SS433研究的新进展

第２５卷第１期　天文学进展　Ｖｂ１．２５．　Ｎ０．１　２００７年３月　ＰＲ０ＧＲＥＳＳ　ＩＮ　ＡＳＴＲＯＮＯＭＹ　Ｍａｒ．，　２００７　文章编号：１０００—８３４９（２００７）０１—００４５—１３　ＳＳ４３３研究的新进展　李江涛　（南京大学天文系，南京　２１００９３）　摘要：ＳＳ４３３是银河系内一个著名的高能天体，Ｗ５０是它周围的超新星遗迹，自２０世纪７０年代　末ＳＳ４３３的运动模型建立以来，已经受到了越来越多的关注，取得了丰富的多波段观测资料。但　是，直到现在，关于这一系统的一些基本性质和参数还存在相当大的争论。该文介绍了关于ＳＳ４３３　研究的某些新进展，主要包括ＳＳ４３３的运动模型和喷流的膨胀冷却模型，　ＳＳ４３３的物质损失，各　种时标的光变和喷流的结构，并对关于ＳＳ４３３研究的热点问题作了总结与展望。　关键词ｚ天体物理学；　ＳＳ４３３一Ｗ５０；综述；微类星体；超新星遗迹　文献标识码：Ａ　中图分类号：Ｐ１５８；Ｐ１６２．４　１　引　言　在Ｓｔｅｐｈｅｎｓｏｎ和Ｓａｎｄｕｌｅａｋ于１９７７年编制的变星星表中，ＳＳ４３３是第４３３号源Ｌｌ１２】。　它位于河内射电源Ｗ５０中心，总光度约为１０００Ｊ．Ｓ＿。，主要的辐射集中在紫外和光学波段，　ｘ射线波段的光度约为１０２９—１０３ｏ　Ｊ．Ｓ－１［１１３］，喷流总动能约为１０３３　Ｊ・Ｓ－１　］。ＳＳ４３３是ｘ　射线双星（微类星体），其一颗子星是致密星，有人认为它可能是中子星Ｌ５１６］或者黑洞［　，　Ｆａｂｒｉｋａ和Ｂｙｃｈｋｏｖａ（１９９０）Ｌ８Ｊ则认为难以分辨它是中子星还是黑洞；另一颗子星是存在强星　风的大质量（１０￣２０Ｍ￣）恒星，其光谱型有不同的结果：ＯＢ型Ｌ９Ｊ、Ａ型－７］、ＷＲ型Ｌｌ０Ｊ。　ＳＳ４３３最吸引人的特征是具有一对速度达到０．２６ｃ（ｃ为真空中的光速）的喷流，喷流沿着半张　角约为２０。的锥形进动［１１］，周期约为１６２．１５　ｄ。双星的轨道周期为１３．０８２　１１　ｄ［９］，并有　个由伴星作轨道运动时对倾斜的盘施加的周期性力矩产生的附加章动周期（６．２８　ｄ）［引。　ＳＳ４３３是目前唯一直接在喷流中观测到重子物质的河内源［１２］，在ｘ射线、光学和红外波段　都观测到了大量具有红移和蓝移的谱线，Ｋｏｔａｎｉ等人（１９９４，１９９６）［１３，１４】在ｘ射线波段观测　到了Ｆｅ、Ｓｉ、ｓ、Ｎｉ、Ｍｇ、Ｃａ、Ａｒ等元素的高电离发射线，Ｇｉｅｓ等人（２００２）Ｌ９Ｊ和　Ｆｉｌｉｐｐｅｎｋｏ等人（１９８８）Ｌ６Ｊ在光学和红外波段观测到Ｈ、Ｈｅ等元素的发射线以及ｃａ、Ｆｅ、　Ｏ的低电离发射线。ＳＳ４３３也是唯一具有长期连续的物质抛射的河内源［１０］，还是唯一直接　观测到喷流与周围超新星遗迹剧烈相互作用的河内源，因此，自从发现它的周期性移动的光　一收稿日期：２００５—１０－０９；修回日期；２００６－０６—０７　基金项目：国家自然科学基金资助项目（１０５７３００９）　维普资讯 http://www.cqvip.com

４６　天文学进展　２５卷　学谱线以来，日益受到人们的广泛关注。　Ｗ５０是一个很大的（２。×１。）非热河内射电源，它在东西方向拉长的结构与ＳＳ４３３的喷流　方向一致，因此被认为是ＳＳ４３３的前身星爆发时留下的超新星遗迹，它在东西方向上的２个　射电瓣具有螺旋状的结构［１５］，被认为是ＳＳ４３３中的喷流与周围的星际物质相互作用的结果。　Ｗ５０兼具类蟹状星云型和壳层型超新星遗迹的特征，但通常并不把它归入已有的超新星遗迹　类型。Ｗ５０西面的射电瓣具有较平的射电谱，很可能与周围的分子云存在相互作用［１　５ｌ　］。　