Przybliżenie Soboleva

gdzie wprowadzona została tzw. bezwymiarowa częstość x

x = ^{ν − ν0}

∆ν_Dopp ^(5.2)

przy poszerzeniu dopplerowskim ∆ν_Doppzależnym od średniej prędkości ru-chów termicznych v_th

∆ν_Dopp= ν0vth

c ^(5.3)

W ośrodku ekspandującym prędkość ekspansji wyraża się zazwyczaj w jed-nostkach prędkości dopplerowskiej v/v_th. Wówczas obserwowany profil trze-ba opisać zależnością

φ(x − µ ^v

v_th^{) (5.4)}

gdzie µ jest kosinusem kąta między kierunkiem wektora prędkości w danym miejscu a kierunkiem do obserwatora. Wzór ten opisuje Dopplerowskie prze-sunięcie częstości w przybliżeniu nierelatywistycznym, łatwo rozpoznajemy sytuację, kiedy efekt ten jest zerowy (gdy ruch materii odbywa się prosto-padle do kierunku patrzenia), a kiedy maksymalny (gdy ruch odbywa się do lub od obserwatora).

W rozwiązywaniu numerycznym powyższych problemów wydajne oka-zały się algorytmy oparte na metodzie Feautrier. Zwykłe całkowanie rów-nania przepływu z jednym warunkiem brzegowym może dać narastający błąd. Metoda Feautrier przekształca to równanie w równanie drugiego rzędu, które musi mieć dwa warunki brzegowe, zatem kontrolujemy rozwiązanie z dwóch stron.

Powszechne też są metody oparte na przybliżeniu Soboleva, zasadnym w przypadku dużych gradientów prędkości.

5.1.3 Przybliżenie Soboleva

Przyjmijmy, że prędkość wiatru wzrasta monotonicznie. Wysłany z fotosfery foton hν_p może zostać zaabsorbowany przez linię widmową o częstości cen-tralnej ν₀ jakiegoś jonu, jeśli jon ma prędkość taką, że jej składowa wzdłuż promienia światła przesuwa dopplerowsko częstość ν_p w przedział

w układzie związanym z jonem. Takie miejsce w wietrze nazywamy regio-nem oddziaływania linii. Obszar oddziaływania linii jest niezbyt rozległy, znaczne uproszczenie problemu uzyskamy zakładając, że jest on infinitezy-malnie wąski. W konsekwencji funkcja profilu absorpcyjnego φ może być przybliżana funkcją deltą Diraca. W takim przybliżeniu region oddziaływa-nia redukuje się do punktu wzdłuż drogi fotonu.

Obliczenie przyspieszania gazu poprzez absorpcję promieniowania wy-maga rozwiązywania równania przepływu. Przybliżenie Soboleva upraszcza problem. Fotony oddziałują z gazem w jednym punkcie r_S, co oznacza, że po drodze do tego punktu nie oddziaływały z wiatrem. Strumień rozpędzający zależy jedynie od natężenia emitowanego w fotosferze i lokanych warunków w r_S.

Załóżmy, że gwiazda promieniuje jak jednorodny dysk bez pociemnienia brzegowego, z natężeniem I_ν^∗ niezależnym od kąta. Rozpatrzmy przypadek, kiedy wiązka promieniowania opuszcza powierzchnię gwiazdy pod pewnym kątem do kierunku radialnego. Im bardziej to promieniowanie będzie odda-lało się od gwiazdy, tym kąt między wiązką a kierunkiem radialnym będzie mniejszy. Umówmy się, że w odległości r kąt ten wynosi µ. Po osiągnięciu punktu r w wietrze promieniowanie I_ν^∗ ulegnie osłabieniu

Iνp(µ) = I_ν^∗_pe^−τνp(µ) (5.6)

po pokonaniu głębokości optycznej

τνp(µ) = Z r 0 κνpdl = τν0 Z ∆ν(r) ∆ν(phot) φ(∆ν)d∆ν (5.7) Całkowanie przebiega po drodze l fotonów od fotosfery (phot) do punktu

r w wietrze, czemu odpowiada zmiana przesunięcia dopplerowskiego od

∆ν(phot) do ∆ν(r). Występującą we wzorze całkę oznaczmy

Φ(∆ν_µ) =

Z ∆ν(r) ∆ν(phot)

φ(∆ν)d∆ν (5.8) przy przesunięciu częstości ∆ν_µzależącym od kąta µ w następujący sposób

