بقايا المستعر الأعظم Kes 17: مسرّع فعال للأشعة الكونية داخل سحابة جزيئية

الملخص

إن بقايا المستعر الأعظم Kes 17 (SNR G304.6+0.1) هي واحدة من عدد قليل، لكنه آخذ في الازدياد، من البقايا المرصودة عبر الطيف الكهرومغناطيسي. في هذه الورقة، نحلل أرصادا حديثة راديوية وبالأشعة السينية وبأشعة لهذا الجرم، ونبين أن تسريعا فعالا للأشعة الكونية مطلوب لتفسير طيفه العريض غير الحراري. وتشير هذه الأرصاد أيضا إلى أن Kes 17 تتمدد داخل سحابة جزيئية، مع أن تحديدنا لعمرها يعتمد على ما إذا كان التوصيل الحراري أم تبخر الكتل هو المسؤول الرئيس عن مورفولوجيتها الحرارية المملوءة مركزيا في الأشعة السينية. إن الدليل على تسريع فعال للأشعة الكونية في Kes 17 يدعم عملا نظريا حديثا مفاده أن المجال المغناطيسي القوي والاضطراب والطبيعة المتكتلة للسحب الجزيئية تعزز إنتاج الأشعة الكونية في بقايا المستعرات العظمى. ومع أن ثمة حاجة إلى أرصاد إضافية لتأكيد هذا التفسير، فإن مزيدا من دراسة Kes 17 مهم لفهم كيفية تسريع الأشعة الكونية في بقايا المستعرات العظمى.

1. المقدمة

يعتقد أن بقايا المستعرات العظمى (SNRs) تؤدي دورا مهما في تكوين الوسط بين النجمي متعدد الأطوار (ISM) الموجود داخل المجرات المكونة للنجوم وفي تنظيمه (مثلا، McKee & Ostriker 1977): فهي توزع المعادن المنتجة في انفجار السلف عبر المجرة المضيفة، وتنتج الغبار (مثلا، Salpeter 1977)، وتسرع الأشعة الكونية حتى طاقات (مثلا، Arnett & Schramm 1973). غير أن الأدلة الرصدية المباشرة الداعمة لهذا الادعاء الأخير نادرة. ومع أن عدة بقايا مستعرات عظمى في درب التبانة حددت على أنها منتجة للأشعة الكونية، فإن واحدة فقط (بقايا مستعر Tycho الأعظم) تظهر دليلا على تسريع البروتونات حتى “الركبة” في طيف الأشعة الكونية، وهي التي يعتقد أنها تفصل الأشعة الكونية المجرية عن خارج المجرية (Eriksen et al., 2011).

يتطلب تحديد ما إذا كانت بقايا المستعرات العظمى مسؤولة عن جماعة الأشعة الكونية المرصودة دراسة بقايا منفردة لتحديد ما إذا كانت تسرع الأشعة الكونية وكيف تفعل ذلك. فبقايا المستعرات العظمى أجرام شديدة التعقيد تتألف من مادة ساخنة من الوسط بين النجمي صدمتها موجة الانفجار المستعرية المتمددة (“الصدمة الأمامية”)، ومن مقذوفات المستعر الأعظم المسخنة بالموجة الصدمية التي يدفعها الوسط بين النجمي المصدوم إلى داخل البقايا (“الصدمة العكسية”)، ومن مقذوفات باردة غير مصدومة، ومن إلكترونات وأيونات نسبية تسرعت عند الصدمة الأمامية و/أو العكسية. إضافة إلى ذلك، يعتمد التطور الديناميكي لبقايا المستعر الأعظم اعتمادا قويا على محيطها (مثلا، Lozinskaya 1992). ويتطلب تحديد خواص الجسيمات النسبية المسرعة داخل بقايا مستعر أعظم أولا قياس الخواص الفيزيائية لهذه المكونات المختلفة.

ويتطلب ذلك تحليل انبعاث بقايا المستعر الأعظم عبر كامل الطيف الكهرومغناطيسي. يتتبع الانبعاث الراديوي لبقايا المستعر الأعظم إلكترونات بطاقة GeV تسرعت في البقايا. وينتج انبعاثها تحت الأحمر (IR) من الغبار والغاز الذري والجزيئي داخل البقايا وخارجها بعد تسخينهما بالصدمات وبالانبعاثات الأعلى طاقة. ويتتبع الانبعاث الحراري في الأشعة السينية لبقايا المستعر كلا من مادة الوسط بين النجمي التي صدمتها الصدمة الأمامية والمقذوفات التي صدمتها الصدمة العكسية. وأخيرا، يتتبع انبعاث أشعة الإلكترونات النسبية، وربما الهادرونات (الأشعة الكونية)، المسرعة في بقايا المستعر الأعظم (مثلا، Ackermann et al. 2013). وبفضل قدرات رصدية جديدة عند أطوال موجية تحت حمراء (مثلا، Spitzer وAKARI وHerschel) وعند طاقات أشعة (مثلا، Fermi وH.E.S.S وV.E.R.I.T.A.S وMAGIC)، فإن عدد بقايا المستعرات العظمى المكتشفة في النطاقات الموجية الأربعة جميعا يزداد بسرعة. ومن هذه البقايا Kes 17 (SNR G304.6+0.1). في هذه الورقة، نحلل أرصادا حديثة راديوية وتحت حمراء وبالأشعة السينية وبأشعة لهذه البقايا (§2)، ونستخدم هذه النتائج لتحديد الخواص الفيزيائية لهذه البقايا ومحيطها (§3). وأخيرا، نلخص نتائجنا ونناقش تبعاتها على التفاعل بين بقايا المستعرات العظمى وبيئاتها (§4).

2. الأرصاد وتحليل البيانات

في هذا القسم، نحلل أرصادا حديثة راديوية (§2.1)، وتحت حمراء (§2.2)، وبالأشعة السينية (§2.3)، وبأشعة (§2.4) لهذا المصدر.

Figure 1.— صورة عند 1.4 GHz لـ Kes 17. أعدت صورة الشدة الكلية من البيانات المدمجة الموصوفة في §2.1 باستخدام ترجيح منتظم وتركيب متعدد الترددات وإزالة التفاف بالإنتروبيا العظمى. لهذه الصورة ضجيج rms مقداره 0.72 mJy beam^-1 ودقة مقدارها (يمثل القطع الناقص في الزاوية اليسرى السفلى حجم الحزمة واتجاهها.) تبين الكنتورات البيضاء مستويات السطوع السطحي 10، 25، 50، 75، و100 . ويشير الخط المتقطع إلى المنطقة المستخدمة لصنع منحنى السطوع المبين في الشكل 2.

2.1. الراديو

رصدت Kes 17 أول مرة عند 408 MHz و5 GHz بواسطة Shaver & Goss (1970) الذي صنف هذا المصدر، استنادا إلى الطيف غير الحراري الذي توحي به تدفقاته عند هذين الترددين، على أنه بقايا مستعر أعظم. وقد دعم هذا التحديد كشف انبعاث مستقطب عند 5 GHz (Milne & Dickel, 1975)، والمورفولوجيا غير المنتظمة الشبيهة بالقشرة التي كشفها تحليل البيانات المأخوذة أثناء مسح مستوى المجرة بتلسكوب Molonglo Observatory Synthesis Telescope (MOST) (Whiteoak & Green, 1996). يشير تحليل طيف H I باستخدام طريقة امتصاص H I القياسية باتجاه Kes 17 إلى مسافة (Caswell et al., 1975). وأخيرا وليس آخرا، يتطلب كشف انبعاث ميزر OH (1720 MHz) (Frail et al., 1996) وجود مادة جزيئية مصدومة (Elitzur 1976، وانظر Wardle & McDonnell 2012 لمراجعة حديثة).

Frequency [GHz]	Flux Density [Jy]	Reference
0.408	29.8	Shaver & Goss (1970)
0.843	18	Whiteoak & Green (1996)
1.4	$10.9\pm 0.14$	This work
5.0	6.7	Shaver & Goss (1970)

Table 1كثافات التدفق لـ Kes 17 عند عدة ترددات راديوية.

رصدت مصفوفة Australia Telescope Compact Array، وهي في تهيئة 1.5A، هذه البقايا في 2004 مارس 14 عند كل من 1.4 و 2.4 GHz. استخدم هذا الرصد إعداد المقرن ذي أكبر عرض نطاق متاح (حزم 128 MHz عبر 13 قناة)، مع حزمة متمركزة عند 1384 MHz وأخرى عند 2368 MHz. سجل هذا الرصد أنماط الاستقطاب الخطي الأربعة كلها (XX وYY وXY وYX). استخدمنا حزمة البرمجيات MIRIAD (Sault et al., 1995) لمعايرة كثافة التدفق باستخدام رصد لـ PKS B1934-638، ولمعايرة الطور باستخدام بيانات من أرصاد منتظمة لـ PKS 1329−665، ولتصوير بيانات Kes 17. ولتحسين حساسيتنا للانبعاث المنتشر عند 1.4 GHz في الحقل، جمعنا مرئيات 1.4 GHz لـ Kes 17 مع بيانات متصلة من Southern Galactic Plane Survey (McClure-Griffiths et al., 2005).

Figure 2.— منحنى الشدة عند 1.4 GHz لـ Kes 17 على امتداد خط ذي ميل ثابت (J2000). عند هذا الميل، تمتلك Kes 17 أكبر امتداد زاوي.

كما هو مبين في الشكل 1، تمتلك هذه البقايا عند 1.4 GHz مورفولوجيا قشرة جزئية بقطر تهيمن عليها حافتان في المنطقتين الجنوبية والشمالية الغربية، تصل بينهما سمة شبيهة بـ“شق” في الجنوب الغربي. ومع أن المنطقة الشمالية الشرقية لها سطوع سطحي أخفض من الحافتين الجنوبية والشمالية الغربية، فإن هناك هبوطا حادا في كثافة التدفق يحدد حافة هذه البقايا (الشكل 2). كما يكشف انبعاث راديوي منتشر داخل القشرة (الشكلان 1 و2). تبلغ كثافة التدفق الكلية (Stokes I) عند 1.4 GHz لـ Kes 17 هي  Jy ولم يكشف أي انبعاث مستقطب. وقد حال نقص البيانات ذات تباعد u–v قصير عند 2.4 GHz دون صنع صورة وقياس كثافة تدفق بجودة مماثلة عند هذا التردد الأعلى.