在光学波段，Ｗ５０表现为纤维状结构［１７Ｊ，而且这些纤维状结构都位于喷流的进动锥内。在　红外波段，其喷流方向可观测到一些红外节结［１８］，Ｗａｎｇ等人（１９９０）［　］认为这些红外节结　大部分是与ＳＳ４３３的喷流相联系的。　Ｗ５０在ｘ射线波段的辐射比较弱，比较明显的结构是　存在２个瓣，这２个瓣出现于红外和射电辐射较弱的区域［２０－－２４］，难以确定它的辐射是热辐　射还是非热辐射　，或者是热辐射和非热辐射并存［２２］。　ＳＳ４３３（Ｗ５０）的距离目前尚存在着较大的争论，大致的范围在３—５．５　ｋｐｃ之间。Ｄｕｂｎｅｒ　等人（１９９８）［１５Ｊ通过对Ｗ５０周围分子云的观测得到了分子云的径向速度，再由银河系自转模　型得到了ＳＳ４３３（Ｗ５０）的距离约为３　ｋｐｃ。Ｂｌｕｎｄｅｌｌ和Ｂｏｗｌｅｒ（２００４）［２６］通过运动模型计算出　的喷流运动的轨迹并与由ＶＬＡ（甚长基线阵）观测得到的ＳＳ４３３的射电像比较，得到ＳＳ４３３的　距离为５．５　ｋｐｃ。Ｖｅｒｍｅｕｌｅｎ等人（１９９３）［２７】通过对ＳＳ４３３中的射电团块的观测得到的距离为　４．８５　ｋｐｃ（将在２．２．１节中作具体介绍）。目前，更多的作者倾向于采用约５　ｋｐｃ的距离。　第２章将主要介绍关于ＳＳ４３３的一些热点问题，包括ＳＳ４３３的运动模型和喷流的膨胀冷　却模型，ＳＳ４３３的物质抛射以及各种不同时标的光变，通过对已有的理论和观测结果的分析，　我们归纳出ＳＳ４３３可能的结构图。第３章指出了当前关于这一领域的研究中一些较为关键的　问题，并对一些热点问题作出展望。　２　关于ＳＳ４３３（Ｗ５０）的热点问题　最近２０多年来，由于空间和地面观测的发展，ＳＳ４３３的多波段观测结果也日益丰富，但　关于它的一些基本性质和物理机制，仍然存在着相当大的不确定性。下面将重点介绍部分热　点问题的研究进展。　２．１　ＳＳ４３３的运动模型和喷流的膨胀冷却模型　ＳＳ４３３的周期性运动主要包括３种：即喷流的进动、双星的轨道运动和伴星对吸积盘施加　的周期性力矩导致的章动。运动模型参数的测定，主要依据光学谱线的周期性红移和蓝移。　这些参数包括喷流速度　＝ｕ／ｃ、进动角　（喷流方向与轨道平面法向之间的夹角）、进动轴倾　角　（视线方向与轨道平面法向之间的夹角）、进动周期　、双星轨道运动周期Ｐｏ　ｂ、进动　相为０的时刻ｔｏ。通常用轨道相　和进动相　来表征ＳＳ４３３的运动学状态（天体的章动由轨　道相决定）。进动相　可以表示为　＝（ｔ—ｔｏ）／　［２８］，轨道相也具有类似的表达式。进动　相的零点取在吸积盘对观测者的张角最大，即红移、蓝移显示喷流的视向速度之差最大时；　轨道相的零点取在光学伴星对致密星遮挡时最大。光学谱线的位移可以用运动学模型的参数　表示为【２８］　Ｚｌ，２＝１一，ｙ［１士　ｓｉｎ０　ｓｉｎｉ　ＣＯＳ　土　ＣＯＳ０　ＣＯＳ　】，　（１）　式中，，ｙ＝（１一　）一／２，下标１、２分别对应于红移喷流和蓝移喷流。需要说明的是，２支喷流　维普资讯 http://www.cqvip.com

１期　李江涛ｚ　ＳＳ４３３研究的新进展　４７　都有可能处于红移或蓝移状态，通常将大部分时间处于红移状态的一支称为红移喷流，另一支　称为蓝移喷流。不同作者测得的运动学模型的参数略有差别，Ｅｉｋｅｎｂｅｒｒｙ等人（２００１）［２８］的结果　为：　＝０．２６４　７±０．０００８，　＝２０．９２。±０．０８。，Ｉ＝７８．０５。±０．０５。，Ｐｐ　。　＝（１６２．３７５±０．Ｏ１１）ｄ，　ｔｏ＝３　５６３．２３±０．１１。　