614393 SII(43) 4392 2,13E014 0,0364403 FeII 4403, ScII(14) 4400 8,84E014 0,1504414 [FeII]7F 4414, [FeII]6F 4415, OII(5) 4415 4,03E014 0,0684424 NII(56)4427 4,34E014 0,0744438 HeI(50)4438 1,24E013 0,2104448 NII(15)4447, OII(35)4448, [FeII]7F4452 1,71E013 0,2904472 HeI 4472, [FeII]7F 4475, OIV 4474 3,94E014 0,0674488 [FeII]6F 4488, FeII(37)4489 2,65E013 0,4494495 [FeII]6F 4493 5,55E013 0,9414511 [FeII]6F 4510, 4515, NIII(3) 4511, FeII(37)4515 2,54E013 0,4314520 NIII(3)4518, FeII(37)4520 2,55E013 0,4324531 NIII(3)4524,4531,4535, [FeII]6F4528, 4533 9,32E013 1,5804550 NIII(3)4547, FeII(38)4550, [FeII]6F4551, Si III(2)4553, FeII(37)4556 8,39E013 1,4224591 OII(15)4591 4,37E014 0,0744611 [FeIII]3F 4607, NII(5)4607,4614, OII(92)4610 2,25E014 0,0384621 NII(5)4621, FeII(38)4621, NV(1) 4619 2,05E014 0,0354627 [ArV] 4626B 2,72E014 0,0464632 FeII(37)4629, NII(5)4631, Si IV 4631 1,20E013 0,2034640 NIII(2)4640, 4642, [FeII]4F 4640 4,89E014 0,083
fluxo/H
IV – O envoltório de V842 Cen
Tabela 8 continuação – Identificação das linhas de emissão da região nebular da nova V842 Cen região de 0,7 a 3,5 arcosegundos da fonte central.
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lambda (A) Identificação fluxo4646 CIII(1)4647, NII(5)4643, NV 4645 4,84E014 0,0824652 OII(1)4649, CIII(1)4651 5,32E014 0,0904664 CIII(5)4664, 4666, [FeIII]3F4667 1,22E013 0,2074687 He II 4686 1,91E013 0,3244703 [FeIII]3F 4702, OII(40)4703, OII(25)4705 5,14E014 0,0874732 [FeIII]3F 4734, [FeII]4F4728, FeII(43)4731 4,61E014 0,0784753 [FeIII]3F 4755, 6,90E014 0,1174783 NII(20)4781 O IV(9) 4783 4,60E014 0,0784792 NII(20)4788, C IV(5)4789, SII(46)4792 3,99E014 0,0684805 NII(20) 4803, SII(8) 4804 8,51E014 0,1444816 [FeII]21F 4815, NII(20)4810, [FeIII]3F 4814 2,33E014 0,0394864 Hb 4861 5,90E013 1,0004901 [FeII]20F 4905, OIV 4902 7,39E014 0,1254930 5,50E014 0,0934936 [FeIII]1F 4936, [CaVII] 4938 2,62E014 0,0444949 [FeII]20F 4951 NV 4945 4,40E014 0,0754961 [OIII]1F 4959 1,04E013 0,1765008 [OIII]1F 5007 1,91E013 0,3245202 [NI]1F 5199,5202 3,88E014 0,0665234 FeII(39) 5234, [FeVI] 5236 2,20E014 0,0375283 FeII(41) 5284, [Fe VII] 5278 2,35E014 0,0405419 Cl II 5423?, OIV 5426? 2,18E014 0,0375452 SII(6)5454?, Si III 5452 NII 5452, OIV 5453 3,74E014 0,0635466 NII(29)5463, FeII? 1,89E014 0,0325486 NII(29)5480, [FeVI]1F 5486, Li II 5484 3,64E014 0,0625549 [Cr III]2F 5550 1,97E014 0,0335600 [FeII]33F 5601 1,98E014 0,0345678 NII(3)5676,5680, [FeII]33F 5684, [Fe VI]1F 5677 4,94E014 0,0845754 [NII]3F 5755 5,74E014 0,0975769 CIII 5772? 2,58E014 0,0445876 HeI 5876 1,31E013 0,2225993 FeII(46)5991 1,90E014 0,0326130 CrII(105)6129, FeII(46)6130 3,01E014 0,0516187 FeII(46)6185, [FeII]44F 6189 4,97E014 0,0846269 [Ni XVII] 6268? 1,78E014 0,0306570 Ha 6563, [NII]6548,6584 3,12E012 5,2886680 HeI 6876 3,99E014 0,0686723 OII(4) 6721, NI(31)6723, 2,25E013 0,3817068 He I 7065 2,25E014 0,0387228 CIV 7226 2,17E014 0,0377325 [OII]2F 7319,7331, FeII(73) 7321, [CaII]1F 7324 1,01E013 0,1717496 [VII]3F 7498 1,88E014 0,0328116 Ar I 8115, Mg II 8115 2,17E014 0,0378661 CaII(2) 8662, HI(P9) 8665, NI(8) 8656 2,10E014 0,0368767 Ne I 8771 1,90E014 0,0328781 Ne I 8783 5,62E014 0,0958830 [FeIII]8F 8831 2,78E014 0,0479472 OIII 9475 2,26E014 0,038
fluxo/H
[FeIII]3F 4930, [OIII]1F 4932
IV – O envoltório de V842 Cen
4.3 – Estimativas de abundância
As razões das linhas de hélio podem fornecer uma estimativa da abundância He/H no envoltório de
V842 Cen. Essa estimativa tende a ser mais precisa que as obtidas anteriormente pois o efeito das
condensações de matéria tendem a diminuir com a expansão do envoltório (Williams et al. 1991).
As razões das linhas de He I indicam que a temperatura eletrônica do gás é menor que 5000 K. A
razão He I 5876/He I 4471 média para a região nebular é de 3,3 e para o caso B (com Ne ente 102 e
104 cm3) esse valor é maior que 3 para temperaturas próximas e inferiores a 5000K (Osterbrock
2006). A razão He I 6678/ He I 4471 indica a mesma temperatura. A presença de condensações
tende a gerar um valor subestimado da abundância de hélio, como mostrado no capítulo 3. Os
cálculos foram realizados utilizando uma temperatura eletrônica de 5000K e densidade eletrônica
média de 103 cm3. Os dados indicam que nHe++/nH+ = 0,023 e nHe+/nH+ = 0,187, o que resulta nHe/
nH = 0,21, que é significativamente maior aos valores obtidos anteriormente por Andrea et al.
(1994) de 0,14 e De Freitas Pacheco et al. (1989), de 0,16. Os cálculos feitos com envelopes
sintéticos com condensações mostraram que os glóbulos afetam mais a razão HeII 4686/H Em
envoltórios com condensações pouco densas (modelos k310) o erro na determinação de He++ pode
chegar a mais de 100 %, o que reflete em uma diferença de 3040 % no valor da abundância de He/
H. Nos modelos com condensações mais densas (k1050), há uma diferença da ordem de 4050%.
Em ambos os casos a determinação é subestimada. A fração de massa condensada também afeta a
determinação da abundância de He, sendo que um envoltório com fc = 0,9 pode ter uma abundância
de He determinada pelas razões das linhas de He e H 70% menor que um envoltório sem
condensações. A combinação desses fatores pode gerar erros elevados na determinação das
abundâncias de hélio. Além disso, os valores obtidos com dados espectroscópicos obtidos com a
105
IV – O envoltório de V842 Cen
fonte ionizante ainda quente devido a erupção tende a apresentar uma maior contribuição do He II,
o que torna essas determinações menos seguras. As linhas observadas também possibilitaram o
cálculo das abundâncias de oxigênio e nitrogênio. A abundância total do oxigênio, considerando
apenas as contribuições de O0, O+ e O++ foi nO/nH = 0,083. A abundância de nitrogênio foi obtida a
partir dos íons N0 e N+ e tem como limite inferior nN/nH = 0,019. Esses valores foram obtidos para
a mesma configuração de temperatura e densidade utilizados no cálculo do hélio. Devese
considerar que as determinações de nO+/nH+ são sensíveis à temperatura eletrônica do gás e pouco
sensível a densidade. Se a temperatura eletrônica for 6500 K, a abundância de oxigênio é 5,3 x 103 ,
valor que seria um limite inferior para a abundância. As determinações anteriores são de nO/nH =
4,6 x 103 e nN/nH = 3.6 x 102 (Andrea et al. 1994). Os cálculos desses autores foram obtidos
através do espectro ultravioleta de V842 Cen, obtidos 142 dias após a erupção, que tem uma
contribuição significativa do espectro da fonte central. Além disso esperase que as abundâncias
variem de acordo com as camadas ejetadas, já que parte da ejeção ocorre durante a fase de queima
hidrostática (o que aumenta He/H) e que camadas mais profundas podem ter uma mistura mais
eficiente com o material enriquecido da anã branca. As abundâncias de nitrogênio são compatíveis
com as determinações do espectro UV, mas as abundâncias de oxigênio diferem por um fator 20. Os
íons de O++ e O+3 são os dominantes (96%) na população do oxigênio determinada por Andrea et al.
(1994), assim como os íons N++ e N+3. Na determinação obtida pelo espectro nebular neste trabalho,
a população dominante é do íon O+ (99%). A contribuição do íon N+ também é significativa nos
dados obtidos no óptico, 99%, apesar de não ser possível obter a fração de N++, mas uma
comparação com a população de O+ e O++ indica que nN++ << nN+. Além disso, as linhas de hélio
indicam que ~88% deste elemento está na forma do íon He+, apenas ~12% está duplamente
ionizado. Estes são sinais de que o grau de ionização do envoltório decaiu significativamente desde
106
IV – O envoltório de V842 Cen
a observação feita na década de 1990.
107
IV – O envoltório de V842 Cen
4.4 – Modelos de fotoionização para o envoltório de V842 Cen
Apesar da baixa resolução espacial e baixo S/R dos dados foi possível determinar que o envoltório
tem uma componente de baixa densidade, com maior velocidade de expansão e uma componente de
maior densidade, com velocidade de expansão menor. O envoltório aparenta ter uma simetria
esférica nas duas componentes, apesar do que a componente mais densa apresente estruturas ou
condensações. Foram calculados dois modelos; um com condensações em todo o envoltório, (uma
componente) e outro com condensações apenas na região de baixa velocidade que é acompanhada
de uma região difusa de baixa densidade e alta velocidade sem condensações, denominado de duas
componentes. Ambos os modelos tem uma geometria esférica para o envoltório, com condensações
em uma distribuição angular aleatória. Apenas nos modelos de duas componentes as condensações
ficam restritas à região mais próxima a fonte ionizante. A fonte ionizante foi adotada como sendo
uma atmosfera de alta gravidade, conforme as tabelas de Rauch (2003). A composição química do
envoltório utilizada nos modelos foi aquela determinada por Andrea et al. (1994). A tabela 9 mostra
todos os parâmetros utilizados. A distribuição de tamanhos e densidades das condensações foram
fixadas a priori, como mostram os valores dos índices das leis de probabilidade da tabela 9. Por ser
uma nova moderadamente rápida, foi adotado um tamanho máximo de acordo com a fórmula de
Lloyd et al. 1997. Mas o envoltório tem estruturas em expansão com velocidades distintas, assim é
possível que a população de glóbulos seja diferente nas duas componentes. Devido à falta de
vínculos sobre as características das condensações, seria necessário utilizar os índices de
probabilidade como um parâmetro livre nos cálculos. Mas esse procedimento leva a obtenção de
soluções degeneradas nas características físicas da fonte central e do envoltório. Assim, os índices
de probabilidade foram fixados em valores intermediários a fim de limitar o conjunto de soluções.
108
IV – O envoltório de V842 Cen
Outro problema é definir as dimensões do envoltório. Os modelos de uma componente foram
calculados com várias velocidades máximas e mínimas do material ejetado, respeitando os limites
obtidos das determinações da velocidade de expansão. Os modelos de duas componentes foram
construídos com uma região de baixa velocidade combinada a uma região de velocidade maior,
como se houvessem duas cascas esféricas, uma dentro da outra.
Parâmetros V842 Cen
Temperatura anã branca (K) 50000 190000
Luminosidade (log erg/s) 34,5 36,5
Massa do envoltório (Mʘ) 15 x104
Fração de massa condensada 0 0,6
Gravidade anã branca (log g) 8
Forma do contínuo ionizante Atmosfera Rauch
Abundância He/H (log He/H) 0,68
Abundância C/H (log C/H) 1,3
Abundância N/H (log N/H) 1,7
Abundância O/H (log O/H) 2,3
Abundância outros elementos Solar
Tamanho máximo glóbulos (log cm) 16
Tamanho mínimo glóbulos (log cm) 14
Densidade máx glóbulos (relativa) 16
Densidade mín glóbulos (relativa) 3
fw 1
k 1Tabela 9 – Parâmetros para os modelos de V842 Cen utilizando o código RAINY3D.
Os espectros sintéticos foram comparados com o observado e o critério de melhor ajuste utilizado
foi o 2 reduzido relativo ponderado com as incertezas instrumentais, no qual é considerado o erro
relativo de cada linha. Neste método de comparação, as linhas utilizadas tem igual peso no resultado
109
IV – O envoltório de V842 Cen
final do 2 (ver detalhes no capítulo (2) de métodos).
V842 Cen foi observada no UV pelo satélite IUE de 1987 a 1994 e esses espectros foram utilizados
para se limitar a luminosidade da fonte central. Os espectros obtidos pelo IUE mostram a evolução
temporal de diversas linhas de emissão, como por exemplo He II 1640. O espectro de 1987 mostra
que essa linha tem um fluxo de 1,25 x 1011 erg.s1.cm2 e que em 1990 o fluxo era de 1,7 x 1013
erg.s1.cm2, isto significa uma diminuição de quase duas ordens de grandeza. Mas o decaimento nas
linhas entre 1991 e 1994 foi muito pequeno, (apenas ~6% nessa linha). Uma extrapolação desse
decaimento para a data de observação significa um fluxo de 7,8 x 1014 erg.s1.cm2. Esse valor foi
considerado como um limite superior para o fluxo dessa linha, já que os valores observados
correspondem à emissão do envoltório e do material acretado combinadas. Essa intensidade em He
II 1640 limita a luminosidade da fonte central a valores inferiores a log L = 35,8 erg.s 1 nos modelos
de uma componente e a 35,5 erg.s1 nos modelos de duas componentes. Modelos com luminosidade
de logL = 35, tiveram o fluxo de He II 1640 da ordem do observado somente para temperaturas da
fonte ionizante acima de 70000 K nos modelos de duas componentes e de 80000 K para os modelos
de uma componente. Esses limites, combinados ao fluxo total em H eliminaram algumas das
possíveis soluções encontradas nos ajustes de razões de linha. Também foram investigados modelos
com fonte ionizante extensa, onde a luminosidade varia em função da distancia angular do ponto do
envoltório em relação ao plano da órbita.