2.2. تحت الأحمر

تحقق أول كشف تحت أحمر لـ Kes 17 بواسطة Infrared Astronomical Satellite (IRAS)، الذي كشف انبعاثا شبيها بالقشرة من بقايا المستعر هذه (Arendt, 1989). وقد كشفت أرصاد أحدث بكاميرا Infrared Array Camera (IRAC) على متن Spitzer من مسح GLIMPSE انبعاثا شديد السطوع في حزم 3.6-8.0 (Lee, 2005; Reach et al., 2006) من قشرة بقايا مستعر أكثر انتشارا. وتكون البنية الخيطية على امتداد الحافة الشمالية الغربية ساطعة بوجه خاص عند 4.5 ، مما يوحي بأن الانبعاث صادر من H₂ مصدوم. واستنادا إلى الألوان وأوجه التشابه المورفولوجي في صور IRAC، خلص Reach et al. (2006) إلى أن هذا الانبعاث تنتجه صدمات جزيئية.

كشف تحليل أرصاد متابعة طيفية عند 5–38 بواسطة Infrared Spectrograph (IRS) على متن Spitzer عن خطوط دورانية نقية ساطعة لـ H₂، ما يرجح وجود تفاعل بين بقايا المستعر ومادة جزيئية كثيفة (Hewitt et al., 2009). وتشير نماذج الصدمات إلى أن إثارة خطوط H₂ المرصودة تتطلب مكونين صدميين؛ صدمة C أبطأ مقدارها 10 $\mathrm{km}{\mathrm{s}}^{-1}$ عبر كتل أكثف ذات $n_0={10}^6{\mathrm{cm}}^{-3}$، وصدمة C أسرع مقدارها 40 $\mathrm{km}{\mathrm{s}}^{-1}$ تعبر وسطا أقل كثافة ذا $n_0={10}^4{\mathrm{cm}}^{-3}$ (Hewitt et al., 2009). ويكشف تحليل الأطياف أيضا خطوط بنية دقيقة ذرية لـ Fe II وNe II و Ne III وS III وS I وS II، تؤدي تدفقات خطوطها النسبية إلى كثافات في مجال 100 – 1000 وسرعات صدمية قدرها 150 – 200 $\mathrm{km}{\mathrm{s}}^{-1}$ (Hewitt et al., 2009).

ومؤخرا، كشف الانبعاث العريض النطاق في منتصف وتحت الأحمر البعيد من Kes 17 بواسطة Multiband Imaging Photometer for Spitzer (MIPS) عند 24 (Lee et al., 2011; Pinheiro Gonçalves et al., 2011) وبواسطة القمر AKARI عند 15 و24 و65 و90 و140 و160 (Lee et al., 2011). يتركز الانبعاث عند هذه الأطوال الموجية في القشرتين الغربية والجنوبية، ويتداخل جزئيا مع الحافة الراديوية الغربية. ويناسب توزيع الطاقة الطيفي العريض في تحت الأحمر جيدا جسمان أسودان معدلان مع خليط من تراكيب حبيبات غبار كربونية وسيليكاتية. درجات الحرارة الأفضل ملاءمة هي $79\pm 6\mathrm{K}$ و$27\pm 3\mathrm{K}$ مع كتل غبار مقدارها $6.2\times {10}^{-4}{\mathrm{M}}_{\odot }$ للمكون الساخن و $6.7{\mathrm{M}}_{\odot }$ للمكون البارد على مسافة 8 kpc (Lee et al., 2011). ومع أن هذه المسافة لا تتسق إلا بدرجة متواضعة مع تلك المقدرة من طيف امتصاص H I لهذه البقايا (§2.1)، فإن هذا الاختلاف لا يغير هذه الكتل تغيرا مهما.

2.3. الأشعة السينية

كشف انبعاث الأشعة السينية من Kes 17 أول مرة في رصد غير منشور مدته  ks بواسطة ASCA (ObsID 57013000) في 1999 فبراير 12. ثم رصد XMM-Newton هذه البقايا في 2005 أغسطس 12 (ObsID 0303100201) لمدة  ks بعد إزالة توهجات الخلفية (Combi et al., 2010). وقد كشف تحليل هذا الرصد أن انبعاث الأشعة السينية كان منتشرا وممتدا، وأكثر سطوعا داخل القشرة الراديوية، وأشار إلى وجود مكونين من الانبعاث السيني غير الحراري والحراري وإلى تغيرات مكانية في طيفه السيني (Combi et al., 2010).

وفي وقت أحدث، رصدت Kes 17 في 2010 سبتمبر 3 بواسطة مرصد Suzaku لمدة  ks (ObsID 505074010). قمنا أولا بإعادة معالجة بيانات Suzaku باستخدام مهمة aepipeline الجديدة في حزمة البرمجيات ftools v6.11 (Blackburn, 1995)، ثم استخدمنا منطقة دائرية نصف قطرها متمركزة على Kes 17 لاستخراج طيفها، وحددنا طيف الخلفية باستخدام بيانات من حلقة بين و في نصف القطر ومتمركزة أيضا على Kes 17. وللاتساق، استخدمنا منطقتي المصدر والخلفية نفسيهما للكواشف الثلاثة كلها. أنشئت الأطياف باستخدام xselect، وكذلك RMF وARF لطيف المصدر. ثم لائمنا الطيف المرصود المطروح منه الخلفية في المجال 0.5–10 keV مع نماذج انبعاث مختلفة باستخدام حزمة البرمجيات Sherpa (Freeman et al., 2001)، وتحققنا من نتائجنا باستخدام XSpec (Arnaud, 1996) لأن هاتين الحزمتين تستخدمان خوارزميات مختلفة لتحديد أفضل ملاءمة وأخطاء معاملات النموذج.

Figure 3.— طيف الأشعة السينية لـ Kes 17 بواسطة Suzaku، وعليه تنبؤ نموذج phabs vnei المعطى في الجدول 2.

Parameters	vnei	vray	vgnei	vsedov	vpshock	vnpshock
$N_H\left[{10}^{22}{\mathrm{cm}}^{-2}\right]$	${3.79}_{-0.14}^{+0.07}$	${3.69}_{-0.13}^{+0.13}$	${3.72}_{-0.09}^{+0.09}$	${3.97}_{-0.15}^{+0.73}$	${3.78}_{-0.05}^{+0.05}$	${4.22}_{-0.10}^{+0.04}$
$k{T}_e$ [keV]	${0.76}_{-0.01}^{+-0.03}$	${0.76}_{-0.02}^{+0.02}$	${0.76}_{-0.03}^{+0.03}$	${0.54}^{+0.03}$	${0.76}_{-0.01}^{+0.03}$	${1.37}_{-0.03}^{+0.17}$
$k{T}_{\mathrm{shock}}$ [keV]	$\mathrm{\cdots }$	$\mathrm{\cdots }$	$\mathrm{\cdots }$	${0.58}^{+0.16}$	$\mathrm{\cdots }$	${0.51}_{-0.07}^{+1.15}$
$⟨kT⟩$ [keV]	$\mathrm{\cdots }$	$\mathrm{\cdots }$	${1.1}_{-0.12}^{+0.26}$	$\mathrm{\cdots }$	$\mathrm{\cdots }$	$\mathrm{\cdots }$
$[$Mg$]$	${1.69}_{-0.29}^{+0.23}$	${1.71}_{-0.28}^{+0.31}$	$\equiv 1$	$\equiv 1.7$	${1.68}_{-0.21}^{+0.23}$	$\equiv 1$
$[$S$]$	${0.58}_{-0.07}^{+0.07}$	${0.62}_{-0.07}^{+0.07}$	${0.58}_{-0.07}^{+0.07}$	${0.68}_{-0.37}^{+0.28}$	${0.56}_{-0.06}^{+0.08}$	${0.69}_{-0.08}^{+0.15}$
$\tau$ [cm-3 s]	$>2\times {10}^{12}$	$\mathrm{\cdots }$	${2.7}_{-0.3}^{+0.4}\times {10}^{11}$	${7.7}_{-1.8}\times {10}^{11}$	$5\times {10}^{13}$	${6.3}_{-0.6}^{+23}\times {10}^{10}$
$K$	${0.038}_{-0.003}^{+0.002}$	${0.032}_{-0.002}^{+0.003}$	${0.036}_{-0.003}^{+0.003}$	${0.050}_{-0.012}^{+0.009}$	${0.038}_{-0.004}^{+0.002}$	${0.071}_{-0.005}^{+0.001}$
Foreground Source
$kT$ [keV]	${0.65}_{-0.15}^{+0.13}$	${0.66}_{-0.15}^{+0.12}$	${0.66}_{-0.14}^{+0.12}$	${0.67}_{-0.66}^{+14}$	${0.65}_{-0.16}^{+0.14}$	${0.83}_{-0.12}$
K [$\times {10}^{-5}$]	${1.11}_{-0.29}^{+0.41}$	${1.12}_{-0.29}^{+0.29}$	${1.13}_{-0.29}^{+0.29}$	${1.13}_{-0.50}^{+1.43}$	${1.06}_{-0.22}^{+0.40}$	${1.81}_{-0.62}^{+0.60}$
${\chi }^2$	1290.86	1242.07	1273.04	1813.52	1291.76	1848.89
d.o.f	1628	1629	1628	1628	1628	1628

Table 2نتائج الملاءمة المشتركة لطيف الأشعة السينية لـ Kes 17 المقاس بالكواشف الثلاثة كلها في Suzaku. يبين الصف الأول النموذج المستخدم لملاءمة الانبعاث من بقايا المستعر الأعظم Kes 17؛ وفي كل حالة ضرب في نموذج phabs لاحتساب الامتصاص الكهروضوئي. في جميع الملاءمات نمذج الانبعاث الأمامي المذكور في §2.3 باستخدام بلازما Raymond-Smith بدرجة وبوفورات شمسية. تشير إلى مقياس زمن التأين (المعرف في §3.2)، وتشير إلى التطبيع (المعرف في §3.2؛ Arnaud 1996). في نموذج vgnei، تمثل درجة حرارة البلازما المتوسطة على مقياس زمن التأين. في نموذجي vpshock وvnpshock، تمثل أعلى مقياس زمن تأين في البلازما – وثبتت أدنى قيمة عند . ثبتت وفرة Mg في نموذج vgnei عند القيمة الشمسية لأنها كانت القيمة المفضلة عندما سمح لها بالتغير. في نموذجي vnpshock وvsedov، فضلت الملاءمات وفورات Mg غير فيزيائية، لذلك ثبتت عند القيم المقتبسة. حيثما ترد الأخطاء، فإنها تدل على مجال ثقة 90%، وإلا فإن النموذج لم يستطع تقييد قيمة هذا المعامل. وأخيرا، تعني “d.o.f” درجات الحرية.