∆ν_µ= ν_p− ν₀  1 +µ v(r) c  (5.9) Funkcja Φ jest całką profilu absorpcyjnego φ linii widmowej o częstości cen-tralnej ν₀, po pewnym przedziale częstości. W przedziale tym może znaleźć się cały profil φ, tylko jego część, lub przedział może przypaść wogóle poza

profilem. Ponieważ funkcja profilu φ jest unormowana, funkcja Φ jest mo-notonicznie rosnąca i zachodzi

Φ(−∞) = 0 Φ(+∞) = 1 (5.10)

Po podstawieniu do wcześniejszego wzoru otrzymamy

I_νp(µ) = I_ν^∗

0e^−τν0^Φ(∆νµ) (5.11)

Dalej obliczamy średnie natężenie promieniowania całkując I_νp(µ) po ką-cie µ, z którego doką-ciera promieniowanie (od µ_∗ do 1) i po pełnym zakresie częstotliwości. Po pewnej ilości przekształceń, m.in. zmieniając zmienną cał-kowania φ(∆ν_µ) d∆ν_µ= dΦ(∆ν_µ), otrzymamy

¯

J (r) = βc(r)I_ν^∗₀ (5.12) gdzie wprowadziliśmy prawdopodobieństwo penetracji w punkcie r

βc(r) = ¹ 2 Z 1 µ∗ 1 − e^−τν0 τ_ν0 ^{dµ (5.13)}

Prawdopodobieństwo penetracji β, wyrażane przez stosunek ¯J (r)/I_ν^∗₀, opi-suje ilość promieniowania fotosferycznego, które osiąga punkt r.

Jeśli głębokość optyczna Soboleva τ_ν0 w punkcie r jest bardzo duża, to prawdopodobieństwo penetracji zbliża się do zera. Jeśli τ_ν0 jest bardzo małe

βc≈ (1 − µ_∗)/2 (5.14) Analogicznie wprowadza się prawdopodobieństwo ucieczki dla fotonów, które opuszczają rejon Soboleva w pobliżu punktu r. Tym razem całkowanie przebiega po wszystkich kątach

β(r) = ¹ 2 Z 1 −1 1 − e^−τν0 τν0 dµ = Z 1 0 1 − e^−τν0 τν0 dµ (5.15)

Podstawowym problemem modeli opartych o przybliżenie Soboleva jest obliczenie prawdopodobieństwa β. Kiedy już je obliczymy, wówczas wyzna-czamy średnie natężenie ¯J w odległości r bez właściwego rozwiązywania

równania przepływu. Następnie możemy

• obliczać siłę promieniowania na gram gazu równą zaabsorbowanemu pędowi na sekundę, która z kolei jest równa radialnej składowej na-tężenia pomnożonej przez współczynnik absorpcji i podzielonej przez prędkość światła c

• obliczać przyspieszenie radialne g_rad powodowane absorpcją liniową • uwzględniać jednocześnie wiele linii widmowych

• wstawiać wyznaczone g_rad do równań hydrodynamiki

• poprawiać otrzymane rozwiązania na efekt niezerowych rozmiarów gwiazdy

• uwzględniać wielokrotne rozpraszanie jednego fotonu

• uwzględniać efekt „szklarniowy” (ang. wind blanketing), kiedy roz-praszane w wietrze promieniowanie powraca na gwiazdę i zmienia jej atmosferę

• uwzględniać rotację gwiazdy • itp. itd.

Szczegółowy przegląd powyższych zagadnień znależć można w książce La-mersa i Cassinelli’ego [17]. Nie istnieje jedna standardowa wersja metody Soboleva, jej zastosowania przez poszczególnych autorów różnią się od sie-bie. Różnice dotyczą zarówno wprowadzonych uproszczeń, jak i wzbogace-nia o procesy, jak np. te wymienione powyżej, mające przybliżyć model do rzeczywistości.

Tempa utraty masy przewidywane przez uproszczoną teorię są mniej-sze niż obserwowane, a prędkości graniczne więkmniej-sze niż obserwowane. Bar-dziej złożone obliczenia z uwzględnieniem przybliżenia Soboleva w układzie współporuszającym się z wiatrem dają wyniki zbliżone do obserwowanych dla nadolbrzymów typu A. Uwzględnienie wielokrotnego rozpraszania jest ważne w modelach wiatrów gwiazd WR