As simulações mostraram que existem diversos conjuntos de parâmetros que ajustam o espectro
observado com valor de 2 similar. Para o modelo de uma componente, o melhor ajuste foi obtido
para uma fonte central de 80000 K e luminosidade log L = 35,5 erg.s 1 e fc = 0,1, identificado como
modelo A na tabela 10. Para o modelo de duas componentes o ajuste dos parâmetros obtém a
mesma temperatura, mas com luminosidade menor, log L = 35 erg.s1 e fc = 0,2, identificado como o
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IV – O envoltório de V842 Cen
modelo B na tabela 10. Outra diferença está nas dimensões do envoltório, no modelo de uma
componente, a dispersão de velocidades é menor, entre 1200 e 1400 km.s1, enquanto que no modelo
de duas componente temse uma dispersão de velocidade entre 500 e 1200 km.s1 . Os dados
espectrais corroboram o segundo modelo, já que somente os modelos de uma componente com
baixa dispersão de velocidades obtiveram um ajuste razoável. A dificuldade de se obter uma solução
única é evidenciada pela pequena diferença no valor do 2 obtida para modelos com outras
configurações, como por exemplo o modelo com T = 91500 K, log L = 35 erg.s1 e fc = 0,05,
(modelo C na tabela 10) que teve um valor apenas 10% maior no 2. Este foi o modelo de uma
componente de melhor ajuste e com dispersão de velocidade compatível com as observações.
111
IV – O envoltório de V842 Cen
Tabela 10– Razão de linhas de V842 Cen e melhores ajustes dos modelos de 1, (A e C) e 2(B) componentes – ver texto para detalhes.
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Line ratio V842 Cen Modelo A Modelo B Modelo C5,10 6,69 4,62 9,240,32 0,38 0,32 0,29
[OIII]5007+4959/4363 628 1620 6200,08 0,08 0,05 0,080,32 0,29 0,34 0,290,22 0,20 0,19 0,190,07 0,06 0,05 0,05
HeII4686/HeI5876 1,55 1,48 1,78 1,470,02 0,02 0,02 0,02
HeI6678/4922 3,56 2,69 2,69 2,680,07 0,03 0,03 0,03
[OI]6300/6364 2,90 3,14 3,14 3,140,02 1,8E4 5,7E5 3,4E40,17 0,016 0,017 0,010,56 0,48 0,47 0,471,39 0,25 0,25 0,250,37 0,02 0,01 0,010,06 0,00 0,00 0,000,07 0,003 0,005 0,0040,04 0,00 0,00 0,000,042 1,9E4 4,0E5 5,7E40,013 0,00 0,00 0,000,006 0,00 0,00 0,000,009 5,0E5 4,2E5 3,9E3
HeI5876/7065 5,84 7,27 7,39 7,183,7 3,57 3,62 3,331,05 2,34 0,75 3,22
0,004 0,001 0,015 0,004 0,002 0,003 0,01 0,003 0,02
0,066 0,03 0,01 0,140,03 0,00 0,00 0,000,08 0,02 0,01 0,010,02 2,1E5 8,2E6 1,0E5
0,20 0,14 0,16 0,04 0,04 0,04
0,005 3,2E6 5,4E6 1,8E6T WD (K) 80000 80000 91500log L WD (erg/s) 35,5 35 35M shell (Msun) 3,5E4 3,0E4 3,7E4Te Shell (K) 7600 6200 7600fc 0,1 0,2 0,05
H+[NII]/H[OIII]5007/H
[NII]5755/HHeII4686/HHeI5876/HHeI6678/H
HeI4922/H
HeI7065/H
OI 8447/H[OII]7325b/HH/HH/HCIII+NIII/H[FeVII]4943/HHeII5412/H[FeVII]5720/H[OI]6300/H[FeX]/H[FeXI]/H[S III] 6312/H
H/H[NII] 6584/HCa 2 7306/HN 2 5495/H[S II] 6720/H[N I] 5200/H[Ar IV] 4711/HC 3 4649/HC 4 7726/HN 2 5005/HHe I 5016/HO 3 5592/H
IV – O envoltório de V842 Cen
Porém, algumas razões de linha não foram reproduzidas por nenhum dos modelos de baixo 2. As
linhas de ions de alta ionização, como CIV, Fe VII e Fe X ou tiveram intensidade muito menor do
que o observado, ou, intensidade nula, quando a intensidade foi menor que 1010 vezes o observado.
As linhas de CIII + NIII 4645 tiveram nos modelos uma intensidade de 50 vezes menor do que o
observado. Apenas os modelos homogêneos e de alta temperatura (T > 100000 K) ou alta
luminosidade (log L = 3636,5 erg.s1) e baixa densidade obtiveram a razão CIII+NIII/H
observada. Mas nesses modelos as demais linhas estão muito distantes dos valores observados. Uma
possível explicação para esse resultado é que a emissão de CIII+NIII tenha uma componente intensa
da fonte central, que pode sofrer espalhamento na nebulosa ejetada. A linha de [Fe VII] 4943 só
aparece com intensidade da ordem da observada nos modelos com luminosidade maior que 1035,5
erg.s1 e temperatura maior que 130000 K. Da mesma forma que algumas linhas de elementos
altamente ionizados não são reproduzidos pelos modelos, existem linhas de elementos de baixa
ionização que não são reproduzidas por nenhum dos modelos. As linhas de OI e OII são exemplos.
A intensidade das linhas de [O I] 6300,6364 nos modelos foi de duas a três ordens de grandeza
inferior ao observado. Mesmo com o aumento da densidade das condensações e da fração de massa
condensada não é possível atingir as intensidades observadas. Isso pode significar que, apesar das
condensações propiciarem um aumento na população de oxigênio neutro, há a necessidade de um
mecanismo de excitação mais eficiente para explicar a intensidade observada. Nas linhas de [O II]
7325, os modelos prevem uma intensidade de uma ordem de grandeza inferior ao observado. Essas
linhas se mostraram pouco sensíveis às características das condensações. Essa discrepância pode ser
explicada pela diferença entre abundância de oxigênio utilizada nos modelos e aquela derivada dos
espectros de 2005, que é de aproximadamente uma ordem de grandeza maior. As linhas de NI são
razoavelmente bem reproduzidas pelos melhores modelos, corroborando com o valor de abundancia
113
IV – O envoltório de V842 Cen
encontrado para o nitrogênio. Os modelos com fonte ionizante extensa fornecem um ajuste pior que
os equivalentes de fonte pontual. Esse resultado é coerente com uma fonte ionizante central.
4.5 – Discussão dos resultados de V842 Cen
Os dados espectroscópicos de 2005 infelizmente foram obtidos com massa de ar elevada devido a
problemas operacionais. Para a configuração instrumental utilizada seria necessário que a
observação fosse feita com baixa massa de ar a fim de reduzir o efeito da difração diferencial
atmosférica (DDA) e melhorar a razão sinal/ruído do espectro. A DDA entre 4000 e 6000 Angstrons
é da ordem de 1 segundo de arco nos nossos dados. Assim os mapas de imagens em H e H
apresentam um deslocamento dessa magnitude, como pode ser observado nas figuras 34 e 35.
Ainda assim foi possível observar que o envoltório de V842 Cen tem duas componentes distintas.
Há uma componente de alta velocidade, caracterizada pela emissão Balmer e uma componente de
baixa velocidade, caracterizada pela emissão de oxigênio. Ambas componentes tem uma geometria
aparentemente esférica. A questão é por que há componentes com velocidades tão distintas em
função do comprimento de onda observado? Haveriam dois processos distintos de ejeção? Ou a
estratificação se deve à alta dispersão de velocidades, sendo as regiões mais lentas e próximas a
fonte central mais ionizadas? Considerandose a primeira hipótese, poderia ter ocorrido uma ejeção
inicial das camadas mais externas do envelope através de ondas de choque ou ondas de pressão
(Sparks, 1969) e o material restante do envelope seria ejetado por ventos espessos na fase de ejeção
constante (Bath & Shaviv, 1976 e Kato & Hachisu, 1994). O material ejetado por ondas de pressão
apresenta uma grande dispersão de velocidades, sendo que sua espessura atinge uma fração
significativa da dimensão do envoltório (Sparks, 1969). Os mapas de [O II] de V842 Cen mostram
114
IV – O envoltório de V842 Cen
que a espessura é aproximadamente 30% do raio do envoltório. Os modelos de vento espesso
indicam que a velocidade de expansão do envoltório está relacionada aos parâmetros do sistema,
como massa e luminosidade da anã branca, e abundâncias de metais no envelope que por sua vez
está relacionada a taxa de transferência de matéria via tempo de recorrência das erupções (Yaron et
al 2005). Os modelos desses autores indicam que uma velocidade de expansão máxima de 1300
km.s1 (média de 700 km.s1) para um sistema com anã branca de 0,65 Mʘ , temperatura central de
1x 107 K e taxa de acresção de 1011 Mʘ .ano1. Este modelo apresentou um envoltório ejetado de 2,4
x 104 Mʘ com Y=0,25 e Z = 0,19. Apesar de V842 Cen apresentar alguns valores semelhantes, tais
como a massa do envoltório e as velocidades de expansão, outros parâmetros, como amplitude da
erupção (18 magnitudes no modelo x 11 observado), tempo de decaimento da curva de luz (t3 = 48
dias – moderadamente rápida x nova lenta nos modelos) e abundância de metais no envoltório (0,36
observada x 0,19 nos modelos) são diferentes. Os parâmetros observacionais fornecidos pelos
modelos são sensíveis aos parâmetros do sistema binário, como por exemplo a taxa de acréscimo de
massa. Um modelo com as mesmas configurações do anterior, mas com uma taxa de acréscimo de
1012 Mʘ.ano1 resultaria em um envoltório de 6,6 x 104 Mʘ e uma abundância em metais de 0,44.
Mas as velocidades de expansão teriam valores muito diferentes do observado (Vmáx = 700 km.s1 e
Vmédia = 220 km.s1) e uma amplitude de 20 magnitudes. As discrepâncias entre os modelos e os
dados observacionais sugerem que somente a ejeção contínua não é capaz de explicar a erupção
desta nova.
A massa do envoltório obtida a partir da emissão nebular de H (3,5 x 104 Mʘ ) é equivalente à
obtida pelos modelos de erupção de Yaron et al. (2005) (2,4 x 104 Mʘ ) e pelos modelos de
fotoionização com condensações (34 x 104Mʘ ).
A determinação de abundância de hélio deste trabalho, (0,20) foi significativamente maior que o
115
IV – O envoltório de V842 Cen
obtido anteriormente por Andrea et al. (1994), (0,14). Existem dois fatores que podem explicar essa
discrepância. Primeiro que neste trabalho utilizouse somente o espectro da região nebular,
diminuindo a contaminação da emissão da fonte central. Segundo que os dados deste trabalho foram
obtidos 10 anos após os dados de Andrea et al. (2004) e portanto houve uma redução significativa
da densidade média. Como as determinações de abundância são afetadas pela presença de
condensações e seu contraste de densidade, um envoltório mais denso poderia afetar mais os
cálculos de abundância, como foi mostrado no capítulo 3.
Embora o envoltório aparente ter uma geometria esférica em todos os mapas de linhas gerados, há a
possibilidade dessa simetria ocorrer devido a projeção no plano do céu de um envoltório com
simetria axial. Neste caso, o eixo de assimetria teria que estar próximo da direção de visada. Wouldt
et al. (2009) obtiveram que a anã branca tem uma rotação elevada, de 57 segundos. Segundo Scott
(2000) a ejeção de matéria em uma anã branca com essa velocidade de rotação gera um envoltório
assimétrico (prolato ou bipolar) (ver figura 42). Por outro lado, as observações no infravermelho
(IV) de V842 Cen mostram que existem grãos de poeira de diferentes tipos no envoltório (Smith et
al. 1994). De Freitas Pacheco (1990) observou que a abundância de oxigênio aparentemente
diminuiu entre os dias 142 e 561 após a erupção, período no qual se observou a formação de poeira.
A assimetria nas condições da detonação termonuclear, que gera diferentes valores de temperatura
máxima, altera a abundância relativa de C e O . Os grãos de silicato se formam em regiões onde O >
C em número e o carbono está na forma da molécula de CO. Quando O < C, formamse os grãos
baseados em carbono.
Os modelos de detonação termonuclear indicam que o material ejetado na erupção tem O > C em
número, a menos que a anã branca seja muito massiva. Os cálculos mostram que se a anã bramca for
pouco massiva só há formação de grãos de silicato, enquanto que grãos de carbono se formarão se
116
IV – O envoltório de V842 Cen
massa da anã branca for maior que 1,2 Mʘ (Starrfield et al. 1992). A erupção em anãs brancas mais
massivas alcançam maiores temperaturas e parte do carbono é transformado em oxigênio via
captura de partículas . Há alguma evidência observacional de gradientes de abundância, sendo
algumas regiões com C < O e outras com C > O (Evans et al. 1992). Isto poderia estar associado à
heterogeneidade na detonação termonuclear, como por exemplo aquela provocada pela velocidade
de rotação elevada da anã branca. O efeito do campo magnético intenso nas condições do envoltório
pré erupção são desconhecidos. Campos magnéticos intensos, assim como o modo de acresção pode
gerar heterogeneidades locais na detonação termonuclear. Observações espectroscópicas com
resolução espacial de envoltórios de novas podem trazer novas evidências para essa questão.
O fato de V842 ser uma polar intermediária indica que o disco de acréscimo está truncado e não
apresenta a região mais quente. A acresção na anã branca se dá por cortinas de acréscimo pois o
plasma é conduzido através das linhas de campo magnético. Nossos mapas de linhas não mostram
evidências de uma iluminação asférica. Os modelos de fotoionização mostram que a utilização de
uma fonte central extensa na forma de disco piora o ajuste quando comparado com os modelos de
fonte pontual equivalentes.
As linhas coronais de [Fe X] e [Fe XI] são observadas simultaneamente com linhas de elementos
neutros como [O I]. O espectro nebular indica que o nível de ionização decaiu significativamente
entre 1994 (Andrea et al. 1994) e 2005. Os dados mais recentes indicam temperatura eletrônica
média de 5000 K e que a razão He++/He+ é de 0,1. As emissões de elementos de alta ionização
devem vir de regiões distintas, muito mais próximas a fonte ionizante. A acresção magnética
comprime o gás de forma que essa região emite raiosX duros (T ~108K) que são reprocessados pela
superfície da anã branca e pelas camadas externas do disco de acréscimo em raiosX moles e ultra
violeta. As linhas de [Fe X] e [Fe XI] são excitadas pela radiação UV ~ 300 Angstrons. Os eletrons
117
IV – O envoltório de V842 Cen
são excitados do nível fundamental para o 2S1/2 (345 A) que decai subsequentemente para 2P1/2 (365
A) populando o nível excitado da transição 6375 (Diaz et al. 1995). Obviamente é necessário
haver uma população de Fe X e Fe XI presente no gás, que é produzida por fotoionização do plasma
frio.
118
V – O envoltório de HR Del
5 .1 – Estudo do envoltório de HR Delphinis
5.1.1 – O cubo de dados
O envoltório de HR Del foi observado pelo conjunto IFUGMOS do telescópio Gemini Norte e
foram em julho de 2002 e foram necessários expor 12 campos para cobrir todo o envoltório. O cubo
de dados foi manipulado de forma análoga à de V842 Cen. Os espectros de HR Del foram obtidos
em baixa massa de ar o que minimizou os efeitos da difração diferencial atmosférica.