بسبب الدقة الزاوية على مستوى الدقيقة القوسية في Suzaku، فإن أطيافنا ملوثة بأجرام غير مرتبطة في منطقة المصدر. يشير تحليلنا لرصد XMM السابق إلى وجود ثلاثة مصادر ساطعة وناعمة للأشعة السينية، على الأرجح نجوم أمامية، ضمن منطقة مصدر Suzaku – أحدها أكثر سطوعا من الاثنين الآخرين مجتمعين. ويجد تحليلنا الطيفي لانبعاثها المجمع أنه يعاد إنتاجه جيدا ببلازما Raymond–Smith ذات ووفورات شمسية (Anders & Grevesse, 1989). وبما أن الانبعاث من هذه المصادر موجود في أطياف Suzaku، أدرجنا مثل هذا المكون في جميع الملاءمات الطيفية الموصوفة أدناه، مع جعل درجة الحرارة والتطبيع معاملين حرين. في كل ملاءمة، تتسق خواص هذا المكون مع ما قيس لأكثر النجوم سطوعا في بيانات XMM – مما يؤكد الأصل الأمامي لهذا الانبعاث.

كما هو مبين في الشكل 3، توجد عدة خطوط بارزة في طيف الأشعة السينية لـ Kes 17، أبرزها Mg xi وربما Mg xii عند  keV، وSi xiii وSi xiv عند  keV، وS xv عند  keV، وهي دالة على انبعاث حراري. في معظم النماذج الحرارية، يؤدي افتراض أن البلازما المشعة ذات وفورات شمسية إلى ملاءمات تقلل تقدير تدفق خطوط Mg هذه وتزيد تقدير تدفق خطوط S هذه. وللتحقق مما إذا كانت هذه الفروق تنجم عن معايرة غير مؤكدة لكاشف xis1 حول خط Si K، أعدنا ملاءمة البيانات مع استبعاد هذه القنوات وبافتراض وفورات شمسية. ومع ذلك، رصدت السمة نفسها في بقايا بيانات xis0 وxis3. لذلك سمحنا لوفرتي Mg وS بالتغير في ملاءماتنا.

كما هو مبين في الجدول 2، فإن نمذجة الانبعاث السيني الحراري بنموذج تأين غير متزن (مثلا، نموذج vnei في XSpec وSherpa) تنتج ملاءمة ممتازة ( مخفض) لدرجة حرارة إلكترونية  keV، ووفرة دون شمسية لـ S لكن وفرة فوق شمسية لـ Mg، ومقياس زمن تأين كبير جدا ($\tau \gtrsim 2\times {10}^{12}$ cm^-3 s مع ثقة 90%)، قريب من شرط التأين المتزن (Smith & Hughes, 2010). وقد أبلغ أيضا عن قيمة كبيرة لـ بواسطة Gok & Sezer (2012) في تحليلهم المستقل لهذا الرصد بواسطة Suzaku. وليس مفاجئا أن نمذجة الطيف المرصود بنموذج Raymond & Smith (1977) لبلازما ساخنة منتشرة، الذي يفترض اتزان التأين، تقدم أيضا ملاءمة جيدة جدا للبيانات لدرجة حرارة إلكترونية ووفورات مماثلة (الجدول 2). غير أن هذه النماذج تفترض أن للبلازما درجة حرارة ثابتة وموحدة وحالة تأين واحدة (أي إن البلازما كلها صدمت في الوقت نفسه إلى درجة الحرارة نفسها)، وهذا أمر غير مرجح في بقايا مستعر أعظم. ونتيجة لذلك، لائمنا أيضا طيف الأشعة السينية المرصود لـ Kes 17 بنماذج أكثر تحفيزا فيزيائيا تسمح بمدى من درجات الحرارة لكن بحالة تأين واحدة (vgnei وvsedov) أو بدرجة حرارة واحدة لكن بمدى من مقاييس زمن التأين (vpshock وvnpshock). ومن بين هذه النماذج الأكثر تحفيزا فيزيائيا، كان vgnei وحده قادرا على إعادة إنتاج الطيف المرصود (الجدول 2). ولا يتطلب هذا النموذج وفرة فوق شمسية لـ Mg، ويفضل مقياس زمن تأين  cm^-3 s، أخفض بكثير من المطلوب في النماذج الأخرى (الجدول 2).

إن نجاح النماذج الحرارية الصرفة في إعادة إنتاج طيف الأشعة السينية المرصود يتعارض مع التحليلات السابقة لـ Gok & Sezer (2012) و Combi et al. (2010) التي تتطلب انبعاثا غير حراري كبيرا. ففي تحليلهم لبيانات Suzaku نفسها، يعيد Gok & Sezer (2012) إنتاج درجة حرارة الإلكترونات ووفرتي Mg وS الواردة في الجدول 2، لكنهم يتطلبون مكون قانون قوة ذي معامل فوتوني . (وهم يستخدمون نموذجا حراريا يفترض اتزان التأين، متسقا مع نموذج Raymond-Smith الموصوف أعلاه.) ويحفز مكون قانون القوة فائض انبعاث دون 1.5 keV ناتج عن ملاءمة الطيف المرصود بنموذج حراري واحد (الشكل 3 في Gok & Sezer 2012). في ملاءماتنا الطيفية، يهيمن على هذا المجال الطاقي المكون الأمامي الموصوف أعلاه. إن التشابه بين خواص مكوننا الأمامي والخواص الطيفية السينية لهذه النجوم المقاسة بتحليلنا لرصد XMM يقيم حجة قوية لوصف حراري صرف لانبعاث الأشعة السينية بواسطة Suzaku من Kes 17.

ولا يفسر ذلك الانبعاث السيني غير الحراري الذي ادعاه Combi et al. (2010) في تحليلهم لبيانات XMM. فقد قسم هؤلاء المؤلفون Kes 17 إلى ثلاث مناطق مكانية (لم تتضمن أي منها النجوم الأمامية المذكورة أعلاه) واحتاجوا إلى مكون قانون قوة مهم ذي لإعادة إنتاج الانبعاث المرصود  keV (الشكل 2 في Combi et al. 2010) في كل منطقة. ويؤكد تحليلنا لبيانات XMM باتباع إجراءاتهم هذه النتيجة. وحتى إذا لم يقسم المرء انبعاث الأشعة السينية المرصود من Kes 17 إلى ثلاث مناطق مكانية، يبقى مكون غير حراري لازما لتفسير طيف الأشعة السينية المقاس بواسطة XMM – فإن ملاءمة الطيف السيني المركب لـ Kes 17 كما قيس بـ XMM ببلازما Raymond-Smith ممتصة واحدة ذات وفرتي Mg وS غير شمسيتين تقلل بانتظام من تقدير التدفق عند  keV. وتحسن إضافة مكون قانون قوة إلى هذا النموذج الملاءمة، مخفضة إلى 1665.22 مع 1605 درجة حرية. لهذا المكون ذي قانون القوة تطبيع  photons cm^-2 s^-1 keV^-1 عند 1 keV (تدل الأخطاء على مجال ثقة 90%) ومعامل فوتوني . وهذه القيم متسقة هامشيا مع تحليل Combi et al. (2010)، الذي يذكر مجموعا قدره  photons cm^-2 s^-1 keV^-1 عند 1 keV ومعامل فوتوني في المنطقة الشمالية التي يزعمون أنها تهيمن على انبعاث الأشعة السينية غير الحراري. وهذا المعامل الفوتوني أنعم بكثير من الانبعاث السيني غير الحراري المكتشف من بقايا مستعرات عظمى أخرى (مثلا، Reynolds 2008). ومع ذلك، وفقا لاختبار f هذا، فإن التحسن في بإضافة مكون قانون قوة له احتمال أن يكون ناشئا عن المصادفة، ولذلك فله دلالة .

لتحديد ما إذا كان انبعاث الأشعة السينية غير الحراري الذي أبلغ عنه Combi et al. (2010) متسقا مع تحليلنا لبيانات Suzaku الأعمق بكثير، استخدمنا XSpec لمحاكاة الطيف المتوقع للمكون الأمامي ومكون Raymond-Smith ممتص زائد قانون قوة ذي معامل فوتوني معطى وتطبيع ، ثم لائمناه باستخدام نموذج Raymond-Smith + المكون الأمامي الموصوف أعلاه. والحد الأعلى الناتج على هو أعلى قيمة لـ استطاع نموذجنا الحراري الصرف عندها ملاءمة الطيف المحاكى بقيمة مخفضة. وبما أن Combi et al. (2010) يزعمون أن المعامل الفوتوني لانبعاث قانون القوة يتغير بين في مناطق مختلفة، حددنا الحد الأعلى على لكل من و. عند ، نطلب ، أما عند فـ . وكلا الحدين الأعلىين غير متسق مع نتائج Combi et al. (2010)، إذ تطلبت ملاءماتهم للمناطق الجنوبية والوسطى والشمالية من Kes 17 قيمة مجمعة . وبسبب الدلالة الإحصائية المنخفضة نسبيا للمكون غير الحراري في طيف بقايا المستعر المركب المستخرج من بيانات XMM، وتدفقه الأعلى بمقدار مما يسمح به الطيف المستخرج من رصد Suzaku الذي كشف فوتونا أكثر من Kes 17 مقارنة بـ XMM، نخلص إلى أنه لا يوجد انبعاث سيني غير حراري مهم مكتشف من Kes 17.

مع أن Suzaku لا يملك الدقة الزاوية اللازمة لكشف تغيرات مكانية مباشرة في انبعاث الأشعة السينية من Kes 17، فإن من الممكن استخدام مجموعة البيانات هذه لاختبار مثل هذه الادعاءات (Combi et al., 2010). فإذا كانت صحيحة، فإن نمذجة طيف Suzaku المرصود بثلاثة نماذج pshock ممتصة + قانون قوة التي استخدمها Combi et al. (2010) بالإضافة إلى المكون الأمامي المذكور أعلاه يجب أن تنتج ملاءمة أفضل من النماذج الحرارية المفردة المستخدمة أعلاه. ولم يكن هذا هو الحال. ومع ذلك، وعلى الرغم من امتلاكها درجات حرية أقل، فقد كانت للملاءمة الناتجة قيمة أسوأ من الملاءمات الطيفية الواردة في الجدول 2، حتى عندما ثبتنا قيم و والوفرة و و لكل مكون pshock + قانون قوة على القيم التي أوردها Combi et al. (2010) (وسمحنا للتطبيعات بالتغير لاحتساب اختلاف أحجام مناطق الاستخراج). لذلك نخلص إلى أن التغيرات المكانية في طيف الأشعة السينية لـ Kes 17 التي أبلغ عنها Combi et al. (2010) غير متسقة مع الطيف الكلي لهذه البقايا، وهي على الأرجح نتيجة مزيج من اختلاف الدقات المكانية والطيفية بين XMM وSuzaku ومن الارتياب المنهجي والإحصائي في خلفية XMM.