另外，由运动学模型还可以推算出其他一些有用的参数，如双星系统的质心在空间的视　向速度为（６５±３）ｋｍ．Ｓ＿。，致密星和吸积盘的半轨道速度为（１６８土１８）ｋｍ・Ｓ＿。，光学伴星的　半轨道速度为（４５土６）ｋｍ．Ｓ－１［　。由双星系统的２子星的轨道速度还可以求得２子星的质量　比，Ｈｉｌｌｗｉｇ等人（２００４）［　］求得的致密星（包括吸积盘）与光学伴星的质量比为０．２７±０．０５，　光学伴星的质量为（１０．９±３．１）Ｍｅ，致密星（包括吸积盘）的质量为（２．９±０．７）Ｍ０。　Ｂｒｉｎｋｍａｎｎ等人（１９８８）［　。］考虑了喷流底部由于初始的密度扰动产生的团块的热演化。他　们假设团块在演化的过程中处处达到碰撞电离平衡，在考虑了外流过程中喷流物质的整体膨　胀、热传导效应和气体的加热冷却后，他们得到了这种团块状喷流的参数随距致密星距离的　演化，这种模型被称为膨胀冷却模型。模型的性质与一些初始的输入参数有关：如喷流底部物　质的数密度Ⅳｎ和温度　、ｘ射线喷流长度　ｏｏ、Ｆｅ　Ｋ线流量Ｅｌｉ　。、物质损失率　、喷　流动能　ｉ　。　２．２　ＳＳ４３３的物质损失　喷流是存在于吸积系统中物质损失的一种重要方式，但ＳＳ４３３很可能还存在其他的物质　损失方式，如大质量伴星的星风、吸积盘的盘风、轨道平面方向的物质外流等，它们对ＳＳ４３３　的观测性质和演化也起着重要的作用，其影响甚至超过了喷流。　２．２．１　喷流　ＳＳ４３３存在喷流形式的长期持续的物质抛射。如果认为喷流的辐射是非热的同步加速辐　射，那么取辐射的特征频率为１０　Ｈｚ（对应的光子能量约为４　ｋｅＶ），同步加速辐射特征频率　的表达式为－３ｏ＿　３×１０。一ｙ　Ｂ上Ｈｚ．　（２）　其中Ｂ上是垂直带电粒子速度方向的磁场强度。取磁场强度为３　ｎＴ，可以琳得喷流中电子的　洛仑兹因子约为１×１０　。进行同步加速辐射的高能电子的半寿命为　５．１×１０８　／　可得ｔ】／２约为１００　ａ。显见电子寿命远小于Ｗ５０的年龄（约１０　ａ），因此可以肯定在Ｗ５０中具有　持续的电子注入，这就要求ＳＳ４３３具有长期持续的物质抛射［２４＿。喷流中高能电子的能量仅有小　部分以ｘ射线的形式释放出去，大部分仍以动能的形式存在［１，２４，２５，３１】，所以喷流引起的动能和　物质损失率更加惊人。Ｂｅｇｅｌｍａｎ等人（１９８０）［３２］曾建立过喷流的模型，他们指出要达到观测到　的谱线的流量，喷流的物质损失率应当超过１０＿。Ｍｏ・ａ＿。。Ｋｏｔａｎｉ等人（１９９６）［１４Ｊ通过ＡＳＣＡ的　观测得到了喷流物质损失率的下限为１０＿。。Ｍｅ・ａ＿。。Ｓａｉｌ—Ｈａｒｂ和Ｏｇｅｌｍａｎ（１９９７）［２４　Ｊ假定Ｗ５０　仅仅是由ＳＳ４３３的喷流与周围星际介质的相互作用产生的，而且Ｗ５０在ｘ射线波段的辐射是　热的（根据ＲＯＳＡＴ和ＡＳＣＡ的数据），由此他们估算出激波波前的速度，并推算出喷流的动能　和物质损失率，他们估算的喷流物质损失率约为１０－６—１０＿。Ｍｏ・ａ＿。。Ｍａｒｓｈａｌｌ等人（２００２）［３３Ｊ　通过Ｃｈａｎｄｒａ的ｘ射线的光谱观测得到喷流的物质损失率约为１．５×１０＿。Ｍｏ・ａ＿。。Ｋｉｎｇ等　维普资讯 http://www.cqvip.com