Figura 49 Mapa de HR Del nas linhas de H +[NII] e [O III]5007. Os mapas compreendem toda a largura dessas linhas e estão apresentados com a mesma escala de cores. No mapa de H +[NII] foi retirada a região de raio 1 arcosegundo centrada na fonte mais brilhante a fim de se melhorar o contraste.
HR Del tem alguns parâmetros do sistema conhecidos, como foi exposto no item 1.3 da introdução.
A boa qualidade dos dados possibilitou a obtenção de mapas e diversas linhas de emissão e em
pequenos intervalos de comprimento de onda. A figura 49 mostra os mapas nas linhas H
combinada com as linhas de [N II] 6548,6584 do lado esquerdo e um mapa na linha de [O III]
119
V – O envoltório de HR Del
5007 do lado direito. A primeira característica que se pode observar é a diferente morfologia do
envoltório em função da região espectral considerada. O mapa na linha de Balmer mostra um
envoltório prolato com dimensões de 10 x 16 arcosegundos2 e uma razão axial de 1,6 , enquanto que
o envoltório obtido na linha de [O III]5007 tem dimensões de 13,7 x 7,2 arcosegundos2 e razão
axial de 1.95. As dimensões foram obtidas a partir da emissão com 1 acima do ruído. Esses
resultados estão de acordo com o obtido por Slavin et al. (1995), que obtiveram 1,5 e 2,0
respectivamente. Esse comportamento morfológico já foi observado em outras novas, como DQ Her
(Baade 1940) e está relacionado com a classe de velocidade das novas. As novas mais lentas tendem
a apresentar uma maior razão axial (Slavin et al. 1995), o que é observado em HR Del. O eixo
principal (maior) em ambos os mapas tem uma inclinação de aproximadamente 45 graus e define as
regiões polares. O eixo perpendicular define as regiões equatoriais. A abertura do cone centrado na
fonte ionizante e que delimita a emissão em [OIII]5007 tem 90 graus, aparentando uma geometria
bipolar. Os mapas mostram várias estruturas e condensações e essas estruturas serão detalhadas
posteriormente. As regiões mais brilhantes nos mapas tem uma intensidade em média 10 vezes
maior que suas regiões circundantes menos intensas. Isso pode ser explicado pela distribuição de
matéria, onde as regiões de maior fluxo tem uma maior densidade de matéria. A emissão das
regiões polares (capas polares) correspondem à 68% da emissão de H+[N II] e a 91 % da emissão
em [O III]. Outro aspecto interessante é uma emissão de maior intensidade observada na borda da
região equatorial do mapa de H+[N II] que não está presente no mapa de [O III]5007. Isso pode
ser explicado por uma diferença na ionização/abundância entre as regiões polares e equatoriais. A
emissão equatorial vista no mapa de H+[N II] pode ser devido à linha de Balmer. Esse aspecto
será mais detalhado nos itens subsequentes.
Através do espectro da região nebular foi possível obter as velocidades de expansão em diversas
120
V – O envoltório de HR Del
regiões do envoltório e utilizando diferentes linhas de emissão. A região polar (eixo maior) tem
velocidade de 560(60) km.s1 obtida das linhas de oxigênio e 630(60)km.s1 através de H. Nas
regiões equatoriais, a velocidade obtida foi de 300(60)km.s1 para ambas linhas. Esses valores são
compatíveis com os obtidos por Harman & O'Brien (2003) que observaram HR Del com o
telescópio espacial Hubble (HST + WFPC2), que foram 600 km.s1 e 320 km.s1 respectivamente
(ver ítem 1.3 para detalhes da literatura para os valores de velocidade).
Figura 50 – Mapa de velocidades na região do espectro correspondente a linha [O III] 5007. Os quadros representam um intervalo de velocidade correspondente a 2A ou 120 km.s1. O quadro A corresponde a 900 km.s1 e o L a 540 km.s1.As imagens foram geradas a partir do espectro com o contínuo subtraído. Escala de 1 a 100.
121
V – O envoltório de HR Del
A obtenção das velocidades de expansão e das dimensões do envoltório possibilitam obter uma
estimativa de distância da nova. Utilizando as linhas e os mapas da figura 49, foi encontrado uma
distância de 850(90) pc através da paralaxe de expansão. Esse valor é compatível com os valores de
literatura (7701100 pc) obtidos por diversos métodos e autores (Solf, 1983; Della Valle & Livio,
1995; Downes & Duerbeck, 2000).
Outro aspecto interessante dos mapas apresentados na figura 49 é a presença de duas condensações
que aparentam estar em regiões externas ao envoltório. O glóbulo mais próximo ao eixo polar pode
ser visto em ambas linhas, mas o glóbulo mais próximo da região equatorial é bem mais intenso no
mapa H+[N II]. A presença desses glóbulos aparentemente externos ao envoltório podem ser
observados na figura 50 entre os quadros H a L. Pode se questionar se esses glóbulos são artefatos
instrumentais ou se existem realmente. Em primeiro lugar ambos os glóbulos são observados em
mapas com diferentes linhas intensas e não são observados nas linhas mais tênues, o que elimina a
possibilidade de ser uma contaminação por raio cósmico por exemplo. Em segundo lugar, o glóbulo
mais próximo da região equatorial não apresenta emissão intensa em [O III], como as regiões
próximas circundantes. Em terceiro lugar, o glóbulo mais próximo da região polar tem as linhas
desviadas para o vermelho, da mesma forma que a região polar próxima. E quarto, Harman e
O'Brien (2003) mostraram que nas observações de 1997, existiam componentes ou glóbulos com
velocidades maiores que a do envoltório, apesar de que não foi possível na época observálos
diretamente. Os dados sugerem portanto que esses glóbulos são reais e que estão aparentemente em
regiões externas ao envoltório.
O envoltório tem componentes com deslocamento para o azul e para o vermelho. A figura 50
mostra o envoltório dividido em fatias, que correspondem a intervalos de velocidade de 120 km.s1 e
varre todo a largura da linha [O III]5007. Os quadros de A a G correspondem a região deslocada
122
V – O envoltório de HR Del
para o azul em relação a [O III]5007 as demais regiões (HL) correspondem à região deslocada para
o vermelho. O envoltório apresenta claramente duas componentes de expansão, compatível com
uma geometria bipolar. Uma estrutura semelhante às capas polares são observadas na figura 51, nos
painéis AB e NO. Os mapas da figura 51 correspondem a região entre 65006610 Angstrons e as
linhas de [N II] estão combinadas à H. Nessa figura, os painéis A e B correspondem a região da
linha [N II]6548 que estão deslocadas para o azul e há pouca emissão Balmer, enquanto que os
mapas NO correspondem a emissão [N II]6584 deslocadas para o vermelho, onde a emissão H
também é menos intensa. Há uma correspondência entre as regiões que emitem [O III] e [N II]
intensamente. Além disso, os painéis F a H correspondem a região próxima do comprimento de
onda de H, sendo que o painel G corresponde ao intervalo 65606565. Nesse painel, a emissão
equatorial é mais intensa. Os painéis F e H apresentam uma estrutura em forma de anel com a
mesma dimensão e espessura. Essas estruturas correspondem às regiões deslocadas para o vermelho
e para o azul de H. A decomposição do envoltório em seções de velocidades diferentes possibilitou
revelar o caráter bipolar do envoltório observado nos mapas de [O III].
123
V – O envoltório de HR Del
Figura 51 – Mapas de linhas na região H+[N II] com intervalo de 230 km.s1, sendo A deslocado de 1510 km.s1 e O deslocado de 1940 km.s1 em relação a H. A fonte central e as regiões circundantes foram removidas para aumentar o contraste da imagem. Todas as imagens tiveram o contínuo subtraído. Escala logarítmica de 1 a 100.
A estrutura em forma de anel obtida das imagens em H não tem aparentemente uma
correspondente nas linhas de [N II] e [O III]. Os anéis tem um diâmetro de 8,0 arcosegundos e uma
espessura de 1,7 arcosegundos (ou 6.45 x 1016 cm e 1.31 x 1016 cm à 850 pc). Essa estrutura pode
ser observada com menos clareza no painel L, que corresponde a emissão [N II] 6584. A estrutura
dos anéis é formada por algumas condensações e o envoltório como um todo apresenta uma grande
estruturação. A presença desses anéis pode ser explicada se o envoltório for composto por duas
regiões esféricas com uma distribuição semelhante à uma ampulheta. Essa configuração foi
proposta inicialmente pelos estudos cinemáticos de Harman e O'Brien's (2003). Como o envoltório
124
V – O envoltório de HR Del
está incluído 40 graus em relação ao ângulo de visada, a região equatorial com emissão intensa,
observada nos painel G corresponde à sobreposição das regiões das duas cascas esféricas. A forma
esférica de cada lóbulo indica que de alguma forma a erupção preservou a geometria da anã branca.
Esse é um aspecto importante quando se discute os efeitos do sistema binário e das características
da erupção na geometria dos envoltórios.
A comparação entre as figuras 50 e 51 também mostra que as capas polares observadas nas linhas
de [N II] e [O III] aparentam estar contidas nos lóbulos esféricos observados em H. Isso é
compatível com o fato de que a capacidade de ionização decai com a distância à fonte central, assim
as estruturas observadas em linhas de elementos mais ionizados tendem a estar mais próximas. Isso
também pode explicar por que não se observa emissão intensa de [O III] e [N II] nas regiões
equatoriais, apesar da emissão Balmer não apresentar o mesmo comportamento. A diferença das
condições de ionização nas regiões polares e equatoriais aparentemente afetam pouco a população
de H+ nessas regiões, ao contrário da população de O++. Esse efeito pode ser causado por um
sombreamento da região equatorial pelo disco de acréscimo ou pelo fato de que a fonte ionizante
mais importante ser o próprio disco de acréscimo.
Os mapas apresentados nas figuras 50 e 51 foram utilizados para se determinar as estruturas e
condensações que formam o envoltório. Os modelos de fotoionização para HR Del foram
construídos utilizando uma geometria bipolar e a distribuição das estruturas como as capas polares e
as condensações foram estimadas a partir dos mapas apresentados.
Os mapas obtidos a partir de H e He II 4686 não apresentam as capas polares vistas em [O III] e
[N II]. As linhas proibidas são excitadas colisionalmente e um aumento da densidade gera um
correspondente aumento da emissão. As linhas de H e He II são linhas de recombinação e o efeito
do aumento da densidade gera um aumento quadrático da intensidade das linhas. Como as capas
125
V – O envoltório de HR Del
polares não são observadas tão claramente nos mapas de He II 4686 e H(figuras 52 e 53) conclui
se que essas estruturas ficam evidenciadas devido a uma combinação dos efeitos de ionização local,
(região onde a fração de O++ e N+ é maior) e distribuição de matéria não homogênea.
O mapa apresentado na figura 52 mostra que nas bordas das regiões equatoriais emite mais
intensamente em H. Essa região corresponde à sobreposição no ângulo de visada das duas
componentes esféricas identificadas nos mapas de H. Na figura estão desenhadas as regiões
polares à esquerda e os anéis à direita.
Figura 52 – Mapa obtido a partir de H somadas as contribuições de todas as componentes de velocidade. A região central foi subtraída para melhor visualização. A linhas foi integrada entre 4856 e 4866 Angstrons.
126
V – O envoltório de HR Del
Figura 53 – Mapa em He II 4686 com a região central e seus arredores subtraídos para melhor visualização. O contínuo foi subtraído da linha.
A maior parte da emissão em He II 4686 vem das regiões mais próximas da fonte ionizante, como
mostra a figura 53. Também podese observar que o envoltório tem uma alta razão axial, indicando
novamente uma iluminação com maior intensidade na direção polar.
Além dos mapas de linhas, podem ser obtidos mapas de razões de linha, calculadas em cada micro
lente ou um grupo delas que representam uma região espacial do envoltório. A figura 54 mostra que
nas capas polares a emissão [O III] é a linha mais intensa do espectro. Também pode se observar
que a emissão em H+[N II] se estende mais que a emissão em oxigênio. O mesmo procedimento
foi realizado por Harman e O'Brien (2003) com as imagens do telescópio espacial Hubble e uma
figura semelhante foi obtida.
127
V – O envoltório de HR Del
Figura 54 – Razão (H + [N II]) / [O III] 5007. As regiões azuis indicam os locais onde a emissão do oxigênio é mais intensa.
A geometria bipolar do envoltório tem uma razão axial de 1,6 e cada lóbulo e formado por
componentes esféricas. Segundo Scott (2000), a assimetria é causada pela rotação da anã branca,
que gera uma gravidade efetiva menor nas regiões equatoriais. Isso leva a ejeções com velocidades
maiores nas regiões polares do que nas regiões mais equatoriais. Em uma anã branca de 0,67(8) Mʘ
(Kolb & Ritter, 2003) a rotação necessária para se obter um envoltório bipolar está entre 20 e 30
segundos, como está indicado na figura 54, adaptada de Scott (2000). Observações com a técnica de
fotometria rápida pode verificar se existe alguma variação nesta frequência.
128
V – O envoltório de HR Del
Figura 55 – Relação entre a massa da anã branca e sua rotação com a função de um envoltório prolato em 5%. As regiões abaixo da curva apresentam razão axial crescente. Adaptado de Scott (2000).
5.1.2 – Estimativa da massa do envoltório
É possível estimar a quantidade de matéria acretada pela anã branca antes da erupção de nova. O
trabalho analítico de Shara (1981) mostrou que a pressão crítica na base do envelope acretado para
detonar as reações nucleares depende da luminosidade da anã branca a uma potência 5/8, de sua
massa e da taxa de acréscimo. Entretanto, a massa ejetada durante a erupção está relacionada ao
tempo de decaimento da curva de luz, t3 e a velocidade de expansão da nova, que são parâmetros
observáveis. Simulações detalhadas feitas por Yaron et al. (2005) com base nos parâmetros massa e
luminosidade da anã branca e taxa de acréscimo de matéria obtiveram um conjunto de soluções para
erupções que forneceram t3, a velocidade de expansão e outros parâmetros. Considerando que a
erupção de HR Del ocorreu em uma anã branca pouco massiva, M = 0,67(8) Mʘ (Kolb & Ritter,
129
V – O envoltório de HR Del
2003), t3 = 230 dias e velocidade de expansão de 550 km/s, a massa acretada nos modelos que
forneceram esses parâmetros foi de 1 x 104 Mʘ . Além disso, as erupções com envoltório massivo
só ocorrem em anãs brancas pouco massivas e pouco luminosas, com taxa de acréscimo da ordem
de 1010 Mʘ /ano.
Por outro lado, podese estimar a massa observada no envoltório de HR Del utilizandose o fluxo
em H e a distância da nova. Adotando um valor de distância de 850 pc, temperatura eletrônica de
6000 K e densidade eletrônica média de 103 cm3 se obtém um valor de 1,2 x 103 Mʘ para a massa
total do envoltório. Esse valor é maior que a massa acretada necessária para detonar uma erupção.
Mas essa estimativa deve ser considerada como um limite superior para a massa do envoltório, dada
a contaminação da fonte central no fluxo de H. A massa de oxigênio neutro também pode ser
estimada, sendo apenas 0,01% da massa total de oxigênio. Segundo Gehrz et al. (1993) 15 % da
massa dos envoltórios de novas corresponde ao oxigênio. Estes autores e Williams (1994) também
obtiveram que as massas dos envoltórios de novas foram subestimados por estimativas anteriores e
que as massas dos envoltório geralmente excedem 3 x 104 Mʘ . Os valores obtidos para HR Del
para a fração de oxigênio neutro indicam também que o envoltório é massivo (M > 3 x 104 Mʘ).