Figure 4.— خريطة TS ملساء من Fermi LAT للأحداث المحولة في القسم front في المجال من 2 إلى 200 GeV لمنطقة ، متمركزة على SNR Kes 17. تقسيم البكسلات هو ، وملست الخرائط بغوسيات عرضها . تمثل الكنتورات الخضراء الانبعاث الراديوي (0.843 GHz) من أرصاد MOST. وتعرض إحصاءات الاختبار كنتورات بيضاء (81-100-121).

2.4. أشعة غاما

تكشف Kes 17 أيضا عند طاقات أشعة في نطاق GeV (Wu et al., 2011). ولتحديد خواصها، حللنا بيانات 39 شهرا (من 2008 أغسطس حتى 2012 فبراير) جمعها Large Area Telescope (Fermi-LAT) على متن Fermi Gamma-ray Space Telescope. لا ندرج في هذا التحليل إلا الأحداث المنتمية إلى صنف Pass 7 V6 Source، الذي يخفض معدل الخلفية المتبقية (Abdo et al. in prep). ونستخدم أيضا دوال استجابة الجهاز المحدثة (“Pass7 version 6”؛ Rando & for the Fermi LAT Collaboration 2009، Abdo et al. in prep) (IRFs)، ونخفض مساهمة أشعة الأرضية المرتدة بتعيين زاوية سمت عظمى للفوتونات الواردة تساوي 100^∘ (Abdo et al., 2009b). استخدمنا Fermi Science Tools v9r23p1، وطبقنا تقنية ملاءمة الاحتمالية العظمى لتحليل الخصائص المورفولوجية والطيفية لمصدر أشعة (Mattox et al., 1996). وننمذج انبعاث الخلفية المنتشر في gtlike بمكون مجري ينتج من تفاعلات الأشعة الكونية مع كل من ISM والفوتونات، وبمكونات متناحية تمثل الخلفيات خارج المجرية والمتبقية. يستخدم ملف mapcube gal_2yearp7v6_v0.fits لوصف انبعاث أشعة من درب التبانة، وينمذج المكون المتناحي باستخدام جدول iso_p7v6source.txt.

Figure 5.— توزيع الطاقة الطيفي لمصدر أشعة المتوافق موضعيا مع Kes 17. تمثل الأسهم حدود ثقة 95% عند هذه الطاقات. وتمثل أشرطة الخطأ السوداء الارتيابات الإحصائية (تقديرات 1 مبنية على هسيان عكسي عند القيمة المثلى لسطح لوغاريتم الاحتمالية). وتمثل أشرطة الخطأ الحمراء الارتيابات المنهجية، وهي مجموع تربيعي للارتياب المرتبط بدوال استجابة الجهاز (IRFS)، الذي نحصل عليه من فريق الجهاز (كما ذكر في §2.4) والارتياب المرتبط بتغيرات شدة الخلفية المجرية المنتشرة، المستمد بتغيير (وتثبيت) تطبيع مكون الخلفية المجرية في مكتبة المصادر للملاءمة إلى 94% و106% من أفضل قيمة ملاءمة تم الحصول عليها من ملاءمة البيانات في خانة طاقة معينة.

درست الخصائص المكانية لانبعاث أشعة في حقل Kes 17 باستخدام فوتونات بين 2 و200 GeV حُولت في القسم front من LAT. ولهذه العينة الفرعية من بيانات أشعة ، تبلغ زاوية نصف قطر الاحتواء 68% للفوتونات ذات السقوط العمودي . أنشأنا خرائط إحصاء الاختبار (TS) مع احتساب الخلفيتين المجرية والمتناحية باستخدام gttsmap واستخدمنا هذه الخريطة لتحديد الدلالة الإحصائية وموضع المصدر وامتداده المحتمل. وكما هو مبين في الشكل 4، فإن مصدرا بدلالة (ذروة TS ) غير محلول (نصف قطر ثقة مقداره ) لأشعة وبمركز $({\alpha }_{2000},{\delta }_{2000}={13}^{\mathrm{h}}{06}^{\mathrm{m}}{05}^{\mathrm{s}},-{62}^{\circ }{42}^{\prime }{54}^{\prime \prime })$ يتوافق مع الانبعاث الراديوي. ولا تظهر خريطة TS المتبقية، التي بنيت بنمذجة مصدر نقطي عند مركز الانبعاث الأفضل ملاءمة، أي دليل على أن المصدر ممتد مكانيا، إذ إن قيم TS المتبقية هي ضمن 1^∘ من المركز.

حددنا توزيع الطاقة الطيفي (SED) لمصدر أشعة المرتبط بـ Kes 17 باستخدام بيانات من فوتونات ذات طاقة بين 0.2 و204.8 GeV حُولت في قسمي front و back. استبعدنا الفوتونات دون 200 MeV لأنه، في هذا المجال الطاقي، تتغير المساحة الفعالة للجهاز بسرعة وتوجد ارتيابات كبيرة مرتبطة بالنموذج المجري المنتشر. استخدمنا gtlike لنمذجة التدفق في كل خانة طاقة، وقدّرنا معاملات أفضل ملاءمة من خلال تقنية الاحتمالية العظمى. ولنمذجة الخلفية في ملاءمات الاحتمالية ندرج مصادر من كتالوج Fermi LAT Second Source Catalog ذي 24 شهر (Nolan et al., 2012). تمتلك دوال IRFs “Pass7 version 6” التي استخدمناها ارتيابات منهجية معتمدة على الطاقة في المساحة الفعالة: 10% عند 100 MeV، تنخفض إلى 5% عند 560 MeV، وترتفع إلى 20% عند 10 GeV (Abdo et al. 2009a، Abdo et al. in prep والمراجع الواردة هناك). كما قربنا أثر عدم اليقين في المستوى المجري المنتشر الأساسي عبر تغيير تطبيع الخلفية المجرية اصطناعيا بمقدار من أفضل قيمة ملاءمة في كل خانة طاقة، على نحو مشابه لتحليل Castro & Slane (2010). وكما هو مبين في الشكل 5، بالنسبة إلى الطاقات MeV و GeV تحدد البيانات حدودا عليا للتدفق فقط. ويصف توزيع الطاقة الطيفي الناتج جيدا قانون قوة بمعامل طيفي وتدفق فوتوني متكامل فوق 100 MeV قدره photons/cm²/s – مماثل لما قاسه Wu et al. (2011).

3. التفسير

كما وصف في §1، يمكن من خلال دراسة الانبعاث عريض النطاق من بقايا مستعر أعظم تحديد خواص كل من المادة داخل البقايا وفي الوسط بين النجمي المحيط. نحلل أولا الانبعاث غير الحراري المرصود من Kes 17 لتحديد الأصل الفيزيائي لانبعاث أشعة منها (§3.1)، ثم نستخدم تلك النتائج لتقدير عمر هذه البقايا وطبيعة بيئتها (§3.2). وبما أن المورفولوجيا الراديوية الشبيهة بالقشرة لـ Kes 17 توحي بأن هذا الانبعاث ينشأ عند الصدمة الأمامية أو قربها (§2.1، الشكل 1)، نفترض أن لهذه البقايا نصف قطر عند مسافة .

Figure 6.— ملاءمات عريضة النطاق لأرصاد الراديو (مربعات مفتوحة؛ Shaver & Goss 1970; Whiteoak & Green 1996) وFermi-LAT (دوائر حمراء) لـ Kes 17 باستخدام نماذج A1 (أعلى)، وA2 (وسط)، وA3 (أسفل). وتعرض الأطياف المنمذجة من الانبعاث السنكروتروني (أسود)، وانبعاث كومبتون العكسي (أخضر)، واضمحلال (أحمر)، والفرملة غير الحرارية (أزرق). يشير الخط البنفسجي المتقطع إلى الحد الأعلى لانبعاث الأشعة السينية غير الحراري المحدد من أرصاد Suzaku، باستخدام نموذج قانون قوة بمعامل .

3.1. منشأ انبعاث أشعة من Kes 17

يتطلب تحديد خواص الإلكترونات والبروتونات التي سرّعتها هذه البقايا نمذجة الخصائص الطيفية عريضة النطاق لانبعاثها غير الحراري. نفترض أن الانبعاث الراديوي غير الحراري هو إشعاع سنكروتروني إلكتروني، في حين أن انبعاث أشعة في نطاق GeV هو مزيج من تشتت كومبتون العكسي (IC) للفوتونات المحيطة بواسطة إلكترونات نشطة، ومن الفرملة غير الحرارية (NT)، ومن اضمحلال s المنتجة في تصادمات بين هادرونات عالية الطاقة (بصورة رئيسية بروتونات) وبروتونات أدنى طاقة.

تشير ملاءمة كثافات التدفق المرصودة عند ترددات راديوية مختلفة (الجدول 1) بقانون قوة () إلى معامل طيفي راديوي . ونقيد ملاءماتنا أكثر باستخدام الحدود العليا لانبعاث الأشعة السينية غير الحراري المستمدة في §2.3. ننظر في ثلاثة سيناريوهات لمنشأ أشعة المرصودة في نطاق GeV، لكل منها آلية انبعاث مهيمنة مختلفة: انبعاث IC أو الفرملة NT أو اضمحلال . نفترض أن التوزيع الطيفي للجسيمات المسرعة في Kes 17 هو:

${\displaystyle \frac{d{N}_{p,e}}{dE}}$ $=$ $a_{p,e}{E}^{-{\mathrm{\Gamma }}_{p,e}}\exp \left[-{\displaystyle \frac{E}{E_{0p,e}}}\right],$ (1)

حيث تمثل طاقة القطع للبروتونات/الإلكترونات (مثلا، Reynolds 2008; Castro & Slane 2010). وتعطى نسبة الإلكترونات إلى البروتونات عند الطاقات النسبية بمعاملات تطبيع توزيعات هذه الجسيمات، . وتحصل هذه المعاملات بجعل الطاقة المتكاملة الكلية في الجسيمات المسرعة داخل قشرة بقايا المستعر مساوية لـ ، حيث إن هو متوسط كفاءة الصدمة في إيداع الطاقة في بروتونات الأشعة الكونية و هي الطاقة الحركية الابتدائية لمقذوفات المستعر الأعظم. في جميع النماذج نفترض erg، و (وهو كل من المعامل الذي تتنبأ به آلية فيرمي الأساسية للتسريع والقيمة المستمدة من ملاءمة طيف أشعة المرصود بنموذج قانون قوة؛ §2.4)، وكثافة عددية للإلكترونات (وهي تقابل مادة ذات وفورات شمسية)، حيث هي الكثافة العددية المتوسطة حجميا للبروتونات في ISM المحيط بـ Kes 17.

