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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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


[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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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.

104

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


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


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


a observação feita na década de 1990.

107


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


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


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

110


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


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.

112

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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


Figura 59 – Perfil das linhas H e [O III] 5007 no espectro de segunda ordem.

134


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 ?


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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


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

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