130
V – O envoltório de HR Del
5.1.3 – Identificação das linhas e diagnóstico das condições físicas do
envoltório
A partir do cubo de dados foi possível obter o espectro combinado de diversas regiões do campo
observado. O espectro nebular foi obtido somandose as microlentes da região delimitada pela
emissão H+[N II] mostrada na figura 49. A região central definida por um raio de 2 segundos de
arco a partir do local de emissão máxima (onde provavelmente está a fonte central) foi retirada para
que apenas o espectro nebular fosse contabilizado. Esse procedimento tem como objetivo diminuir a
influência do espectro da fonte ionizante nos cálculos de razões de linhas e de diagnóstico do
envoltório, o que somente a espectroscopia com resolução espacial obtida com o IFUGMOS
possibilita. Alguma contaminação é inevitável devido à contribuição difusa da fonte central causada
pela própria nebulosa, por exemplo foi medida alguma emissão de CIV 5802 (3% do total medido),
linha que deve ser originada no disco de acréscimo e/ou em regiões próximas da fonte ionizante. As
figuras 56 e 57 mostram o espectro total e somente da região nebular de HR Del. O espectro foi
obtido sem filtro corta ordem e portanto observase linhas em segunda ordem a partir de 8000
Angstrons, mais evidentes no espectro nebular, como por exemplo as linhas HI da série de Paschen.
O espectro total está fortemente contaminado pela fonte central, como mostra a inclinação da região
azul. No espectro nebular, a região azul tem muito ruído, o que prejudica a análise das linhas com
comprimento de onda menor que ~ 4500 Angstrons.
O espectro das regiões correspondentes às capas polares pode ser visto na figura 58. Notase que as
linhas de oxigênio tem picos duplos, enquanto que o perfil das linhas de He II 4686 e H apresenta
apenas um pico. As linhas do complexo CIII + NIII em 4645 também estão presentes nesse
131
V – O envoltório de HR Del
espectro. Os perfis de linha de segunda ordem, obtidos da região nebular, mostram que o perfil de
H é composto por pelo menos quatro componentes. A figura 59 mostra uma comparação entre o
perfil de H e [O III]5007. Devido à iluminação não esférica e à geometria bipolar do envoltório as
regiões que emitem [O III] estão limitadas às capas polares, enquanto que a emissão Balmer, menos
afetada pelo gradiente do campo de radiação, emite de praticamente todas as regiões do envoltório.
Figura 56 – Espectro gerado combinando todas as microlentes do IFU.
132
V – O envoltório de HR Del
Figura 57 – Espectro obtido a partir das microlentes correspondentes à região nebular de HR Del.
Figura 58 – Espectro da região correspondente às capas polares entre as linhas de CIII+NIII 4645 e [OIII]5007.
133
V – O envoltório de HR Del
Figura 59 – Perfil das linhas H e [O III] 5007 no espectro de segunda ordem.
134
V – O envoltório de HR Del
Tabela 11 – Identificação das linhas do envoltório de HR Del para as regiões central e nebular – ver texto.
135
line ID total central nebular central-T nebular-T36,97 34,54 2,52 64,02 5,49
FeII(7F) 4416 10,50 8,40 15,58FeII(7F) 4452 4,15 1,58 2,93FeII(37) 4491 7,52 3,16 5,86
OII(15) 4591-96 8,00 2,35 5,65 4,36 12,31NII(5) 4602-07 3,44 7,49FeII(38) 4620 2,21 4,82FeII(38) 4629 0,47 1,03
NII(5) 4631 0,81 1,76NII(5) 4643 0,99 2,16OII(1) 4662 0,92 2,01
CIII+NIII 4649 75,23 67,65 7,72 125,39 16,83HeII 4686 136,97 90,76 46,39 168,22 101,1
FeIII(3F) 4702 3,77 8,22NeIV(IF) 4714-20 4,32 9,41
FeII(4F) 4728 1,67 3,64FeIII(3F) 4734 1,1 2,4FeIII(3F) 4755 2,87 6,26NII(20) 4780 0,87 1,90FeII(4F) 4798 3,44 0,68 2,66 1,26 5,79
NII(20) 4803-10 3,75 0,85 1,85FeIII(3F) 4821 1,59 0,50 1,09 0,92 2,34FeII(30) 4838 4,83 2,87 6,26
100,00 53,95 45,88 100,00 100,00FeVII(2F) 4894 6,45 1,98 4,32FeII(20F) 4905 7,83 3,45 7,53
HeI 4922 8,91 5,27 3,67 9,77 8,00FeIII(1F) b 4936 B 0,82 0,24 0,53FeVII(2F) 4941 B 2,94 1,48 3,22
OIII(1F) 4959 36,58 8,10 28,74 15,12 62,64OIII(1F) 5007 113,45 29,2 84,87 54,52 184,98
3,68 0,76 2,82 1,36 6,08FeII(4F) 5036: 0,74 0,60 1,3
SiII(5) 5041 2,21 1,51 3,3HeI(47) 5047 1,92 1,01 2,2
FeVI(2F) 5147 4,82 0,80 1,74FeII(42) 5169 1,98 1,53 3,33NII(66) 5180 1,35 0,84 1,83
1,65 0,75 1,63NI(1F) 5200 1,76 0,66 1,43
FeII(49) 5235, FeVI(1F)5237 5,36 3,52 1,86 10,16 3,66FeIII(1F) 5270 1,23 0,57 0,63 1,05 1,37
FeVI(1F) 5279, FeII(41)5284 1,66 1,60 4,48CaV(1F) 5309 2,66 0,92 2,00FeVI(1F) 5336 1,63 1,68 3,66
Ti II B 5395 1,68 0,89HeII 5411 10,42 6,46 4,08 11,96 8,88
FeVI(1F)5429 0,75 0,78 1,70NII(29) 5463 2,27 1,28 2,78
Hγ 4341
Hβ 4861
λ 5029? NIII
λ 5187 ?
V – O envoltório de HR Del
Tabela 11 continuação.
136
line ID total central nebular central-T nebular-TNII(29) 5480 0,90 0,84 1,83NII(29) 5496 2,04 1,58 3,44
OI(3F) 5577, [FeII](2F)5582 4,82 1,46 3,36 2,27 7,33OIII(5) 5592 1,68 3,12
CaVII(1F) 5620 5,03 0,74 3,92 1,36 8,53CaVII(2F) 5631, FeVI(1F) 5632 2,85 0,52 2,28 0,97 5,84
NII(3) 5676 1,53 1,02 0,51 1,88 1,12FeII(33F) 5684, NII(3) 5686 1,96 1,44 3,13
NII(3) 5711 0,82 0,18 0,40FeVII(1F) 5721, [FeII]33F 1,04 0,83 1,80
NII(3F) 5755 0,20 0,20 0,47CIV 5802-12 13,98 13,53 0,46 25,08 3,83
HeI 5876 12,93 4,55 8,49 8,43 15,63NII(28) 5932 0,76 1,41NII(28) 5942 0,76 1,41NII(28) 5952 0,50 0,91NII(28) 5961 0,53 0,98SiII(4) 5979 1,05 1,93
FeVII(1F) 6086, CaV(1F) 0,84 0,60 1,10FeII(46) 6130 0,80 0,64 1,18FeII(74) 6149 1,29 0,64 0,71 1,19 1,55FeII(74) 6240 0,82 0,47 0,88FeII(74) 6248 0,29 0,17 0,29
OI(1F) 6300 2,72 0,59 1,4 1,09 2,59SiII(2) 6347 1,06 0,44 0,4 0,81 0,74OI(1F) 6364 1,32 0,18 1,15 0,34 2,12SiII(2) 6372 0,39 0,21 0,15 0,39 0,28
FeII(74) 6457 0,37 2,18 3,83Ha+NII 6565 387,39 154,75 232,65 286,60 492,67
FeII(210) 6626 LiII 6627 1,41 0,42 0,92L 6658 ? 0,57HeI 6678 10,24 9,50 0,75 17,60 1,63
SII(2F) 6717 0,32 0,35 0,76OII(4) 6721 1,13 0,86 1,87
SII(2F) 6731 0,80 0,43 0,94HeI(10) 7065 2,61 2,39 0,46 4,42 1,01
HeI 7281 1,39 1,67 0,06 3,10 0,14OII(2F) 7320+7331 3,78 2,02 1,49 3,74 3,24
NI(3) 7424 0,50NI(3) 7442 1,08NI(3) 7468 1,24
CIII 7485 0,561,24 2,69
CIV 7705-08-26 8,92 4,50 2,80 8,35 6,10MgII(8) 7877 0,80 0,35 0,50 0,65 1,10
1,43 2,65OI(19) 7982 0,66 0,35 0,77OI(19) 7995 0,52 0,27 0,59
λ 7680 ?
λ 7942 ? CIV 7946
V – O envoltório de HR Del
Tabela 12 – Razão de linhas para as regiões central e nebular de HR Del.
As linhas estão dispostas na tabela 12 e a sua possível identificação foi realizada tendo como base as
linhas já observadas em outros envoltórios de nova (Meinel et al. 1975). Na tabela 12 estão
mostradas as intensidades das linhas relativas à intensidade de H para as regiões central e nebular,
além da medida obtida do espectro total. O espectro foi corrigido do avermelhamento de E(BV) =
0,16 (Selvelli & Friedjung, 2003). As três primeiras colunas apresentam a contribuição de cada
região para o total medido para cada linha, ou seja a contribuição central + nebular = total, as
colunas 4 e 5 apresentam a razão das intensidades das linhas e função da emissão H da região
considerada. As linhas foram medidas independentemente em cada região. A soma das
137
line ratio total central-T nebular-T
3,87 2,87 4,93
1,37 1,68 1,01
1,13 0,55 1,85
0,13 0,08 0,16HeII4686/He5876 10,59 19,96 6,47HeI5876/6678 1,26 0,48 9,59HeI5876/7065 4,95 1,9 15,52HeI6678/4922 1,15 1,8 0,20
0,04 0,04 0,03OII7325/OIII5007 0,03 0,07 0,02OI6300/OII7325 0,72 0,29 0,80OI6300/OI5577 0,57 0,48 0,35OI6300/OI6364 2,07 3,18 1,22
36,97 64,02 5,49HeI6678/7065 3,92 3,98 1,62
38,01 43,32 28,61147,39 180,19 109,980,258 0,240 0,260
Soma OI 8,86 3,71 12,03Soma OII 3,78 3,74 3,24Soma OIII 150,03 72,76 247,62OI/OII 2,34 0,99 3,71OII/OIII 0,03 0,05 0,01
1,02 0,4 2,25
H+NII/HHeII4686/HOIII5007/HHeI5876/H
OII7325/H
H/H
Soma HeI linesSoma HeII linesHeI/HeII ratio
OIII/HeII
V – O envoltório de HR Del
contribuições central e nebular quando equivalentes à emissão total para dada linha é uma forma de
verificação da consistência das medidas. As razões de linha utilizadas para os cálculos dos modelos
correspondem à emissão somente da região nebular de HR Del.
Há linhas de espécies altamente ionizadas como Fe VII, Ca VII e CIV e também linhas de
elementos neutros ou de baixa ionização como HI, HeI e OI. As linhas permitidas tem a maior
parte do fluxo vindo da região central (02”), como por exemplo, CIII+NIII e HeI 6678 que tem
90% do fluxo vindo da região central. As linhas proibidas tem a maior parte do fluxo vindo das
regiões nebulares, como por exemplo [OI} 6300 e [O III] 5007 que tem 90% do fluxo vindo da
região nebular.
Algumas razões de linhas previstas pela teoria atômica não foram observadas. A intensidade relativa
de [O I]6300 / [O I]6364 é esperada ser 3:1 para um gás oticamente fino, mas se observa uma razão
média de 2:1, chegando até 1,2:1 em algumas regiões. Williams (1994) observou que
particularmente em novas do tipo Fe II essas linhas aparecem de forma não usual na evolução
espectral e sua intensidade é difícil de explicar. Ele sugeriu que o envoltório ejetado não é
homogêneo e que a emissão de [O I] em de glóbulos densos onde o gás é neutro. É surpreendente
que o envoltório de HR Del ainda mostre essas linhas 12000 dias após a erupção. Isso pode ser uma
evidência que os glóbulos podem sobreviver por longos períodos após a erupção.
Utilizando a razão de linhas [O I]6300/[O I]5577, [O I]6300/[O I]6364 e uma expressão dada por
Williams (1994) podese obter a profundidade óptica na linha de [O I] e se estimar a temperatura
eletrônica da região emissora. Foi obtido uma temperatura média de Te = 6500(500) para6300 = 2,6.
Esse cálculo foi obtido para diversas regiões do envoltório, o que forneceu a incerteza.
A razão H/H nas condições físicas das novas velhas é esperada ser próximo ao valor de
recombinação, mas devido a expansão do envoltório, H está combinada com as linhas [N II]
138
V – O envoltório de HR Del
6548,6584. Assim observase que nas regiões centrais a razão é de 2,9, (onde não se espera haver
linhas proibidas) enquanto que chega a 10 nas capas polares (onde a emissão [N II] é intensa). A
razão He I 5876/H varia de 0,1 para a região central e 0,2 para a região nebular.
A razão entre as linhas de hélio He I 5876/ He I 7065 observada, considerandose uma aproximação
para o caso B para a recombinação, foi 15, o que corresponderia a uma temperatura eletrônica de
aproximadamente 5000 K (Ne = 104 cm3) (Osterbrock & Ferland 2006). O efeito da excitação
colisional tende a diminuir essa razão, já que a transição 7065 tem uma razão entre os coeficientes
de excitação colisional com o coeficiente de recombinação 10 vezes maior que 5876 sendo assim
mais afetada pela densidade (Clegg, 1987). Outras razões entre as linhas de He I estão longe do
esperado para o caso B. A razão He I 5876/ He I 6678, que tem pouca dependência com a
temperatura eletrônica, é 9,6, enquanto que se espera um valor de 4. Não se pode explicar esse valor
por uma contribuição de outras linhas intensas na região próxima à 5876 Angstrons. Deve se
considerar que a excitação colisional afeta a linha He I 5876 (tripleto) duas vezes mais que a linha
He I 6678 (singleto) para uma dada temperatura (Ferland, 1986). A razão observada é mais uma
indicação que o envoltório é altamente estruturado e apresenta condensações.
5.1.4 – Estimativas de abundância no envoltório
A abundância de He relativa ao hidrogênio pode ser obtida considerandose valores médios de
temperatura e densidade para o envoltório. Utilizando uma densidade eletrônica Ne = 103 cm3 e
temperatura de 7500 K, obtémse uma abundância de 0,20. Os valores dos coeficientes de
recombinação das transições utilizadas foram interpolados dos valores para 5000K e 10000K
apresentados por Osterbrock & Ferland, (2006). O efeito da excitação colisional para o estado meta
139
V – O envoltório de HR Del
estável 2s 3S do He I 5876 foi corrigida utilizandose um fator (C/R) = 0,03 dado por Clegg (1987).