	$K_{ep}$	$\overline{n}$	$B_2$	${\eta }_{\mathrm{cr}}$	$E_{0\mathrm{e}}$	$E_{0\mathrm{p}}$	$F_{\mathrm{IC}}$	$F_{\mathrm{brem}}$	$F_{\pi }$
Model		[cm-3]	[$\mu$G]		[TeV]	[TeV]	[${10}^{-9}$ ph cm-2 s-1]
IC Dominated (A1)	0.1	1.0	10	0.6	2.2	2.2	6.2	1.5	2.6
NT Bremss. Dominated (A2)	0.5	12	15	0.08	1.5	1.5	2.9	8.9	3.2
${\pi }^0$ Decay Dominated (A3)	0.01	9.0	70	0.4	0.9	30	0.3	0.8	13

Table 3نتائج ملاءمة الطيف عريض النطاق لـ Kes 17 عند افتراض آليات مهيمنة مختلفة لانبعاث أشعة في نطاق GeV. هي نسبة الإلكترونات إلى البروتونات عند الطاقات النسبية، و هي الكثافة المتوسطة لـ ISM المحيط، و هي كفاءة تسريع الأشعة الكونية، و هي شدة المجال المغناطيسي مباشرة خلف الصدمة، و هي طاقة القطع للإلكترون المسرع، و و و هي على الترتيب تدفق انبعاث كومبتون العكسي والفرملة غير الحرارية واضمحلال عند  MeV.

ننمذج الانبعاث من اضمحلال باستخدام عمل Kamae et al. (2006)، الذي يتضمن عامل تحجيم 1.85 للهيليوم والنوى الأثقل (Mori, 2009) كما وصفه Castro & Slane (2010). وتتبع مكونات الانبعاث السنكروتروني وIC النماذج التي قدمها Baring et al. (1999) والمراجع الواردة هناك، ونمذج انبعاث الفرملة NT باستخدام الوصفة التي قدمها Bykov et al. (2000). ونفترض أن حقل الفوتونات المهيمن لتشتت IC هو الخلفية الكونية الميكروية (CMB؛  K). ونفترض أيضا أن Kes 17 في طور Sedov من تطورها، حيث تنضغط المادة المصدومة بعامل 4. وإذا كانت المادة المجروفة في Kes 17 تبرد إشعاعيا، فإنها ستنضغط بعامل . وسيؤدي ذلك إلى زيادة ملحوظة في كثافة بروتونات الأشعة الكونية المحيطة المجروفة بواسطة بقايا المستعر المتمددة، معززا انبعاث أشعة منها (Chevalier, 1999)، وكذلك كثافة إلكترونات الأشعة الكونية المحيطة المجروفة، وربما معززا انبعاث أشعة منها أيضا. ومع ذلك، فإن الأعمار المقدرة في §3.2 تشير إلى أن الأمر ليس كذلك.

بنينا سيناريوهات تهيمن فيها كل آلية ممكنة لانبعاث أشعة (IC والفرملة NT وانبعاث اضمحلال ) وذلك بتعديل قيم و و وشدة المجال المغناطيسي بعد الصدمة ، ثم ملاءمة الطيف العريض المرصود. وكما هو مبين في الشكل 6، تستطيع آليات انبعاث أشعة الثلاث المهيمنة في نطاق GeV جميعا إعادة إنتاج الطيف العريض لهذه البقايا، شريطة أن تكون معاملات النماذج التمثيلية مدرجة في الجدول 3. غير أن نموذجنا يتطلب $K_{ep}\gtrsim 0.1$ لإعادة إنتاج كثافة التدفق الراديوية المرصودة إذا كانت إشعاعات IC (A1) أو الفرملة NT (A2) تهيمن على انبعاث أشعة – وهذا لا يتسق مع القيمة المقاسة محليا للأشعة الكونية (Yoshida, 2008). لذلك نخلص إلى أن اضمحلال هو المسؤول الرئيس عن انبعاث أشعة في نطاق GeV المكتشف من Kes 17. لاحظ أننا نفترض في سيناريو اضمحلال ؛ وتحصل نتائج مماثلة لقيم أخفض من و وقيم أعلى من لأن في نموذج انبعاث اضمحلال هذا (Drury et al., 1994). ونتيجة لذلك، تتطلب نمذجتنا أن تكون $\overline{n}\gtrsim 9$ cm^-3 و${\eta }_{\mathrm{cr}}\lesssim 0.4$ لكي يهيمن اضمحلال على انبعاث أشعة من Kes 17.

اضمحلال هو آلية انبعاث أشعة المهيمنة حتى لو كانت ادعاءات وجود انبعاث سيني غير حراري من Combi et al. (2010) أو Gok & Sezer (2012) صحيحة. فإعادة نمذجة الأطياف العريضة المرصودة لتدفقات الأشعة السينية غير الحرارية المذكورة في هاتين الورقتين تتطلب مرة أخرى قيما لـ أعلى بكثير مما يقاس محليا إذا هيمن انبعاث IC و/أو الفرملة NT عند طاقات GeV. وتتطلب هذه التدفقات أيضا قيمة أعلى لـ ، مما يغير لاحقا و و، لكن بسبب التغايرات بين هذه المعاملات، يكون الأثر الصافي غير مؤكد.

يمكن أن يؤدي إهمال حقول الفوتونات الخلفية غير CMB (كثافة الطاقة  eV cm^-3) إلى مبالغتنا في تقدير عند النظر في انبعاث أشعة المهيمن عليه إشعاع IC. يوحي موقع Kes 17 في مستوى المجرة بوجود حقول فوتونية أكثر طاقة، ومن شأن إدراجها أن يخفض القيمة المطلوبة لـ . ومع أن انبعاثا تحت أحمر يكشف من Kes 17 نفسها (§2.2؛ Lee et al. 2011)، فإن كثافة طاقته منخفضة جدا بحيث لا تعدل قيمة تعديلا مهما.

حقول الفوتونات الأخرى الممكنة هي ضوء النجوم المحيط ( K) والانبعاث من الغبار الدافئ ( K). ولتحديد ما إذا كان بإمكانها السماح لـ IC بالهيمنة على أشعة المرصودة، نقدر كثافة طاقة الفوتونات اللازمة ليكون تشتت IC للإلكترونات النسبية في البقايا على هذه الفوتونات مسؤولا رئيسيا عن معظم انبعاث أشعة إذا كان . وبما أن كثافة طاقة الفوتونات المطلوبة تنخفض عند طاقة أكبر في الإلكترونات النسبية ، فإننا نستخدم أقصى طاقة إلكترونية تسمح بها البيانات. وتقترح كفاءة تسريع أشعة كونية (كما يوحي نموذج اضمحلال ) أن  ergs. ولـ وطاقات قطع الإلكترونات المعطاة في الجدول 3، تكون الطاقة الكلية في الإلكترونات النسبية  ergs. وباختيار كفاءة تسريع أشعة كونية عالية إلى هذا الحد، من المرجح أننا نبالغ في تقدير الطاقة الحقيقية في الإلكترونات النسبية، ولذلك فإن تحليلنا يقلل من كثافة الطاقة المطلوبة.

إذا هيمن على الفوتونات الخلفية الانبعاث من الغبار الدافئ، فيجب أن تكون كثافة طاقتها $u_{\mathrm{dust}}\gtrsim 40u_{\mathrm{CMB}}$. وإذا هيمن ضوء النجوم على الفوتونات الخلفية، فيجب أن تكون كثافة طاقتها $u_{\mathrm{starlight}}\gtrsim 500u_{\mathrm{CMB}}$. وبما أن مزيجا من الاثنين محتمل، فقد لائمنا أيضا كثافة طاقة ضوء النجوم المطلوبة بافتراض . في هذه الحالة تكون القيمة المطلوبة $u_{\mathrm{starlight}}\gtrsim 200u_{\mathrm{CMB}}$. في كل سيناريو، تكون كثافة الطاقة المطلوبة لكل من انبعاث الغبار وضوء النجوم أعلى بكثير من القيم المقدرة من نمذجة انبعاث أشعة المنتشر المرصود في درب التبانة (Strong et al., 2000). ونتيجة لذلك، فمن غير المرجح أن تمتلك الفوتونات من ضوء النجوم والغبار الدافئ الساقطة على Kes 17 كثافات الطاقة العالية اللازمة لكي يكون انبعاث IC هو آلية انبعاث أشعة المهيمنة. لذلك نخلص إلى أن اضمحلال هو غالبا المسؤول عن معظم انبعاث أشعة المرصود من Kes 17.

إذا كان هذا صحيحا، فإن Kes 17 هي واحدة من بقايا مستعرات عظمى قليلة ($\lesssim 10$) ذات دليل رصدي مباشر على تسريع البروتونات إلى طاقات عالية. في الجدول 4، نقارن الخواص الفيزيائية لـ Kes 17 بتلك البقايا الأخرى. في كثير من هذه البقايا، تفترض النمذجة الطيفية عريضة النطاق أيضا أن . وبسبب غياب المعلومات الطيفية عند طاقات TeV، لا نستطيع إلا تقييد  GeV لـ Kes 17 (الجدول 3) – وهي أعلى من القيمة المرصودة لـ SNR IC 443، لكنها متسقة مع القيمة المقاسة لبقايا مستعرات عظمى أخرى (الجدول 4). كما أن شدة المجال المغناطيسي بعد الصدمة، ، تقع ضمن المجال الذي تمتده بقايا المستعرات العظمى المنتجة للأشعة الكونية – وإن كانت أقرب إلى القيمة المستنتجة للبقايا الأقدم ($t_{\mathrm{age}}\gtrsim 4000$ سنة) (مثل IC 443 وW51C وW28) منها إلى البقايا الأصغر عمرا ( سنة) (مثل Cas A وبقايا مستعر Tycho الأعظم) ضمن هذه المجموعة. أما الكثافة المتوسطة المسموح بها فتقع ضمن المجال الذي تمتده هذه المجموعة، لكن متوسط كفاءة تسريع الأشعة الكونية المطلوب لأدنى قيمة مسموحة من مرتفع جدا: $\gtrsim 5\times$ أعلى من كفاءة البقايا الأصغر عمرا و أعلى من أي من بقايا المستعرات الأقدم المنتجة للأشعة الكونية. ولا يمكننا تحديد ما إذا كانت هذه البقايا منتجا فعالا بوجه خاص للأشعة الكونية إلا بتحديد الخواص الفيزيائية للبيئة المحيطة بـ Kes 17، كما نفعل في §3.2.