Esse valor de abundância pode ser comparado ao obtido pelos modelos de Tylenda (1978) de 0,17. O
valor da abundância de He por esse método não é muito sensível a temperatura e densidade
eletrônica assumidos, já que a razão entre os coeficientes de recombinação das linhas utilizadas
varia pouco com Te e Ne. Na região nebular, a razão nHe+/nHe++ é de 1,8, ou seja 70% é He+.
A fim de se obter as abundâncias iônicas de oxigênio, utilizouse uma ferramenta de análise nebular
clássica. A rotina IONIC do pacote IRAF utiliza um modelo de íon de 8 níveis eletrônicos e calcula
a população de cada nível e abundância de um dado íon a partir da razão de fluxos entre uma linha
proibida desse íon e H para uma dada temperatura e densidade, (De Robertis et al. 1987 e Shaw &
Dufour, 1994). A razão [O III]5007/H foi utilizada para obter nO++/nH+, a razão [O II]7320,7330/
H para estimar nO+/nH+ e a razão [O I]6300/H para estimar nO0/nH+. A emissividade de H foi
calculada através da fórmula de Aller (1994) que tem uma acurácia de 4% para densidades
inferiores a 106 cm3. A abundância nO/nH depende da densidade eletrônica no local de formação
das linhas. Como o envoltório de HR Del é altamente estruturado com uma grande variação no
perfil de densidade, é necessário considerar essa variação. Mas para as densidades típicas de
remanescentes de novas antigos (102104 cm3), somente a determinação de nO+/nH+ é afetada pela
densidade local. Para uma dada temperatura e razão de linhas uma densidade menor implica na
obtenção de uma abundância de O+ maior. Na estimativa de nO+/nH+ utilizouse um perfil de
densidade conforme um modelo bipolar, onde as condensações tem densidade média de 2000 cm3 e
as regiões circundantes tem densidades entre 500 e 300 cm3. O espectro de HR Del apresentou
algumas linhas de recombinação como OIII 5592 e OIII 7713, o que indica a presença de O+3, mas
não foi possível obter sua abundância. O valor obtido portanto é um limite inferior para a
abundância de oxigênio. Obtevese log(O/H) = 2,52 o que está próximo dos valores obtidos por
140
V – O envoltório de HR Del
Tylenda (1978), log(O/H) = 2,35 e Samyal (1972), log (O/H) = 2,4.
As abundâncias de nitrogênio e carbono não puderam ser obtidas a partir dos dados disponíveis.
5.1.5 – Glóbulos externos ao envoltório
Há diversos glóbulos de matéria que podem ser observados na figura 51 e o que aparece nos painéis
G e H aparenta também estar nas regiões externas do envoltório. A condensação mais próxima ao
eixo polar, na região do espectro deslocada para o vermelho começa a aparecer no painel L, fica
mais intensa nos dois painéis subsequentes e depois desaparece no painel O . O deslocamento das
linhas nessa região sugere uma velocidade de 500 km.s1, mas como não se pode subtrair os efeitos
de projeção, esse valor é apenas um limite inferior. O glóbulo mais próximo à região equatorial
aparece nos painéis FH da figura 51 e depois, com o deslocamento para o vermelho nos painéis
subsequentes desaparece. Ele surge novamente nos painéis KM da figura 51 que correspondem a
emissão de [N II] 6584 de menor velocidade. O fato das linhas apresentarem uma velocidade baixa
significa que esse glóbulo está provavelmente se deslocando em um plano próximo ao do céu. Neste
glóbulo, a razão [OIII]5007/H é menor que no glóbulo próximo ao eixo polar. Ela é ainda menos
significativa quando comparada com a razão obtida das capas polares. Ambos glóbulos apresentam
uma razão [O I]/H maior que outras regiões do envoltório (fator 5). A emissão em [O II] também é
um fator 5 maior que a observada nas capas polares. A emissão [N II] 5755 é muito mais intensa
nesses glóbulos, o que pode significar uma região de maior densidade, já que essa linha é
colisionalmente excitada. Como já foi sugerido por Williams (1994), as condições no interior das
condensações são favoráveis às emissões de elementos neutros ou de baixo grau de ionização. O
141
V – O envoltório de HR Del
glóbulo observado nos painéis G e H da figura 51 apresenta as mesmas razões de linha. Há um
outro glóbulo que aparenta estar em regiões externas ao envoltório no painel K da figura 51 .
5.2 – Análise espectral do envoltório resolvido
HR Del tem uma distribuição de matéria heterogênea como já foi evidenciado anteriormente. Com
o objetivo de se verificar gradientes de abundância e de outros parâmetros físicos nas diferentes
regiões do envoltório foram selecionadas regiões ao longo dos eixos polar e equatorial, como mostra
a figura 60. A distância de cada região até a fonte central foi estimada baseada em um modelo
bipolar, onde cada lóbulo é uma esfera. Devido aos efeitos de projeção há contaminação de regiões
mais ou menos distantes no volume considerado que não podem ser mensurados. Em cada região
foram combinados os espectros das microlentes correspondentes e o espectro total foi utilizado nas
análises. O sinal/ruído dos espectros combinados é maior que 20.
As regiões mais distantes da fonte central recebem um fluxo ionizante menor, já que o número de
fótons decai com pelo menos r2. Esse efeito pode ser visto na figura 61, que mostra a abundância de
He++/H+ em função da distância à fonte ionizante. O decaimento no eixo polar é próximo a r2 até 2 x
1016 cm do centro.
142
V – O envoltório de HR Del
Figura 60 – Definição das regiões para análise espectral no envoltório de HR Del.
O decaimento no eixo equatorial é mais intenso, mostrando que essa região é menos ionizada. As
barras de erro foram obtidas a partir da variação da razão dos coeficientes de recombinação para a
transição H e He II 4686 em função da faixa de temperaturas e densidades do envoltório.
143
V – O envoltório de HR Del
Figura 61 – População de He++ ao longo dos eixos polar e equatorial.
Para as regiões com distância maior que 2 x 1016 cm a fração de He++ parece permanecer constante
até as bordas do envoltório. A diluição do campo de radiação com a distância é acompanhada por
uma diminuição da densidade. A diminuição da população de He++ com a distância indica que as
estimativas de distância das regiões escolhidas na figura 60 são razoáveis. A constância de He++/H
tamém pode ser explicada pelo valor equivalente de distância das 3 regiões mais externas do eixo
polar. A figura 62 mostra a abundância de He+, He++ e He/H nos dois eixos principais do envoltório.
144
V – O envoltório de HR Del
Figura 62 – Abundâncias de He+ (vermelho), He++ (preto) e nHe/nH (verde) para o eixo polar (esquerda) e equatorial (direita)
No eixo equatorial a abundância de He correspondente à região azul do espectro tem um
comportamento uniforme, oscilando dentro das incertezas ao redor de 0,21. Na região
correspondente ao espectro desviado para o vermelho, a abundância obtida entre 2x1016 cm e 4x1016
cm é ligeiramente menor (0,17). No eixo polar, as regiões correspondentes às capas polares em
ambos lóbulos do envoltório apresentam uma estimativa menor para a abundância de He (0,15).
Como as simulações do capítulo 3 demonstraram, a presença de condensações pode causar uma
determinação de abundância subestimada para o caso de hélio. No interior das condensações pode
haver hélio neutro que não emite. Esses resultados indicam que estas regiões, como mostram os
mapas de linhas, tem muitas condensações. Caso as densidades nessas regiões foram muito maiores,
a correção devido a excitação colisional levaria a valores de abundância ainda menores. O efeito da
temperatura eletrônica local nos coeficientes de recombinação das linhas de HeII, HeI e H
utilizadas nas estimativas é pequeno, menor que 5% entre 5000K e 10000K. Como nos cálculos
para cada íon de hélio utilizase a razão dos coeficientes, a variação causada pela temperatura nos
145
V – O envoltório de HR Del
coeficientes fica diluída, mantendo o quociente aproximadamente constante. Assim, a variação
obtida nos valores de He/H ao longo dos eixos do envoltório (~30%) pode significar que o efeito das
condensações nas estimativas é mais intenso nas regiões com mais glóbulos, ou alternativamente
que há um gradiente de abundâncias na direção radial. Modelos teóricos de erupção preveem que
após a erupção há queima de H hidrostática que pode durar anos no caso de anãs brancas pouco
massivas (Yaron et al. 2005). O material ejetado inicialmente devido à erupção deve ser menos
enriquecido (camadas mais externas do envelope) que o ejetado posteriormente durante a fase de
ejeção contínua. Neste caso as regiões centrais teriam uma abundância ligeiramente maior que as
regiões mais externas. Os resultados parecem ter essa tendência, apesar de que a presença de
condensações pode causar o mesmo efeito.
A abundância de oxigênio e seus íons também foi analisada ao longo dos eixos do envoltório. A
figura 63 mostra a variação das populações de O++, O+ e O0 ao longo dos eixos polar e equatorial.
Figura 63 – População de O0 (verde), O+ (vermelho) e O++ (preto) ao longo dos eixos polar (esquerda) e equatorial (direita).
Podese observar que a fração da população de O+ nas regiões equatoriais é de 90 %, enquanto que
nas regiões polares é 50%. Esta é mais uma evidência de que as regiões equatoriais são menos
ionizadas que as polares. A população de O0 é muito pequena em todo o envoltório. As regiões
146
V – O envoltório de HR Del
centrais parecem mostrar uma diminuição da população de O+ e O++ e como se observaram linhas de
OIII de recombinação, as regiões mais internas a 2 x 1016 cm devem ter uma população crescente de
O+3. Além disso, na distância de 2 x 1016 cm, a população de He++ também decai, o potencial de
ionização do He+ é de 54,9 eV, quase idêntico ao potencial de ionização do O+2 ,indicando que essa
distância é um limite de ionização nessa faixa de energia. A figura 64 mostra a comparação entre as
abundâncias somadas dos íons obtidos nos dois eixos principais.
Figura 64 – Abundância de O++,O+,O0/H+ nos eixos polar (preto) e equatorial (vermelho).
Apesar das diferenças de iluminação entre as duas regiões, a abundância parece ser equivalente. A
uma distância de aproximadamente 3 x 1016 cm temse o valor máximo para ambos os eixos. Esse
valor foi o estimado como o valor da abundância de oxigênio para o envoltório. A diminuição dos
valores de abundância nas regiões centrais (d < 2x 1016 cm) nos dois eixos evidenciam que deve
haver uma população de íons O+3. O fato do pico dos valores de abundância coincidirem com as
regiões com mais condensações não deve ser casual. Os cálculos de modelos com condensações
147
V – O envoltório de HR Del
mostrados no capítulo 3 indicam que as estimativas de abundância de oxigênio são superestimadas
na presença dos glóbulos. O decaimento da abundância nas regiões mais distantes no eixo polar é
curiosa, o que pode indicar uma dimimuição da abundância na direção radial. Além disso o pico da
população de O+ também ocorre nas regiões das condensações. Não há um aumento correspondente
das emissões em OI nas regiões externas de forma que a abundância se mantenha constante. Mas há
a possibilidade de no caso das linhas de [OI] que são excitadas colisionalmente, os elétrons das
regiões mais externas não terem energia suficiente para excitar os átomos de oxigênio neutro.
Hummer & Stoney (1987) obtiveram a razão H/H para uma grande grade de temperaturas e
densidades. Para as condições típicas em novas antigas, considerandose um intervalo de
temperatura de 1000K a 12500K e densidades entre 102105 cm3 a razão H/H varia de 2,9 a 3,7
onde os valores maiores correspondem à regiões de menor densidade. No espectro de HR Del a
linha de H está combinada com as linhas de [N II] devido ao deslocamento Doppler causado pelo
envoltório em expansão. A figura 65 mostra o comportamento da razão H+ [N II]/H nos eixos
do envoltório.
148
V – O envoltório de HR Del
Figura 65 – Razão H + [N II]/Hao longo dos eixos polar (preto) e equatorial (vermelho).
A razão das linhas na região central é de ~ 3 enquanto que nas regiões das condensações das regiões
equatoriais está entre 4 e 6. Nas regiões polares a razão dessas linhas chega a 10 nas capas polares.
O comportamento das linhas de [N II] parece ser similar ao das linhas nebulares de [O III], com
uma emissão muito mais intensa na direção polar e nas condensações. Pelo fato de não ser possível
isolar com precisão as contribuições do nitrogênio, não foram calculados as abundâncias dos íons de
nitrogênio. O decaimento da emissão [N II] com a distância não é acompanhado por um aumento
correspondente na emissão de linhas de NI, como por exemplo [NI] 5200, caso a abundância seja
constante. Como no caso da linha [O I], a emissão [N I] depende de uma excitação do átomo neutro,
que pode não ser eficiente.
149
V – O envoltório de HR Del
5.3 – Modelos de fotoionização do envoltório de HR Del
5.3.1 – Modelos esféricos sem condensações e parâmetros básicos
Modelos simples com simetria esférica e sem condensações foram calculados com o objetivo de se
explorar as condições físicas da nebulosa e parâmetros da fonte ionizante. Todos os cálculos foram
realizados através do código CLOUDY 6.02 (Ferland, 2005). Os parâmetros da fonte ionizante
foram delimitados pelas observações no UV feitas pelo satélite IUE entre 1979 e 1992. O espectro
UV obtido em 1979 e 1992 estão na figura 11.
A partir desses dados, Selvelli e Friedjung (2003) obtiveram que o contínuo teve um decaimento de
20% enquanto o fluxo das linhas decaíram de 35% (He II 1640) a 55% (CIV 1549) no intervalo das
observações. Utilizando essa taxa de decaimento para as linhas, o fluxo delas foi escalonado para a
data de observação em junho de 2002. Os valores obtidos foram utilizados como limites superiores
para os fluxos nas linhas dos modelos calculados. A partir disso foi possível limitar o valor
máximos de luminosidade para a fonte central, log L < 36,3 erg.s1, utilizando como distância o
valor obtido da análise espectral, 850 pc. A forma do contínuo ionizante adotada nos cálculos foi de
uma atmosfera de alta gravidade (log g = 78), a partir das tabelas de Rauch (2003) em uma faixa de
temperatura de 50000K a 190000K.
Alguns parâmetros do envoltório foram obtidos da análise espectral apresentada nos itens 5.1 e seus
subitens e no item 5.2. As abundâncias de nitrogênio e carbono utilizadas nos cálculos são aquelas
obtidas por Tylenda (1978) e Sanyal (1972). Os parâmetros de entrada dos modelos estão na tabela
13. As abundâncias foram mantidas constantes nos cálculos, assim como a geometria do envoltório.
Os parâmetros livres são a temperatura e a luminosidade da fonte central e fc e a massa do
150
V – O envoltório de HR Del
envoltório. Nos modelos homogêneos, as dimensões do envelope esférico foram definidas pelas
velocidades de expansão mínimas e máximas obtidas dos dados espectrais (entre 300 e 560 km.s1).
O parâmetro , (0,9) que descreve o perfil de densidade da componente difusa, foi obtido a partir do
mapa de linha de H e seu decaimento em função da distância aproximada à fonte central. Os fluxos
das linhas mais intensas medidas na região nebular foram utilizadas como vínculo para a estimativa
do ajuste dos modelos. Em um primeiro momento o ajuste foi comparado com os dados através do
2, descrito no item 2.3. Os modelos com 2 semelhantes foram analisados utilizando como critério
o ajuste das linhas de hélio I e II, linhas de íons de baixa ionização, como [OI], [NI], e [O II] e o
ajuste da razão HeII 4686/[O III]5007.
Tabela 13 – Parâmetros de entrada dos modelos de fotoionização do envoltório de HR Del.
Tabela 13 – Observações(a) – Fração de massa condensada(b) – Abundâncias de He, CNO e Ne são diferentes da solar(c) A partir da análise dos mapas de linhas(d) – Densitdade relativa à componente difusa com perfil r (e) – Velocidade máxima e mínima considerando i = 40o (f) – Índice obtido dos mapas de linhas para a componente difusa
151
Model – entradasParameter Intervalo Unidade obs.
fc 0 – 0.9 (a)massa envoltório 0.01 – 30
He -0,67 log(He/H) (b)C -3.4 – -3.0 log(C/H)N -2.5 – -2.0 log(N/H)O -4.5 – -2.5 log(O/H)
tamanho glóbulos 14 – 16 log d (cm) (c)densidade glóbulo 2 – 100 (d)
raio interno 1 – 4raio externo 4 – 6
velocidade envoltório 550-300 km/s (e)índice radial -0,9 bkg (f)
Central SourceLuminosidade 35 – 37Temperatura 50 – 190
Gravidade 7 – 8
10-4 Msun
1016 cm 1016 cm
log erg.s-1
104 Klog(g) cm.s-2
V – O envoltório de HR Del
Os modelos homogêneos falharam em reproduzir simultaneamente algumas razões, como HeII
4686/[O III]5007, He I 5876/ H e [O II]7325/H. O modelo de melhor ajuste tem como parâmetros
da fonte central uma temperatura de 61000K e log L = 36 erg.s1. A massa total do envoltório foi de
1,7 x 103 Mʘ e a faixa de densidades está entre 400 e 1500 cm3. Esse modelo foi capaz de
reproduzir as razões [O III]5007/H e HeI 5876/H observadas, mas não conseguiu reproduzir He
II4686/H, [O II]7325/H e [O I] 6300/H. A razão [O II]7325/H observada é duas ordens de
grandeza maior que a obtida pelos modelos, a razão [O I]6300/H tem uma discrepância ainda
maior. Esses modelos homogêneos servem de parâmetro de comparação para os modelos com
condensações apresentados a seguir. A tabela 14 mostram as razões de linhas obtidas pelos modelos.
5.3.2 – Modelos com condensações e geometria bipolar do envoltório
Os mapas de linhas mostram um envoltório bipolar e muito estruturado. Há várias regiões onde há
condensações de matéria. O espectro de HR Del apresenta emissão em [O I] 6300,6364 e a razão
dessas linhas indica que a profundidade óptica na linha é ~1. A razão de linha [OIII]5007/4959 é
próxima de 3:1 que é a razão entre as probabilidades de transição. Assim, a existência de um
emissão oticamente espessa de [OI] e oticamente fina em [O III] indica uma grande
heterogeneidade do envoltório.
Para se calcular um modelo de fotoionização para HR Del mais realista é preciso uma descrição 3D
do envoltório. Os modelos utilizam a geometria bipolar, como descrita no capítulo 2, com
parâmetros geométricos obtidos dos mapas de linhas apresentados nas figuras 50 e 51. O código
152
V – O envoltório de HR Del
RAINY3D foi utilizado para administrar os cálculos 1D do código CLOUDY.
Os parâmetros que descrevem as condensações foram foram estimados a partir dos mapas de linhas
e da expressão analítica de Shara (1981). Apesar da limitação na resolução espacial dos dados
(0,5”), foi possível obter uma distribuição de tamanhos e densidades relativas das condensações. A
expressão de Shara indica que o tamanho máximo das condensações (devido ao efeito Rayleigh
Taylor) para uma nova lenta é da ordem de 1% do raio do envoltório. A figura 66 mostra a
distribuição de tamanhos obtida a partir dos mapas de linha e um ajuste linear e em lei de potência.
Figura 66 – Distribuição do tamanho dos glóbulos e ajustes linear e lei de potência.
A distribuição de tamanhos utilizada é uma primeira aproximação, já que há uma limitação da
resolução espacial e um glóbulo considerado grande pode na verdade ser composto por outros
menores não resolvidos. Além disso, se os parâmetros que descrevem as condensações fossem
deixados livres, haveriam problemas nos tempos necessários para completar os cálculos, já que o
tempo de CPU para apenas um modelo com condensações varia de 24 até 96 horas.
A partir dos mapas da figura 51 foi obtido que o contraste de densidade entre as regiões mais
brilhantes em H e suas redondezas é de 10. A deconvolução por uma PSF gaussiana instrumental
153
V – O envoltório de HR Del
sugere que o contraste de densidade pode ser 16 com a região difusa. Os cálculos hidrodinâmicos de
Porter et al. (1998) mostra que o contraste de densidade no início da ejeção em um dado raio é da
ordem de 20, enquanto que pode chegar a 64 quando comparado com as regiões difusas. A
sobrevivência dos glóbulos em envoltórios de novas não é conhecida, mas estudos em nebulosas
planetárias (Millema et al. 2005) mostram que as condensações podem sobreviver por dezenas de
anos. A própria imagem do envoltório de HR Del e de outros envoltórios de novas, como GK Per,
que tem mais de 100 anos comprovam que as condensações podem sobreviver por longos períodos.
O modelos do envoltório é composto por dois lóbulos em forma de cascas esferas, unidos de forma
que a razão axial seja a mesma que a observada (veja figura 17 no capítulo 2). A espessura e
dimensão foram definidas utilizando a distância de 850 pc para a nova. As estruturas observadas em
[O III] e [N II] foram adicionadas no interior de cada lóbulo esférico. A distribuição das
condensações foi definida pelo deslocamento Doppler no espectro de cada estrutura. Por exemplo,
no lóbulo deslocado para o azul haviam glóbulos com maior deslocamento que foram posicionados
na região mais próxima do observador, enquanto que as condensações com deslocamento mais
próximo do comprimento de onda de repouso da linha considerada foi posicionado do lado mais
distante do observador do respectivo lóbulo. Além disso, a emissão em [O III] é maximizada em
uma faia de distância entre 24 x 1016 cm da fonte central e a distribuição dos glóbulos respeitou esse
intervalo de distância. O interior dos lóbulos foi ainda preenchido por uma componente difusa,
obedecendo uma lei de potência do tipo r. Com a geometria fixada, foram variadas a massa total
do envoltório (1 x 104 M ʘ a 3 x 103M ʘ) e a fração de massa condensada (0,1 – 0,7).
Com isso o contraste de densidade média das condensações variou de 3 a 50 vezes a componente
difusa. Nesse modelo o tamanho das condensações variou de 1014.5 cm a 1016 cm.
O modelo de melhor ajuste obteve uma fonte central de 63000K e log L = 35,5 erg.s1. A massa
154
V – O envoltório de HR Del
total do envoltório é de 9 x 104 Mʘ , a temperatura eletrônica média de 5900K, densidade entre
4006000 cm3 e fc = 0,56 (ver tabela 14). A presença de condensações no envoltório melhorou
significativamente as razões de linha proveniente dos elementos de baixa ionização. A linha de [N
II] teve um comportamento adequado, com intensidade comparável a H, muito melhor que o
obtido pelo modelo homogêneo. Mesmo para valores de fc menores, as intensidades de [N II]
6548,6584 foram da ordem da observada. Em um modelo com condensações mais densas, (2050
vezes a componente difusa), e fc alto resulta uma emissão menor de [N II] já que o aumento na
densidade (até 10000 cm3) pode causar a desexcitação colisional e/ou diminuir a população de N+.
Modelos com condensações menos densas, (315 vezes a componente difusa), produziram uma
emissão [N II] maior. O aumento da massa total do envoltório também produziu um aumento da
emissão [N II], já que com a geometria fixa, isso implica em um aumento da densidade.
Os glóbulos também aumentaram a emissão total de H em relação aos modelos homogêneos com
os mesmos parâmetros. Um aumento da emissão por um fator ~3 foi obtido. Isso resulta em um
envoltório menos massivo para reproduzir o fluxo H observado (M = 9 x 104 Mʘ).
Os modelos com condensações também conseguiram reproduzir a razão [O II] 7325 /H, com
intensidades entre 60 e 100% do observado. A razão [O I] 6300/H é muito mais próxima, com
10% da intensidade observada em HR Del. Mas os modelos de fotoionização sozinho não consegue
explicar as intensidades observadas.
O problema do ajuste da razão [O III]5007/HeII 4686 persiste nos modelos com condensações,
sendo que o ajuste da emissão de uma das linhas acarreta em parâmetros distintos para a fonte
central. Por exemplo, se a razão He II 4686/H for ajustada, os parâmetros da fonte central são
temperatura de 92000K e luminosidade de log L = 35,5. Mas para essa configuração a emissão [O
III] 5007 é 10 vezes a observada e seu ajuste fica inconsistente com as abundâncias de oxigênio
155
V – O envoltório de HR Del
observadas. Uma família de soluções foi obtida para log (O/H) = 4.3 mas essa abundância é 2
ordens de grandeza menor que o medido. As abundâncias maiores de oxigênio produzem
envoltórios com menor temperatura eletrônica.
O comportamento da razão He II 4686/ He I 5876 também foi observado na grade de modelos a fim
de se obter alguns parâmetros físicos relevantes. Como esperado, essa razão de linhas tem forte
dependência com a temperatura e a luminosidade da fonte central e também com fc. Temperaturas
e/ou luminosidades mais altas aumentam o valor da razão das linhas devido ao aumento da
ionização do He+. Um aumento de fc ou da densidade diminui a população de He++ devido a menor
eficiência da ionização. Por exemplo para fc = 0,3 a razão He II 4686/ He I 5876 é 50% menor que
nos modelos homogêneos com as mesmas configurações.
5.3.3 – Modelos com fonte ionizante extensa com geometria de disco.
A ionização não esférica de remanescentes de novas foi primeiramente sugerido por Petitjean et al.
(1990) e Gill & O'Brien (2000) para explicar algumas características do envoltório de DQ Her e FH
Ser. Neste trabalho, foi simulada uma iluminação não esférica sendo a fonte ionizante um disco
plano. Se ao menos parte da radiação ionizante vir da camada mais interna do disco de acréscimo,
as regiões polares devem receber um fluxo radiativo maior que as regiões equatoriais. Esse efeito foi
simulado considerando que a área aparente do disco varia conforme a posição angular no envoltório
em relação ao plano do disco. Assim, nesses modelos a luminosidade da fonte ionizante varia de
acordo com a posição do envoltório considerada, mas temperatura permaneceu constante. A
luminosidade total do disco é equivalente ao das fontes pontuais, apenas o fluxo foi redistribuído de
forma a ser mais intenso nas regiões polares. A geometria e outros parâmetros do modelo foram os
156
V – O envoltório de HR Del
mesmos dos modelos de fonte pontual e geometria bipolar.
Os cálculos mostram que esses modelos obtém uma descrição melhor da razão [O III]5007/ He II
4686. O melhor ajuste foi obtido para uma temperatura de 65000K e log L = 36 erg.s1. As regiões
polares tem um fluxo de fótons aproximadamente 20 vezes maior que as regiões equatoriais. Por
causa disso, a maior contribuição para o fluxo de He II 4686 vem dessas regiões, o que está de
acordo com o mapa dessa linha visto na figura 53. As emissões [O III]5007 também são mais
intensas (5x) nas regiões polares, como observado nos dados de HR Del. A linha de [O II] 7325 e
[OI] 6300 não mostraram variações significativas quando comparadas aos modelos de fonte pontual.
O melhor modelo com fonte extensa tem uma componente difusa com densidade média de 400 cm3
e uma componente de glóbulos com densidade média de 2000 cm3. A densidade do envoltório
variou de 200 a 6000 cm3. A região de menor densidade deve contribuir com a emissão He II
enquanto que os glóbulos devem contribuir com a emissão [O III] e [N II].
O fluxo total em H não apresenta diferenças comparado ao modelo de fonte pontual. A fração de
massa condensada do modelo foi de 0,7 que representa uma solução mais condensada que o modelo
de fonte pontual.
157
V – O envoltório de HR Del
Tabela 14 – Razões de linha observadas e dos modelos esférico e homogêneo (3a coluna); com condensações e fonte ionizante pontual (4a coluna); com condensações e fonte extensa tipo disco (5a coluna).
* Ambas linhas CIII e NIII .
** Limites superiores para [OIII]4363.
158
Line ratio HR Del Esférico Pontual DiscoH I 6563/H I 4861 4,93 3,21 3,54 3,57
[OIII] 5007/H I 4861 1,85 1,82 1,91 1,5He II 4686/H I 4861 1,01 0,01 0,06 1,2He I 5876/H I 4861 0,18 0,22 0,19 0,18He I 5876/He I 7065 15,5 8,91 5,48 6,2He I 6678/He I 4922 0,2 3,54 3,54 3,55[OII] 7325/H I 4861 0,03 0,001 0,01 0,02[OI] 6300/H I 4861 0,03 0 0 0[NII] 6584/H I 4861 --- 0,03 1,25 1,45[NII] 6548/H I 4861 --- 0,01 0,42 0,48[NII] 5755/H I 4861 0,03 0,006 0,02 0,02C III 4649/H I 4861 0 0,002 0,005N III 4641/H 4861 0.17* 0 0,001 0,001
[OIII](4959+5007)/4363 4000** 2000 2280 2380He I 4922/ H I 4861 0,08 0,02 0,02 0,02
Temp WD (K) 61000 62000 6500035,5 35,5 36
Mean Te Shell (K) 6000 5900 5800fc shell 0 0,56 0,7
M shell (Msun) 1,75E-3 9,00E-4 9,00E-4
log (L) WD erg.s-1
V – O envoltório de HR Del
5.4 – Discussão dos resultados para HR Del
5.4.1 – Morfologia do envoltório.
A espectroscopia 2D do envoltório de HR Del mostra muitas estruturas e duas componentes em
forma de anel, simétricas em relação ao deslocamento Doppler e ao centro geométrico do
envoltório. Esses anéis tem mesma dimensão e espessura e preservam a geometria esférica do
envelope que estava na superfície da anã branca. Um modelo em forma de ampulheta foi proposto
por Harman & O'brien (2003). A figura 51, painéis C e L mostram que há um anel de dimensão
menor formado pela emissão [N II]. A forma esférica dos lóbulos indica que a ejeção inicial pode
ter sido devido a ondas de pressão ou ondas de choque (Sparks, 1969). Mas a espessura da dessa
estrutura indica uma baixa dispersão de velocidades, o que favorece uma ejeção inicial devido à
ondas de pressão (Sparks, 1969). Esse tipo de ejeção seria afetada pela rotação da anã branca, dando
uma forma bipolar ao envoltório. A ejeção contínua subsequente também é afetada pela rotação da
anã branca, mas preenche uma região menor dos lóbulos. A curva de luz da erupção de HR Del
apresentou dois picos principais, um em dezembro de 1967 e outro em maio de 1968 (Rafanelli &
Rossini, 1978) o que pode indicar duas fases da ejeção.