3.2. بيئة Kes 17

كما نوقش في §3.1، فإن منشأ هادروني في المقام الأول لأشعة في نطاق GeV المكتشفة من Kes 17 يتطلب أن تتمدد هذه البقايا في ISM ذي كثافة متوسطة حجميا مقدارها $\overline{n}\gtrsim 9{({\eta }_{\mathrm{cr}}/0.4)}^{-1}$ cm^-3 (§3.1، الجدول 3). في هذا القسم، نرغب في تحديد ما إذا كانت هذه البيئة متسقة مع نصف القطر (§2.1)، وكتلة الغبار (§2.2)، ودرجة حرارة الإلكترونات (§2.3) المرصودة من هذه البقايا. ويتيح لنا هذا التحليل أيضا استنتاج الخواص الأساسية، مثل عمرها وسرعة تمددها الحالية ، اللازمة لفهم آلية تسريع الجسيمات الكامنة (مثلا، Reynolds & Keohane 1999; Reynolds 2008).

إن كمية الغبار $\gtrsim 3-11$ M_⊙ في قشرة بقايا المستعر المستنتجة من أرصاد تحت الأحمر (§2.2؛ Lee et al. 2011) يغلب أن تهيمن عليها حبيبات غبار موجودة سلفا جرفتها المقذوفات المتمددة أو غبار تكون داخل البقايا. إذا كانت Kes 17 تتمدد في وسط ذي كثافة متوسطة حجميا  cm^-3 (حيث ${\overline{n}}_{10}\gtrsim 1$، §3.1)، فإن كتلة المادة المجروفة بواسطة مقذوفات المستعر الأعظم المتمددة هي:

$M_{\mathrm{sw}}$ $=$ ${\displaystyle \frac{4}{3}}\pi R_{\mathrm{snr}}^3\overline{n}{m}_{\mathrm{p}}$ (2)

$\approx$ $1300{\overline{n}}_{10}{d}_{10}^3{M}_{\odot }.$ (3)

إذا كانت لهذا الوسط نسبة كتلة غبار إلى غاز نموذجية مقدارها (مثلا، Pei 1992)، فإن Kes 17 قد جرفت من الغبار بين النجمي، وهي كمية قابلة للمقارنة مع الكتلة المقدرة من الأرصاد. وإذا كانت هناك كتلة أكبر بكثير عند درجات حرارة أدنى (Lee et al., 2011)، فإن ذلك لا يتطلب أن يكون الغبار الإضافي قد تكون داخل بقايا المستعر، بل يرجح أنه يدل على و/أو نسبة كتلة غبار إلى غاز أعلى، وهو أمر ممكن إذا كانت Kes 17 تتمدد في سحابة جزيئية. وفي الواقع، إن كشف ميزر OH (1720 MHz) (§2.1) وانبعاث الصدمات الجزيئية (§2.2) يشير إلى أن هذه البقايا تتمدد داخل سحابة جزيئية (Yusef-Zadeh et al., 2003). وهذا يعني أن الكتل المرصودة في تحت الأحمر هي على الأرجح نتيجة مادة كثيفة داخل السحابة جرفتها وصدمتها المقذوفات المتمددة (§2.2).

على الرغم من أن للسحب الجزيئية بنية كثافة معقدة جدا (مثلا، Williams et al. 1995)، يمكن تقريب هذه البيئة بوصفها مجموعة كتل ذات كثافة متوسطة وعامل ملء حجمي مغمورة في وسط موحد بين الكتل ذو كثافة وعامل ملء حجمي (Chevalier, 1999). في هذا النموذج، تكون :

$\overline{n}$ $=$ ${\overline{n}}_{\mathrm{clump}}{f}_{\mathrm{clump}}+n_{\mathrm{ic}}(1-f_{\mathrm{clump}}).$ (4)

كما لوحظ في §3.1، فإن كفاءة التسريع ، و (القيمة المستنتجة لبقايا أخرى؛ الجدول 4) تتطلب  cm^-3. وقد قيست هذه المعاملات ( و و و) لعدد قليل من السحب الجزيئية، ووجدت أن القيم النموذجية عادة هي $n_{\mathrm{ic}}\lesssim 10{\mathrm{cm}}^{-3}$ و و و cm^-3 مع تباين كبير بين السحب (مثلا، Blitz 1993; Williams et al. 1995). ومن تحليل الطيف الحراري للأشعة السينية لـ Kes 17 المقدم في §3.2.1 و§3.2.2، نقدر . إذا كانت  cm^-3، و cm^-3، و cm^-3، فإن – وهو متسق مع القيم المرصودة. غير أنه إذا كانت  cm^-3، فإن قيمة عالية للغاية لهذه القيم من و. لكن إذا كانت  cm^-3، كما قيس حول منطقة Hii NGC 2244 الموجودة داخل سحابة جزيئية (Williams et al., 1995)، فإن لقيم  cm^-3 و cm^-3. ويشير مدى كثافات الكتل (من  cm^-3 حتى  cm^-3) المستنتج من تحليل طيف تحت الأحمر لـ Kes 17 (§2.2) إلى أن  cm^-3 قيمة معقولة.

يتطلب تفسير نصف قطر Kes 17 ودرجة حرارتها السينية فهم تطورها الديناميكي. يقذف المستعر الأعظم مادة ذات كتلة وطاقة حركية ابتدائية إلى محيطه. في البداية، تتمدد المقذوفات بسرعة فوق صوتية بالنسبة لبيئتها، دافعة صدمة تسمى “الصدمة الأمامية” في محيطها. عند هذه الصدمة، تتسارع المادة المحيطة المجروفة وتنضغط وتسخن إلى ضغط أعلى بكثير من ضغط المقذوفات المتمددة. ونتيجة لذلك، تدفع المادة المحيطة المصدومة موجة صدمية، تسمى “الصدمة العكسية”، إلى داخل المقذوفات المتمددة، فتبطئها وتضغطها وتسخنها. في النموذج التطوري القياسي لبقايا المستعرات العظمى (مثلا، Chevalier 1977; Truelove & McKee 1999 والمراجع الواردة هناك)، عند الأزمنة المبكرة تتمدد الصدمة الأمامية بسرعة ثابتة تقريبا، بحيث يكون نصف قطر الصدمة الأمامية . وبما أنها تتمدد بسرعة ثابتة، فإن المقذوفات تفقد قليلا من الطاقة الحركية خلال هذه المرحلة. وتنتهي مرحلة “التمدد الحر” هذه عندما تكون الصدمة العكسية قد مرت خلال جميع المقذوفات، وذلك تقريبا عندما تكون الكتلة المجروفة بواسطة الصدمة الأمامية . خلال هذه المرحلة، التي يشار إليها عادة باسم “طور Sedov-Taylor”، يتوقع أن تهيمن الفواقد الأديباتية على تطور طاقة المقذوفات، وتتمدد بقايا المستعر وفق (مثلا، Chevalier 1977; Truelove & McKee 1999 والمراجع الواردة هناك). وعندما يصبح زمن التبريد الإشعاعي للغاز المصدوم قابلا للمقارنة مع عمر بقايا المستعر، تهيمن الفواقد الإشعاعية، فتغير تطورها الديناميكي تغيرا كبيرا (Blondin et al., 1998).

ومع ذلك، سيكون تطور Kes 17 مختلفا اختلافا كبيرا بسبب تمددها في سحابة جزيئية متكتلة (مثلا، Chevalier 1999) وبسبب تسريعها الفعال للأشعة الكونية (مثلا، Ellison et al. 2007, 2010; Ferrand et al. 2010; Castro et al. 2011). والدليل الرصدي على أن Kes 17 تطورت بشكل مختلف هو طبيعتها ذات “المورفولوجيا المختلطة” (Combi et al., 2010)، المعرفة بالمزيج المرصود من قشرة راديوية حادة الطيف وانبعاث سيني حراري داخلي (Rho & Petre, 1998). ويمكن لملف الكثافة ودرجة الحرارة غير السيدوفي الذي توحي به مورفولوجيتها الحرارية السينية المملوءة مركزيا أن يعدل نمو بقايا المستعر (مثلا، White & Long 1991). وفي الوقت الراهن، فإن التفسيرين الفيزيائيين الرئيسيين لبقايا المستعرات ذات المورفولوجيا المختلطة هما أن التوصيل الحراري يدفع الغاز المسخن عند الصدمة الأمامية إلى المركز (مثلا، Cui & Cox 1992; Chevalier 1999) أو أن كتلا كثيفة تتبخر داخل البقايا (مثلا، White & Long 1991). ومع أن أيا من النموذجين لا يعيد بدقة إنتاج ملفات درجة الحرارة والسطوع السطحي السيني المرصودة لجميع بقايا المستعرات ذات المورفولوجيا المختلطة (مثلا، Slane et al. 2002)، فسنفسر نصف قطر ودرجة حرارة الإلكترونات في Kes 17 باستخدام هذه النماذج لتقدير عمرها وبيئتها تقديرا تقريبيا.

3.2.1 التوصيل الحراري

إذا كان التوصيل الحراري هو المسؤول الرئيس عن الأشعة السينية الحرارية المرصودة في مركز Kes 17، فمن المرجح أن يكون تطورها مشابها للتسلسل “القياسي” المبين أعلاه. وكما من قبل، نقرب بيئة السحابة الجزيئية بوصفها مجموعة من كتل منفصلة صغيرة وعالية الكثافة مغمورة في غاز منخفض الكثافة وثابت بين الكتل (Chevalier, 1999). ستصدم المقذوفات المتمددة كلا من الغاز بين الكتل والكتل، لكن بالنسبة إلى كثافات الكتل المستنتجة من أرصاد تحت الأحمر ( cm^-3؛ §2.2)، تكون الصدمة المنقولة بطيئة جدا بحيث لا تسخن هذه المادة إلى درجات حرارة باعثة للأشعة السينية. لذلك ينبغي ألا تتجاوز كتلة الغاز الباعث للأشعة السينية في Kes 17 كتلة المادة بين الكتل المجروفة .