A diferença na razão axial obtida nos mapas de H+[N II] (1,6) e de [O III] 5007 (1,95) já foi
observada em HR Del (Harman & O'Brien, 2003) e outros envoltórios de novas, como DQ Her
(Baade, 1940). A iluminação não esférica pode explicar esse comportamento morfológico em
função da linha considerada, já que a emissão Balmer é menos afetada pela variação da ionização. A
razão axial parece estar relacionada à classe de velocidade das novas, onde novas rápidas tem uma
razão axial ~1 e novas lentas parecem ter uma razão axial maior. O que parece ser um efeito da
159
V – O envoltório de HR Del
interação da binária com o material ejetado, já que novas rápidas apresentam velocidades de ejeção
maior que as novas lentas, minimizando o tempo de interação do material ejetado com a secundária.
Por outro lado, as abundâncias de nitrogênio nas regiões polares parecem equivalentes às da região
equatorial, assim como as abundâncias em He. As altas emissões em [O III] e [N II] observadas nas
capas polares sugerem também uma iluminação não esférica, onde o fluxo ionizante na direção
polar é maior que na direção equatorial. A emissão He II decai mais rapidamente com a distância na
direção equatorial. Todas as razões de linha observadas também indicam que há uma diferença na
iluminação entre as regiões polares e equatoriais. Esse efeito aparentemente não está relacionado a
classe de velocidade da nova e sim à presença de um disco de acréscimo (e provavelmente à altas
taxas de acréscimo de matéria).
O efeito da orbita da secundária e da rotação do envelope acretado foi modelado por Porter et al.
(1998) e os resultados dos cálculos mostra que em novas lentas há a formação de capas polares e
que o envoltório pode ter geometria prolatabipolar em função da rotação do envelope. O envoltório
de HR Del mostra ambas estruturas, mas os modelos não são capazes de reproduzir os lóbulos
esféricos. Além disso o envoltório de HR Del não apresenta os anéis tropicais presentes nos
modelos. A emissão mais intensa que aparece nas regiões equatoriais estão relacionadas a
superposição na linha de visada das componentes dos dois lóbulos. Talvez, simulações
hidrodinâmicas 3D possam reproduzir melhor o envoltório de HR Del. Ou se forem consideradas
ejeções distintas, uma devido a expansão inicial do envelope (Sparks, 1969) e outra devido a ejeção
acelerada pela opacidade de Fe II (Bath & Shaviv, 1976 e Kato & Hachisu, 1994). Gill & O'Brien
utilizaram os modelos de Porter et al. (1998) para gerar perfis de linha em função da geometria e da
inclinação do envoltório em relação ao ângulo de visada. Nenhum perfil de linha obtido desses
modelos se assemelha ao perfil de H de HR Del. O perfil de [O III]4363 obtido em outubro de
160
V – O envoltório de HR Del
1969 (Rafanelli & Rossino 1978) é semelhante ao perfil H obtido do espectro de nossos dados,
com 4 picos de mesma intensidade. O perfil [O III] teve uma evolução com o tempo, onde as
componentes de baixa velocidade tiveram sua intensidade diminuída entre as observações de
19781980 (Küster & Barwing, 1988). As observações posteriores de Solf (1983) confirmam que a
intensidade das componentes de baixa velocidade diminuíram em relação às medidas anteriores. Em
nossos dados não observamos a emissão da componente de baixa velocidade, apenas um perfil de
pico duplo. Isso indica que a medida que a anã branca foi esfriando, o disco de acréscimo foi se
tornando a principal fonte ionizante.
A região das capas polares parece estar contida na estrutura dos lóbulos e está mais ionizada. As
estimativas de velocidade de expansão sugerem que as estruturas externas tem velocidade
ligeiramente maior que as capas polares.
Observações recentes da última erupção da nova recorrente RS Oph (2006) de 13 a 155 dias após o
máximo visual indicam que o material ejetado tem geometria bipolar (O'Brien et al. 2006 e Bode et
al. 2007). Os modelos para o envoltório de RS Oph desses autores é surpreendentemente similar ao
de HR Del (figura 2 de Bode et al. 2007). A geometria do envoltório é semelhante apesar desses
dois sistemas apresentarem muitas diferenças, como a curva de luz (nova muito lenta x nova muito
rápida), a natureza da secundária (anã na sequência principal x gigante), massa ejetada (102 mais
massa na nova lenta) velocidade de ejeção (~10 vezes mais veloz na nova rápida). A única
semelhança nos dois sistemas pode ser a rotação da anã branca elevada. Observações do envoltório
de RS Oph com a técnica de espectroscopia 2D pode revelar se existem capas polares e outras
estruturas como observadas no envoltório de HR Del.
Porter et al. (1998) sugerem que o momento angular do material acretado, quando cai na superfície
da anã branca, cause uma mistura induzida pelo atrito ou “shearinduced mixing” nas regiões do
161
V – O envoltório de HR Del
plano orbital. Se esse processo for mais importante que a difusão de partículas como mecanismo de
mistura, deveria haver gradientes de abundância entre as regiões polares e equatoriais do envoltório.
Os dados da espectroscopia 2D de HR Del mostram que não há evidências de gradientes de
abundância entre as regiões polares e equatoriais, como esperado pelo shearinduced mixing. Uma
anã branca com rotação alta, a uma fração significativa da velocidade Kepleriana na superfície da
anã branca pode inibir o shearinduced mixing. Gradientes de abundância na direção radial, como
indicam os dados, se deve a maior eficiência da mistura e enriquecimento nas camadas mais
interiores do envelope. As camadas mais externas e superficiais do envelope são ejetadas primeiro,
na primeira etapa da erupção. Na ejeção contínua subsequente, o material das camadas mais
profundas do envelope são ejetadas. O material remanescente na anã branca continua a queima de
hidrogênio e o enriquecimento de hélio pode ser de até 5 a 10% para anãs brancas de 0,65 Mʘ até
50% em anãs brancas de 1,4 Mʘ (Yaron et al. 2005).
5.4.2 – Modelos de fotoionização
Os modelos de fotoionização com envoltórios homogêneos e simetria esférica não foram capazes de
reproduzir o espectro do envoltório de HR Del. O maior problema foi ajustar a emissão dos
elementos de baixa ionização e neutros, como as linhas de [O I], [O II] e [N II]. Essa linhas são
emitidas de regiões mais densas e neutras que só podem existir em um envoltório com
condensações. Como esperado, os modelos com condensações foram capazes de obter um ajuste
muito melhor para essas linhas. A presença de condensações o envoltório também aumenta a
emissão H comparado aos modelos homogêneos de mesmos parâmetros. Com isso a estimativa da
162
V – O envoltório de HR Del
massa do envoltório nos modelos com condensações é 50% menor do que os modelos homogêneos.
Outro efeito das condensações é diminuir a razão He II 4686/ H, por causa da diminuição da
eficiência da ionização do He+. A emissão He II vem das regiões menos densas do envoltório, pois
como mostra a figura 53, essa emissão não está correlacionada às capas polares observadas em [O
III] e [N II] ou à outras condensações. Apesar disso, a emissão He II gera uma imagem de
envoltório alongada, como a de [O III], consistente com uma iluminação não esférica.
Os envoltórios com condensações falham em reproduzir a razão [O III]5007/ He II 4686. A
presença das condensações diminui a emissão de He II e aumenta a emissão [O III] nas condições
de densidade do envoltório de HR Del. A dificuldade de se ajustar a razão [O III]5007/ He II 4686
já ocorreu com outas novas, como V1974 Cyg (Vanlandingham et al. 2005). Esses autores também
utilizaram o código CLOUDY e o melhor ajuste foi obtido com um modelo de duas componentes,
uma de baixa e uma de alta densidade combinadas, mas essa razão de linhas não foi ajustada.
Os modelos com fonte ionizante extensa na forma de disco obteve um ajuste melhor para a razão
[OIII]5007/He II 4686. A linha de [O III] é menos afetada pela variação de luminosidade do que a
linha de He II. Nos modelos e melhor juste, a maior contribuição dessas linhas para seu fluxo total
vem das regiões polares. Os modelos não levam em consideração os efeitos de escurecimento de
bordo do disco, que pose ser significativo no UV (Diaz et al. 2005). Os flares do disco e o efeito de
seu sombreamento nas regiões equatoriais também não são considerados pelos modelos. Essa
aproximação está ligada a falte de transferência não radial da radiação difusa no envoltório.
Embora os modelos de fotoionização possam explicar a maior parte das características espectrais, há
outros mecanismos que podem contribuir para o espectro observado. Contini & Prialnik (1997)
mostraram que algumas características espectrais da nova recorrente T Pyx podem ser explicadas
pelo mecanismo de excitação por choques. Esses autores obtiveram que a interação por choque das
163
V – O envoltório de HR Del
diversas componentes do envoltório podem excitar as regiões neutras e pouco ionizadas que podem
aumentar a emissão de [O I], [O II] e [S II] por exemplo. O envoltório de HR Del mostra que há
componentes com diferentes velocidades, além de uma componente difusa que parece se estender
além do envoltório em imagens obtidas pelo telescópio espacial Hubble (Harman & O'Brien 2003).
Além disso, Selvelli e Friedjung observaram perfis PCygni no UV que indicam velocidades de até
5000 km.s1. Modelos de ventos em disco de acréscimo obtidos por Puebla et al. (submetido ApJ),
requerem que de 2 a 10% da matéria acretada seja perdida por ventos.
As observações UV indicam que a taxa de acresção de HR Del é alta ~108 Mʘ .ano1 e que o disco
de acréscimo desse sistema ocupa uma boa fração do lóbulo de Roche da primária (Selvelli &
Friedjung, 2003). Além disso, o espectro de HR Del tem emissões significativas de [OI] e [S II] que
não são explicadas pelos modelos de fotoionização. Um modelo detalhado que inclua a excitação
por choques exige a obtenção de um espectro de bom sinal/ruído para as linhas excitadas por
choques combinada com uma medição precisa das velocidades das diversas componentes do
envoltório.
164
VI Conclusões
6 Conclusões
6.1 – RAINY3D e o efeito das condensações nos modelos de fotoionização
O código RAINY3D é capaz de construir envoltórios de novas com condensações e combinar
cálculos 1D do código CLOUDY para obter um modelo de fotoionização pseudo3D de
remanescentes de novas. O método de combinação das contribuições de cada ângulo sólido, devido
à geometria utilizada na construção do envoltório, limita a aplicação do método ao diagnóstico de
transições oticamente finas.
Os mecanismos de formação e sobrevivência das condensações não são compreendidos e
simulações feitas com o código RAINY3D trazem informações importantes sobre a influência das
condensações no espectro dos remanescentes. A fração de massa condensada e a distribuição de
tamanhos e densidades dos glóbulos afeta as razões de linha e podem gerar diagnósticos físicos e
químicos imprecisos. Williams (1991) mostrou que os disgnósticos são mais precisos durante a fase
nebular das novas, mas os cálculos deste estudo mostraram que mesmo em envoltórios de baixa
densidade as condensações afetam as análises espectrais significativamente.
A formação de condensações no envoltório das novas envolve fenômenos relacionados à erupção,
interação na binária e propriedades da anã branca. As condensações podem ser uma forma de
restringir os modelos de detonação termonuclear e expansão do envoltório. O esforço para observar
envoltórios de novas resolvidos através de grandes telescópios e espectroscopia 2D pode elucidar a
distribuição de tamanhos e densidade das condensações.
165
VI Conclusões
6.2 – Envoltório de V842 Cen
As observações espectroscópicas de V842 Cen são limitadas. Ainda assim obtevese mapas de
linhas que mostram um envoltório aparentemente esférico e com duas componentes. Há uma
componente rápida observada nas linhas de Balmer (v = 1300 km.s1) e uma lenta (v = 450 km.s1),
observada nas linhas de oxigênio. A partir das linhas de Balmer se obteve uma distância de 900(80)
pc para a nova, uma distância compatível foi obtida a partir das linhas de oxigênio (850(80) pc).
A componente de baixa velocidade aparenta ser mais estruturada e heterogênea que a componente
rápida. A ejeção em duas fases pode explicar essa característica do envoltório. A ejeção inicial por
ondas de pressão tem grande dispersão de velocidades, gerando um envoltório com espessura
significativa, como observado em V842 Cen. O material remanescente na anã branca é ejetado
como ventos acelerados por linhas. Os modelos de vento espesso de Yaron et al. (2005) indicam
uma erupção com características semelhantes à de V842 Cen pode ocorrer em uma anã branca de
0,65 Mʘ . Entretanto, os modelos não reproduzem a amplitude da erupção e as abundâncias de
metais observados. As determinações de massa através da luminosidade de H, modelos de erupção
e por modelos de fotoionização são compatíveis (24 x 104 Mʘ).
A geometria esférica do envoltório tem como possíveis contrapartidas a alta rotação da anã branca e
a presença de grãos de poeira de dois tipos simultaneamente. Essas evidências apontam para a
existência de condições heterogêneas na detonação termonuclear, o que geraria um envoltório
assimétrico. Mas devese considerar que os modelos de detonação termonuclear não levam em
conta os efeitos de um campo magnético intenso na geração de heterogeneidades no envelope. Um
eventual envoltório axissimétrico deveria ter seu eixo próximo da direção de visada.
As estimativas de abundância de hélio neste trabalho são superiores aquelas presentes na literatura.
166
VI Conclusões
A utilização do espectro nebular com contaminação da fonte central, dos trabalhos anteriores pode
subestimar os cálculos. Além disso, a influência das condensações também causa uma determinação
subestimada da abundância He/H.
As linhas coronais de [Fe X] e [Fe XI] presentes no espectro são excitadas pelo contínuo UV e tais
espécies são fotoionizadas pelo mesmo contínuo. A presença dessas linhas em uma nova
“desligada” pode estar associada à acresção magnética.
6.3 – O envoltório de HR Del
A nova HR Del também foi observada com a técnica de espectroscopia 2D. Os mapas de linha e
dados espectroscópicos forneceram uma distância de 850 pc para a nova. A velocidade de expansão
das componentes polares é de 560 km.s1 enquanto as componentes equatoriais apresentam 300
km.s1. A componente mais externa do envoltório, obtida a partir da linha H mostra uma
velocidade de 630 km.s1.
A aparência oblata do remanescente, de razão axial 1,6, se mostrou na verdade ser bipolar. A análise
cinemática indica que o envoltório é formado por dois lóbulos esféricos de mesmas dimensões e
com deslocamento Doppler simétrico. A emissão mais intensa observada nas regiões equatoriais em
H se deve à superposição das componentes dos lóbulos na linha de visada. Os mapas de linhas
revelam ainda que o envoltório é altamente estruturado, com a presença de capas polares. As capas
polares são visualizadas nos mapas de [O III] e [N II] e aparentam estar em regiões mais próximas a
fonte ionizante e portanto contidas na estrutura dos lóbulos esféricos. As condensações tem um
contraste de densidade entre 3 e 16 vezes a emissão difusa circundante e sua população contem
majoritariamente condensações pequenas.
167
VI Conclusões
O perfil das linhas de Balmer, com quatro picos de intensidade equivalente, é diferente do perfil de
[O III], com apenas dois picos. As observações anteriores mostram que o perfil [O III] teve as
componentes de baixa velocidade diminuídas ao longo do tempo. As mesmas não foram detectadas
nos nossos dados. Isso é uma indicação que a ionização nas regiões de baixa velocidade
(equatoriais) tem uma diminuição substancial. Esse cenário é compatível com a iluminação não
pontual do disco de acréscimo, que se torna mais significativa à medida que a anã branca esfria.
Todas as razões de linha obtidas corroboram com o cenário de um gradiente de iluminação entre as
regiões polares e equatoriais.
Os gradientes de abundância esperados pelo modelo de shearmixing não foram observados. Por
outro lado, há evidência de uma diminuição das abundâncias de oxigênio e nitrogênio na direção
radial. Essa diferença é esperada se observar quando a eficiência da mistura na base do envelope é
maior do que nas camadas de sua superfície e como as camadas superficiais são ejetadas primeiro, o
gradiente de mistura se preserva.
Os modelos de fotoionização foram construídos com geometria bipolar e as dimensões observadas
nos mapas de linha. Somente os modelos bipolares e com condensações conseguiram reproduzir as
linhas de elementos neutros ou de baixa ionização. Os modelos com fonte ionizante extensa na
forma de disco obtiveram um melhor ajuste para a razão [O III]/He II, nesses modelos, a fração de
massa condensada foi de 0,50,7. A massa do envoltório obtida com modelos com condensações foi
de 9 x 104 Mʘ , enquanto que os modelos teóricos de Yaron et al. (2005) indicam uma ejeção
máxima de 6 x 104 Mʘ para toda a grade de modelos. A massa obtida a partir da emissão H foi de
1,2 x 103 Mʘ , mas pode ter sido afetada pela presença das condensações.
A exemplo de outras novas, os modelos de fotoionização sozinhos não conseguem explicar a
emissão de algumas linhas, como por exemplo [O I]6300. Embora as condensações proporcionam a
168
VI Conclusões
existência de regiões neutras, há a necessidade de outros mecanismos de excitação para essa linha.
O choque entre as diversas componentes do envoltório e um vento proveniente ponto externo de
Lagrange ou da secundária pode ser responsável pela excitação dessa linha.
O fenômeno nova é um ótimo laboratório para se aprimorar modelos de fotoionização. As
assimetrias na iluminação e na geometria dos envoltórios também estão presentes em outros objetos
astrofísicos. O efeito dessas assimetrias nos diagnósticos físicos e químicos deve variar conforme o
tipo de objeto, mas torna evidente a necessidade de um estudo mais detalhado, tanto em relação às
observações , quanto em relação aos modelos.
6.4 – Perspectivas
As perspectivas de trabalho futuras seguem em duas frentes principais. A primeira frente se refere
ao código RAINY3D. A atualização do código à nova versão do código CLOUDY é necessária para
a disponibilização do código para a comunidade. Além disso, a disponibilização do código implica
na construção de um website e de manuais de instalação e utilização voltados para o usuário final. A
segunda frente está relacionada à observações com a técnica de espectroscopia bidimensional.
Foram obtidos espectros bidimensionais de V842 Cen e RS Oph no primeiro semestre de 2010 no
telescópio Gemini Sul com o IFUGMOS. Os dados já estão disponíveis para tratamento e análise.
Os dados de V842 Cen foram obtidos com baixa massa de ar, o que deve possibilitar uma análise
melhor do envoltório. Ainda podese comparar os dados obtidos e 2010 com os obtidos em 2005 e
se obter novos vínculos aos modelos de fotoionização. RS Oph tem um envoltório aparentemente
similar ao de HR Del e estruturas semelhantes podem ser observadas com os dados. Os dados no
óptico e observações em raiosX (colaboração) fornecerão os vínculos dos modelos.
169
VII Referências
7 Bibliografia
Aldrovandi, S. M. V.; Pequignot, D. 1973A&A....26...33A
Alexakis, A.; Young, Y.; Rosner, R. 2001astro.ph.10686A
Aller, Lawrence H. 1994ApJ...432..427A
Almog, Yael; Netzer, Hagai 1989MNRAS.238...57A
Anderson, C. M.; Gallagher, J. S. 1975BAAS....7..242A
Andrea, J.; Drechsel, H.; Starrfield, S. 1994A&A...291..869A
Arnould, M.; Norgaard, H. 1975A&A....42...55A
Baade, W. 1940PASP...52..386B
Baessgen, M.; Diesch, C.; Grewing, M. 1990A&A...237..201B
Barry, R. K.; Mukai, K.; Sokoloski, J. L.; Danchi, W. C.; Hachisu, I.; Evans, A.; Gehrz, R.; Mikolajewska, J. 2008ASPC..401...52B
Bath, G. T.; Shaviv, G. 1976MNRAS.175..305B
Bertoldi, Frank; McKee, Christopher F. 1990ApJ...354..529B
Bruch, A. 1982PASP...94..916B
Bode, M. F. 2004ASPC..313..504B
Bode, M. F.; Harman, D. J.; O'Brien, T. J.; Bond, Howard E.; Starrfield, S.; Darnley, M. J.; Evans, A.; Eyres, S. P. S. 2007ApJ...665L..63B
Capaccioli, Massimo; della Valle, Massimo; Rosino, Leonida; D'Onofrio, Mauro 1989AJ.....97.1622C
Chevalier, Roger A.; Blondin, John M.;Emmering, Robert T. 1992ApJ...392..118C
170
VII Referências
Clegg, R. E. S. 1987MNRAS.229P..31C
Clegg, R. E. S.; Middlemass, D. 1987MNRAS.228..759C
Clegg, R. E. S.; Walsh, J. R. 1985MNRAS.215..323C
Cohen, Judith G. 1988ASPC....4..114C
Contini, Marcella; Prialnik, Dina 1997ApJ...475..803C
Cropper, Mark 1990SSRv...54..195C
de Freitas Pacheco, J. A.; dell'Aglio Dias da Costa, Roberto; Codina, S. J. 1989ApJ...347..483D
de Freitas Pacheco, J. A.; Dell'Aglio, R.; Costa, D.; CodinaLandaberry, S. J. 1990LNP...369..206D
De Robertis, M. M.; Dufour, R. J.; Hunt, R. W. 1987JRASC..81..195D
Della Valle, Massimo; Livio, Mario 1995ApJ...452..704D
della Valle, Massimo; Livio, Mario 1995ApJ...452..704D
Diaz, M. P.; Wade, R. A.; Hubeny, I. 1995AAS...186.0911D
Diaz, Marcos 2001ASPC..247..227D
Downes, Ronald A.; Duerbeck, Hilmar W. 2000AJ....120.2007D
Ercolano, B.; Barlow, M. J.; Storey, P. J.; Liu, X.W. 2003MNRAS.340.1136E
Evans, A.; Bode, M. F.; Duerbeck, H. W.; Seitter, W. C. 1992MNRAS.258P...7E
Ferland, G. J. 1986ApJ...310L..67F
Ferland, G. J. 2005AAS...206.3106F
Flower, D. R. 1968ApL.....2..205F
Friedjung, M.; Puget, P.; Andrillat, Y. 1982A&A...114..351F
Fujimoto, M. Y. 1982ApJ...257..752F
Gehrz, R. D. 1992BAAS...24.1257G
171
VII Referências
Gehrz, Robert D.; Truran, James W.; Williams, Robert E. 1993prpl.conf...75G
Gehrz, Robert D.; Truran, James W.; Williams, Robert E.; Starrfield, Sumner 1998PASP..110....3G
Ghosh, P.; Lamb, F. K 1978ApJ...223L..83G
Gill, C. D.; O'Brien, T. J. 1999MNRAS.307..677G
Gill, C. D.; O'Brien, T. J. 1998MNRAS.300..221G
Gill, C. D.; O'Brien, T. J. 2000MNRAS.314..175G
Glasner, S. Ami; Livne, E.; Truran, James W. 1997ApJ...475..754G
Gruenwald, R.; Viegas, S. M.; Broguiere, D. 1997ApJ...480..283G
Harman, D. J.; O'Brien, T. J. 2003MNRAS.344.1219H
Harrington, J. Patrick 1968ApJ...152..943H
Hauschildt, Peter H.; Shore, Steven N.; Schwarz, Greg J.; Baron, E.; Starrfield, S.; Allard, France 1997ApJ...490..803H
Hernanz, M.; José, J. 2004NewAR..48...35H
Hernanz, Margarita; Jose, Jordi; Coc, Alain; Isern, Jordi 1996ApJ...465L..27H
Hummer, D. G.; Berrington, K. A.; Eissner, W.; Pradhan, Anil K.; Saraph, H. E.; Tully, J. ª 1993A&A...279..298H
Hurlburt, Neal E.; Toomre, Juri; Massaguer, Josep M.; Zahn, JeanPaul 1994ApJ...421..245H
Hutchings, J. B. 1980PASP...92..458H
Jose, Jordi; Hernanz, Margarita 1998ApJ...494..680J
Kato, Mariko; Hachisu, Izumi 1994ApJ...437..802K
Kuerster, M.; Barwig, H. 1988A&A...199..201K
172
VII Referências
Kutter, G. Siegfried; Sparks, Warren M. 1989ApJ...340..985K
Lim, A. J.; Mellema, G. 2003A&A...405..189L
Livio, M. 1994MmSAI..65...49L
Lloyd, H. M.; O'Brien, T. J.; Bode, M. F. 1997MNRAS.284..137L
Lubow, S. H.; Shu, F. H. 1975ApJ...198..383L
MacDonald, J. 1983ApJ...267..732M
Malakpur, I. 1973A&A....28..393M
McLaughlin, Dean B. 1960ApJ...131..739M
Meinel, Aden; Aveni, Anthony; Stockton, Martha Catalog of Emission lines in astrophysical objects
Mellema, G.; Raga, A. C.; Canto, J.; Lundqvist, P.; Balick, B.; Steffen, W.; NoriegaCrespo, A. 1998A&A...331..335M
Moraes, Manoel; Diaz, Marcos 2009AJ....138.1541M
Morisset, C.; Stasińska, G.; Peña, M 2005AIPC..804...44M
O'Brien, T. J.; Bode, M. F.; Porcas, R. W.; Muxlow, T. W. B.; Eyres, S. P. S.; Beswick, R. J.; Garrington, S. T.; Davis, R. J.; Evans, A. 2006Natur.442..279O
Orio, M.; Trussoni, E.; Oegelman, H. 1992A&A...257..548O
Osterbrock, Donald E.; Ferland, Gary J. Astrophysics of gaseous nebulae and active galactic nuclei (2ND Edition) / University Science Books, 2006
Petitjean, P.; Boisson, C.; Pequignot, D. 1990A&A...240..433P
Pfau, W. 1976A&A....50..113P
Porter, John M.; O'Brien, T. J.; Bode, Mike F. 1998MNRAS.296..943P
Rafanelli, P.; Rosino, L. 1978A&AS...31..337R
Rauch, T. 2003A&A...403..709R
173
VII Referências
Rawlings, J. M. C. 1988MNRAS.232..507R
Reilman, R. F.; Manson, S. T. 1979ApJS...40..815R
Ritter, H.; Kolb, U. 2003A&A...404..301R
Rogers, F. J.; Iglesias, C. A. 1992BAAS...24R.758R
Rosner, R.; Alexakis, A.; Young, Y.N.; Truran, J. W.; Hillebrandt, W. 2001ApJ...562L.177R
Rubin, Robert H. 1968ApJ...153..761R
Sanyal, Ashit 1972BAAS....4..217S
Schmidt, Theodor 1957VeGoe...7....1S Schmidtobreick, L.; Galli, L.; Whiting, A.; Tappert, C.; Carver, A. J. 2005PASP..117..944S
Scott, A. D. 2000MNRAS.313..775S
Sekiguchi, K.; Feast, M. W.; Fairall, A. P.; Winkler, H. 1989MNRAS.241..311S
Selvelli, P.; Friedjung, M. 2003A&A...401..297S
Shara, M. M. 1982ApJ...261..649S
Shara, M. M.; Moffat, A. F. J. 1982ApJ...258L..41S
Shara, M. M.; Prialnik, D.; Shaviv, G. 1980ApJ...239..586S
Shara, Michael 1994hst..prop.6311S
Shaw, R. A.; Dufour, R. J. 1994ASPC...61..327S
Shore, Steven N.; Sonneborn, George; Starrfield, Sumner; RiestraGonzalez, Rosario; Ake, T. B. 1993AJ....106.2408S
Slavin, A. J.; O'Brien, T. J.; Dunlop, J. S. 1994MNRAS.266L..55S
Slavin, A. J.; O'Brien, T. J.; Dunlop, J. S. 1995MNRAS.276..353S
Slavin, A. J.; O'Brien, T. J.; Dunlop, J. S. 1994MNRAS.266L..55S
Smith, Craig H.; Aitken, David K.; Roche, Patrick F. 1994MNRAS.267..225S
174
VII Referências
Solf, J. 1983ApJ...273..647S
Sparks, W. M.; Starrfield, S.; Truran, J. W. 1976ApJ...208..819S
Sparks, Warren M. 1969ApJ...156..569S
Sparks, Warren M.; Siegfried Kutter, G.; Starrfield, Sumner; Truran, James W. 1990LNP...369..361S
Starrfield, S. 1989clno.conf...39S Starrfield, S.; Schwarz, G. J.; Truran, J. W.; Sparks, W. M. 1999AAS...194.8609S
Starrfield, S.; Sparks, W. M.; Truran, J. W. 1974ApJS...28..247S
Starrfield, S.; Sparks, W. M.; Truran, J. W. 1986ApJ...303L...5S
Starrfield, S.; Sparks, W. M.; Truran, J. W. 1974ApJ...192..647S
Starrfield, S.; Truran, J. W.; Sparks, W. M. 2000NewAR..44...81S
Starrfield, S.; Truran, J. W.; Sparks, W. M.; Arnould, M. 1978ApJ...222..600S
Starrfield, S.; Truran, J. W.; Sparks, W. M.; Shore, S. N.; Sonneborn, G.; Wagner, R. M.; GonzalezRiestra, R.; Hauschildt, P. H.; Austin, S.; Vanlandingham, K. 1992BAAS...24.1190S
Starrfield, Sumner; Truran, J. W.;Sparks, Warren M.; Kutter, G. S. 1972ApJ...176..169S
Storey, P. J. 1981MNRAS.195P..27S
Taylor, A. R.; Davis, R. J.; Porcas, R. W.; Bode, M. F. 1989MNRAS.237...81T
Truran, J. W. 1997eds..proc...18T
Tylenda, R. 1978AcA....28..333T
Vanlandingham, K. M.; Schwarz, G. J.; Shore, S. N.; Starrfield, S.; Wagner, R. M. 2005ApJ...624..914V
Warner, Brian Cataclysmic Variable Stars – Cambridge University press
Williams, R. E.; Hamuy, M.; Phillips, M. M.; Heathcote, S. R.; Wells, Lisa; Navarrete, M. 1991ApJ...376..721W
175
VII Referências
Williams, R. E.; Phillips, M. M.; Hamuy, M. 1994ApJS...90..297W Williams, Robert E. 1994ApJ...426..279W
Williams, Robert E. 1992AJ....104..725W
Woosley, S. E. 1986nce..conf....1W
Yaron, O.; Prialnik, D.; Shara, M. M.; Kovetz, A. 2005ApJ...623..398Y
176
top related