يمكن تقدير من ملاءمات الطيف الحراري للأشعة السينية المقدمة في §2.3. كتلة الغاز الباعث للأشعة السينية تساوي:

$M_X$ $=$ ${\displaystyle \frac{4}{3}}\pi R_{\mathrm{snr}}^3{f}_X{n}_{H,X}{m}_p,$ (5)

حيث هي كتلة البروتون، و هي كثافة الغاز الباعث للأشعة السينية، و هي نسبة حجم بقايا المستعر المملوء بالبلازما الباعثة للأشعة السينية. ويمكننا تقدير من التطبيع لنماذج الانبعاث الحراري السيني المستخدمة في §2.3، إذ إن (Arnaud, 1996):

$K$ $=$ ${\displaystyle \frac{{10}^{-14}}{4\pi d^2}}{\displaystyle \int n_{e,X}{n}_{H,X}𝑑V}$ (6)

$=$ $0.3f_X{\mu }^{-1}{n}_{H,X}^{2}d{\theta }_{\mathrm{snr}}^3\times {10}^{-14}$ (7)

حيث هي النسبة العددية للإلكترونات إلى البروتونات في البلازما (؛ للوفرة الشمسية)، و هي المسافة إلى المصدر بوحدة cm، و هو نصف القطر الزاوي لـ Kes 17 بالراديان. للقيم المقاسة من (الجدول 2، §2.3)، يكون تقريبا:

$n_{H,X}$ $\sim$ $0.4f_X^{-\frac{1}{2}}{d}_{10}^{-\frac{1}{2}}{\mathrm{cm}}^{-3}.$ (8)

في بقايا مستعر أعظم قياسية، ، لكن بقايا ذات مورفولوجيا مختلطة يرجح أن تمتلك أكبر من هذه القيمة. وبما أن ، فإننا نقدر:

$n_{H,X}$ $\sim$ $(0.4-1.4)d_{10}^{-\frac{1}{2}}{\mathrm{cm}}^{-3}.$ (9)

يتطلب ربط بـ تقدير زمن تبريد الغاز الباعث للأشعة السينية . فإذا كانت Kes 17 أكبر عمرا بكثير من زمن التبريد، فإن ، أما إذا كانت Kes 17 أصغر عمرا من زمن التبريد، فإن . ويمكن تقريب زمن التبريد على أنه:

$t_{\mathrm{cool}}$ $\approx$ ${\displaystyle \frac{E_{\mathrm{thermal}}}{L_{\mathrm{thermal}}}},$ (10)

حيث هي الطاقة الحرارية لهذا الغاز و هي لمعانه الحراري. وتكون الطاقة الحرارية تقريبا:

$E_{\mathrm{thermal}}$ $=$ ${\displaystyle \frac{4}{3}}\pi R_{\mathrm{snr}}^3{n}_{H,X}{f}_X{k}_B{T}_X,$ (11)

حيث هو ثابت Boltzmann و هي درجة حرارة الأشعة السينية، في حين أن اللمعان الحراري هو:

$L_{\mathrm{thermal}}$ $=$ ${\displaystyle \frac{4}{3}}\pi R_{\mathrm{snr}}^3\mathrm{\Lambda }$ (12)

حيث، بالنسبة إلى وفورات شمسية ودرجة حرارة (متوسط درجة حرارة الإلكترونات والتركيب الكيميائي التقريبي اللذان توحي بهما نمذجتنا؛ §2.3)، تكون (Raymond et al., 1976):

$\mathrm{\Lambda }$ $\sim$ $5n_{\mathrm{e},\mathrm{X}}{n}_{\mathrm{H},\mathrm{X}}\times {10}^{-23}\mathrm{ergs}{\mathrm{s}}^{-1}{\mathrm{cm}}^{-3}$ (13)

$\sim$ $5\mu n_{\mathrm{H},\mathrm{X}}^2\times {10}^{-23}\mathrm{ergs}{\mathrm{s}}^{-1}{\mathrm{cm}}^{-3}.$ (14)

وهذا يشير إلى أن:

$t_{\mathrm{cool}}$ $\approx$ ${\displaystyle \frac{k_B{T}_x{f}_X}{5\mu n_{H,x}\times {10}^{-23}}}$ (15)

$\approx$ $2f_X^{\frac{1}{2}}\times {10}^6\mathrm{years}$ (16)

$\sim$ $(0.6-2)\times {10}^6\mathrm{years}$ (17)

للمدى المذكور أعلاه من . وهذا أعلى بكثير من عمر بقايا المستعرات الأخرى المحددة بوصفها مسرعات فعالة للأشعة الكونية (الجدول 4). لذلك، في هذا السيناريو، من المرجح أن .

كتلة الغاز بين الكتل المجروفة بواسطة المقذوفات المتمددة هي:

$M_{\mathrm{ic}}$ $=$ ${\displaystyle \frac{4}{3}}\pi R_{\mathrm{snr}}^3(1-f_{\mathrm{clump}})n_{\mathrm{ic}}{m}_p.$ (18)

ولـ ، نحصل على:

$n_{\mathrm{ic}}$ $\approx$ ${\displaystyle \frac{f_X}{1-f_{\mathrm{clump}}}}{n}_{H,X}$ (19)

$\approx$ $0.4f_X^{\frac{1}{2}}{(1-f_{\mathrm{clump}})}^{-1}{d}_{10}^{-\frac{1}{2}}{\mathrm{cm}}^{-3}$ (20)

إذا كانت كما تشير الأرصاد (مثلا، Blitz 1993، Williams et al. 1995)، فإن المدى المسموح لـ يفضل .

كما ذكر أعلاه، ينبغي في هذا السيناريو أن يكون تطور Kes 17 مشابها لتطور بقايا المستعر “القياسية”. لذلك فإن نصف قطرها المرصود يوحي بعمر (مثلا، Lozinskaya 1992):

$t_{\mathrm{age}}$ $=$ ${\left({\displaystyle \frac{R_{\mathrm{snr}}}{1.15}}\right)}^{\frac{5}{2}}{\left({\displaystyle \frac{n_{\mathrm{ic}}\mu m_{\mathrm{p}}}{E_{\mathrm{sn}}}}\right)}^{\frac{1}{2}}$ (21)

$\approx$ $4200d_{10}^{\frac{5}{2}}{\left({\displaystyle \frac{n_{\mathrm{ic}}}{0.4}}\right)}^{\frac{1}{2}}{E}_{51}^{-\frac{1}{2}}\mathrm{years},$ (22)

حيث  ergs. للقيم المقدرة أعلاه، يكون عمر Kes 17 فقط سنة. وهذا أخفض بكثير من مقياس زمن التبريد المحسوب أعلاه، ومتسق مع افتراضنا أن . ومع أن تقدير العمر هذا يهمل أثر تسريع الأشعة الكونية، تشير الدراسات العددية إلى أن هذا التحليل يقلل العمر بمقدار في حالة تسريع جسيمات فعال للغاية (؛ مثلا، Castro et al. 2011). لذلك نقدر في هذا السيناريو أن عمر Kes 17 هو سنة.

إذا كان ذلك صحيحا، فإن Kes 17 تتمدد حاليا بسرعة (مثلا، Lozinskaya 1992; Truelove & McKee 1999):

$v_{\mathrm{snr}}$ $\approx$ $0.43{\left({\displaystyle \frac{E_{\mathrm{sn}}}{n_{\mathrm{ic}}{m}_{\mathrm{p}}}}\right)}^{\frac{1}{2}}{R}_{\mathrm{snr}}^{-\frac{3}{2}}$ (23)

$\sim$ $570{\left({\displaystyle \frac{n_{\mathrm{ic}}}{{\mathrm{cm}}^{-3}}}\right)}^{-\frac{1}{2}}{\displaystyle \frac{\mathrm{km}}{\mathrm{s}}}.$ (24)

إذا كان كما استنتج أعلاه، فعندئذ . ويتوقع من مثل هذه الصدمة أن تسخن الإلكترونات إلى درجة حرارة :

$k{T}_e$ $\approx$ ${\displaystyle \frac{3}{16}}{m}_e{v}_{\mathrm{snr}}^2$ (25)

$\sim$ $0.9-3\mathrm{eV},$ (26)

وهي أدنى بكثير من المستنتجة من نمذجتنا لطيف الأشعة السينية المرصود (§2.3). غير أن الأيونات تسخن إلى درجة حرارة :

$k{T}_i$ $\approx$ ${\displaystyle \frac{3}{16}}{m}_p{v}_{\mathrm{snr}}^2$ (27)

$\sim$ $1.5-6\mathrm{keV},$ (28)

وهي أعلى من درجة حرارة الإلكترونات المرصودة. لكن آليات عديدة لتسخين الإلكترونات تعمل داخل بقايا المستعر الأعظم. وتشير الأرصاد إلى أنه، عند صدمة أمامية تتمدد بسرعة ، ستسخن الإلكترونات إلى درجة حرارة عند الصدمة الأمامية لهذا المدى من السرعات الصدمية (Ghavamian et al., 2007)، وربما تعزز هذه العملية بتسريع جسيمات فعال عند الصدمة الأمامية (Castro et al., 2011). إضافة إلى ذلك، تسخن الأيونات الإلكترونات داخل بقايا المستعر عبر تصادمات Coulomb. ويوحي مقياس زمن التأين العالي المستنتج من نمذجتنا لطيف الأشعة السينية الحراري المرصود بوجود اتزان حراري تقريبي على الأقل بين الإلكترونات والأيونات في هذه البقايا. لذلك يتسق هذا السيناريو مع درجة حرارة الإلكترونات المرصودة.

خلاصة القول، إذا كان التوصيل الحراري هو الآلية المهيمنة المسؤولة عن الطبيعة ذات المورفولوجيا المختلطة لـ Kes 17، فإن هذه البقايا عمرها سنة وتتمدد في وسط متكتل بكثافة بين-كتلية مقدارها .

3.2.2 تبخر الكتل

بدلا من ذلك، قد تنجم الطبيعة ذات المورفولوجيا المختلطة لـ Kes 17 عن تبخر الكتل الكثيفة التي جرفتها المقذوفات المتمددة داخل البقايا ثم تسخينها إلى درجات حرارة باعثة للأشعة السينية بواسطة الغاز الساخن بين الكتل الذي صدم عند الصدمة الأمامية. في هذه الحالة، نتوقع . وبتكرار تحليل §3.2.1، يتطلب ذلك أن:

$n_{\mathrm{ic}}$ $\lesssim$ $0.4f_X^{\frac{1}{2}}{(1-f_{\mathrm{clump}})}^{-1}{d}_{10}^{-\frac{1}{2}}{\mathrm{cm}}^{-3}.$ (29)

وبما أن ، ففي هذا السيناريو .

يمكن لتبخر الكتل داخل بقايا المستعر أن يؤثر تأثيرا كبيرا في ديناميكيات الصدمة الأمامية، التي يتوقع الآن أن تتمدد وفق:

$R_{\mathrm{snr}}$ $=$ ${\left[{\displaystyle \frac{25(\gamma +1)\kappa E_{\mathrm{sn}}}{16\pi n_{\mathrm{ic}}{m}_{\mathrm{p}}}}\right]}^{\frac{1}{5}}{t}^{\frac{2}{5}},$ (30)

حيث هو معامل أديباتية المادة المحيطة و هو نسبة الطاقة الحرارية إلى الحركية في بقايا المستعر (White & Long, 1991). لذلك يكون عمر Kes 17:

$t_{\mathrm{age}}$ $=$ ${\left[{\displaystyle \frac{25(\gamma +1)}{16\pi m_{\mathrm{p}}}}\right]}^{-\frac{1}{2}}{\left({\displaystyle \frac{\kappa E_{\mathrm{sn}}}{n_{\mathrm{ic}}}}\right)}^{-\frac{1}{2}}{R}_{\mathrm{snr}}^{\frac{5}{2}}$ (31)

$\approx$ $6000{\kappa }^{-\frac{1}{2}}{E}_{51}^{-\frac{1}{2}}{n}_{\mathrm{ic}}^{\frac{1}{2}}\mathrm{years}$ (32)

لـ ، حيث يمكن أن تتغير بين 0.01 و1 (White & Long, 1991). ويشير اختيار و إلى أن عمرها سنة. ومع أن هذا التحليل يهمل أثر تسريع الجسيمات الفعال في تطور الصدمة الأمامية (White & Long, 1991)، فإن الخطأ الناتج الذي توحي به المحاكاة (مثلا، Castro et al. 2011) أقل بكثير من الارتياب الناتج عن القيم المجهولة لـ و.

في هذا السيناريو، تعطى بـ:

$v_{\mathrm{snr}}$ $=$ ${\displaystyle \frac{2}{5}}{\left[{\displaystyle \frac{25(\gamma +1)\kappa E_{\mathrm{sn}}}{16\pi n_{\mathrm{ic}}{m}_{\mathrm{p}}}}\right]}^{\frac{1}{5}}{t}_{\mathrm{age}}^{-\frac{3}{5}},$ (33)

$\approx$ $120,000{\left({\displaystyle \frac{\kappa E_{51}}{n_{\mathrm{ic}}}}\right)}^{\frac{1}{5}}{\left({\displaystyle \frac{t_{\mathrm{age}}}{1\mathrm{year}}}\right)}^{-\frac{3}{5}}{\displaystyle \frac{\mathrm{km}}{\mathrm{s}}}.$ (34)

وبالنظر إلى حالة “العمر الأقصى” أعلاه (، و cm^-3، و سنة)، نجد أن حاليا  km s^-1. ومن المعادلتين 25 و27، تكون هذه السرعة الدنيا بطيئة جدا بحيث لا تسخن حاليا الإلكترونات أو الأيونات إلى درجة حرارة الإلكترونات المقاسة (§2.3). ويمكن تصحيح ذلك إما بأن تكون Kes 17 أصغر عمرا من العمر الأقصى المقدر أعلاه، مما يوحي بـ و/أو ، أو بأن المادة المشعة قد سخنت في وقت سابق عندما كانت البقايا تتمدد أسرع. وهذا معقول لأن الزمن اللازم لكي يبرد الغاز الباعث للأشعة السينية (؛ §3.2.1، المعادلة 15) أطول من العمر الأقصى لـ Kes 17 في هذا السيناريو. لذلك فمن المعقول أن المادة التي سخنت في أزمنة أبكر ما زالت تشع اليوم.

خلاصة القول، إذا كان تبخر الكتل هو السبب المهيمن للطبيعة ذات المورفولوجيا المختلطة لـ Kes 17، فإنها تتمدد في وسط ذي كثافة بين-كتلية وعمرها سنة.

4. الاستنتاجات

في هذه الورقة، نحلل ونفسر أرصادا حديثة لبقايا المستعر الأعظم Kes 17 عبر الطيف الكهرومغناطيسي (§2). يشير تحليلنا إلى أن لهذه البقايا قشرة راديوية جزئية بقطر ، وهو ما يترجم إلى نصف قطر فيزيائي مقداره  pc عند مسافة  kpc. ويوحي كشف انبعاث ميزر OH عند 1720 MHz وطيف تحت الأحمر لـ Kes 17 بأن هذه البقايا تتمدد في سحابة جزيئية، كما يوحي تحليلنا لرصد حديث لهذه البقايا بواسطة Suzaku بأن الانبعاث السيني المرصود حراري في معظمه، تصدره بلازما ذات كثافة  cm^-3، وبوفورات قريبة من الشمسية باستثناء نقص في وفرة S، وتتألف من غاز ذي درجة حرارة إلكترونية  keV في اتزان حراري تقريبي (§2.3 و§3.2؛ الجدول 2). وأخيرا، يكشف تحليلنا لأرصاد Fermi لهذا الحقل بقوة انبعاث أشعة في نطاق GeV متوافقا موضعيا مع هذه البقايا ومن شبه المؤكد أنه صادر من قشرة بقايا المستعر (§2.4).

من خلال نمذجة الانبعاث غير الحراري عريض النطاق لـ Kes 17، حددنا أن أشعة في نطاق GeV تنتج في الغالب من بروتونات الأشعة الكونية المسرعة عند الصدمة الأمامية لبقايا المستعر وهي تصطدم بمادة مجروفة داخل البقايا، منتجة s تضمحل إلى أشعة (§3.1). ويتطلب هذا التفسير أن تتمدد هذه البقايا في وسط بكثافة متوسطة $\overline{n}\gtrsim 9$ cm^-3 (§3.1)، وهو ما يتسق مع بيئة السحابة الجزيئية التي يدل عليها انبعاث ميزر OH وكتلة الغبار الكبيرة المستنتجة من طيفها تحت الأحمر (§3.2). ويعتمد عمر Kes 17 وكثافة الوسط بين الكتل داخل السحابة على ما إذا كان التوصيل الحراري أو تبخر الكتل الكثيفة هو المسؤول الرئيس عن الطبيعة ذات المورفولوجيا المختلطة لهذه البقايا. فإذا كان التوصيل الحراري هو المسؤول، فإن Kes 17 تتمدد في بيئة ذات وعمرها ليس إلا سنة (§3.2.1). أما إذا كان تبخر الكتل الكثيفة هو المسؤول الرئيس، فإن Kes 17 تتمدد داخل بيئة ذات وقد يبلغ عمرها سنة (§3.2.2). وإذا كانت كفاءة الأشعة الكونية لـ Kes 17 مشابهة لتلك في بقايا مستعرات أخرى يعتقد أنها تسرع الأشعة الكونية (الجدول 4)، فإنها تتمدد في بيئة ذات  cm^-3 (§3.2). ويتطلب ذلك أن تكون للكتل المحيطة كثافة متوسطة مقدارها  cm^-3 من أجل كسر كتلة معقول للكتل (§3.2). وقد رصدت مثل هذه الكثافة المتوسطة للكتل في بعض السحب الجزيئية (Blitz, 1993)، وكذلك حول نجوم ضخمة كونت فقاعة رياح نجمية أو منطقة Hii داخل سحابة جزيئية (Williams et al., 1995).

إن كفاءة تسريع الأشعة الكونية المرتفعة المحتملة المستنتجة في Kes 17 مثيرة جدا للاهتمام – ولا سيما بالنظر إلى تمددها المرجح في وسط متكتل. وما زال كثير من آلية تسريع الجسيمات داخل بقايا المستعرات العظمى، ولا سيما كيفية اعتماد كفاءتها على محيطها، غير معروف. وتشير أعمال نظرية حديثة إلى أن التمدد في بيئة مضطربة ومتكتلة وقوية المغنطة يعزز تسريع الأشعة الكونية (مثلا، Bykov et al. 2000; Zhang et al. 2009)، وستختبر دراسة إضافية لـ Kes 17 هذه النتائج. ويتطلب ذلك فهما أفضل لبيئة Kes 17، وتحديدا مدى تكتل محيطها. كما توجد حاجة إلى أرصاد إضافية لقياس خواص الأشعة الكونية المسرعة من أجل اختبار نماذج آلية التسريع. ويمكن إنجاز ذلك بطرائق متنوعة؛ فمثلا، سيسمح قياس طيف أشعة في نطاق TeV بتحديد الطاقة العظمى للأشعة الكونية المسرعة في بقايا المستعر ، كما سيتيح رسم خرائط انبعاث CO حول Kes 17 قياس الكثافة المتوسطة لبيئتها (مثلا، Williams et al. 1995)، وسيتيح رصد أعمق بالأشعة السينية لنا استخدام الانبعاث الحراري السيني المرصود (مثلا، Ellison et al. 2010) لتقييد كفاءة تسريع الأشعة الكونية ، وتقييد أفضل لطاقة أي إلكترونات أشعة كونية مسرعة في هذه البقايا، وتحديد منشأ مظهرها ذي المورفولوجيا المختلطة. وعلى أي حال، فإن الدراسة المستقبلية لـ Kes 17 مهمة للغاية لفهم كيفية تسريع الجسيمات النشطة في بقايا المستعرات العظمى.

SNR	Age	$\overline{n}$	ISM	$B_{\mathrm{snr}}$	${\eta }_{\mathrm{cr}}$	$K_{\mathrm{ep}}$	$E_{0,p}$	Citations
Kes 17	$\sim$2,000$-$40,000	$>9$ cm-3	Clumpy	35 $\mu$G		0.02	$>500$ GeV	$\mathrm{\cdots }$
Cas A	330 years	30 cm-3	Clumpy	$0.5-1$ mG	$0.005-0.02$	$0.004-0.02$	$10-30$ TeV	, , ,
Tycho	440 years	$\sim 0.3$ cm-3	Uniform	$200-300\mu$G	$0.06-0.075$	0.0016	$>470$ TeV	, , ,
IC 443	4,000 years	$\sim 250$ cm-3	Clumpy	10 $\mu$G	$0.006-0.02$	0.01$-$0.03	100$-$200 GeV	, , ,
W44	20,000 years	$\sim 100$ cm-3	Clumpy	$40-800\mu$G	$0.03-0.15$	$0.01-0.05$	$\mathrm{\cdots }$	, , , , ,
W51C	30,000 years	10 cm-3	Clumpy	G	0.16	0.0125	120 TeV	, , ,
W28	40,000 years	$\gtrsim 100$ cm-3	Clumpy	40 – 160 $\mu$G	0.01 – 0.03	0.01	$\mathrm{\cdots }$	, ,

Table 4الخواص الفيزيائية لبقايا مستعرات عظمى غير Kes 17 تمتلك دليلا رصديا مباشرا على تسريع البروتونات. هي الكثافة المتوسطة لـ ISM المحيط، و هي شدة المجال المغناطيسي داخل بقايا المستعر، و هي النسبة بين والطاقة الحركية الابتدائية للمستعر الأعظم السلف (المفترض في حالات كثيرة أنها ergs)، و هي التطبيع النسبي بين الإلكترونات والبوزيترونات المسرعة، و هي طاقة القطع في طيف البروتونات المسرعة. وتعكس المجالات المعطاة لقيم مختلفة اختلافات في الأدبيات، وفي بعض بقايا المستعرات تكون القيم المبلغ عنها افتراضات مستخدمة في النمذجة لا قيما ملائمة. لا تعطى قيمة لـ لبقايا المستعرات W28 وW44 لأن طيف حقن الأشعة الكونية بقانون قوة مكسور، بدلا من قانون قوة بقطع أسي، مطلوب لإعادة إنتاج أطيافها غير الحرارية.