４８　天文学进展　２５卷　人（２０００）［。　】通过双星演化理论估算ＳＳ４３３总的物质损失率为７×１０—６　４×１０一　．＆－－１，　超过了大部分作者仅由观测估算得到的喷流的物质损失率。因此，虽然喷流具有很高的动能，　是ＳＳ４３３和Ｗ５０的重要能源，但喷流的物质损失率在ＳＳ４３３总的物质损失率中所占的比例可　能并不是最大。　目前已有不少的证据表明，在喷流中　很可能包含团块物质（见图１）。有关文献　和使用的观测资料有：ＶＬＢＩ　４　９９０　ＭＨｚ的　观测［２７】；ＶＬＢＡ　１．６，４．９９　ＧＨｚ的观测［３５】；　ＶＬＢＡ和ＶＬＡ　１．６，５，１５　ＧＨｚ的观测Ｌ３６Ｊ；　光学观测［３７】。这种团块物质是否完全是　喷流本身或者是在较靠外的区域中由其他　ｆ　＜　机制产生，目前还不明朗。从ＶＬＢＩ观测　瓣　（４　９９０　ＭＨｚ）来看，喷流中的这种团块很　接　窭　可能是与ＳＳ４３３射电耀联系在一起的，尺　度大约为１００　ＡＵ（约１０　ｃｍ）［２７】，已经远　远超过了喷流准直的尺度。也就是说，这　种团块虽然可能是在喷流内区产生的，但　也完全有可能在更大的不受喷流直接控制　的尺度上产生。不同团块之间的间隔约为　１０　ｄ（如图１中的Ｂ和Ｄ），但是否具有准　周期性还不清楚。　Ｖｅｒｍｅｕｌｅｎ等人（１９９３）［０７Ｊ的工作中假　相对赤经／Ｉ　定了团块和喷流具有相同的速度。图１中　图１　ＶＬＢＩ观测（４　９９０　ＭＨｚ）的　的实线就是由运动模型算出的喷流的轨　ＳＳ４３３的团块状物质抛射【２７］　迹，应该说它与观测到的团块状物质抛射　轨迹符合得相当好，前提是这样尺度（１０　１０　ｃｍ）喷流的速度仍然是由光学发射　线测得的速度（约０．２６ｃ）。他们假定由光学谱线观测得到的喷流速度为团块速度，由观测　到的团块运动时间就能得到团块运动的线距离，再由观测到的角距离估算出ＳＳ４３３的距　离为（４．８５￣０．２）ｋｐｃ，与Ｂｌｕｎｄｅｌｌ和Ｂｏｗｌｅｒ（２００４）［２６ｊ给出的结果（５．５土０．２）ｋｐｃ较接近。　Ｖｅｒｍｅｕｌｅｎ等人（１９９３）［２７】的观测结果还显示出在ＳＳ４３３的喷流中至少存在一个大约　位于距核心２５０　ＡＵ处的所谓亮化区（还有一个距核心约３０　ＡＵ的亮化区不是很确定），　团块在此区域明显增亮，在此区域的外面迅速变暗直至团块消失。他们认为这是在距核　心２５０　Ａｕ以外存在一个尚未被大质量子星星风填满的区域，团块在这一区域迅速绝热　膨胀导致团块变暗直至最终消失。　从光谱的分析可知，在光学波段团块的数量和出现的频率都要远远高于射电波段，　大约每一侧的喷流每隔０．６　ｄ就会产生一个团块［３７】。在更小的尺度上也观测到了团块物　质存在的证据。Ｃｈａｋｒａｂａｒｔｉ等人（２００２，２００５）［３８，３９】认为ｘ射线的短时标光变（１００　Ｓ的量　级）是由团块产生的，如果真是这样，那么团块产生的频率还要高得多。Ｃｈａｋｒａｂａｒｔｉ等人　（２００５）［００】在最近进行的针对ＳＳ４３３的多波段观测中，在射电（１．２８０　ＧＨｚ和６１０　ＭＨｚ）、红　维普资讯 http://www.cqvip.com

１期　李江涛，　ＳＳ４３３研究的新进展　４９　外、光学、ｘ射线波段都观测到了大约几分钟量级的光变。他们认为这种光变是由于有　团块物质在喷流中传播引起的。由于中心的能源区不断放出团块状物质，因此在各个波段　（对应于喷流的不同尺度）具有大致相同的光变时标［３９Ｊ。他们由红外和射电波段的时间延　迟求出射电喷流的尺度与别人得到的结果也很接近［２７］。Ｃｈａｋｒａｂａｒｔｉ等人（２ｏｏ５）［。。］认为　这种尺度的团块物质是由于径（平）流中的激波震荡产生的。如果他们的观点是正确的，那　么值得关注的问题是上面提到的相对大尺度的团块（约１００　ＡＵ量级）到底是由这种小尺度　的团块（除射电波段外，约小于０．１　ＡＵ）在更大的尺度上膨胀形成，还是与小尺度的团块　具有不同的起源。　Ｃｈａｋｒａｂａｒｔｉ等人（２ｏｏ５）［　０］观测到的射电微耀的能量比ｘ射线团块的能量约小２个量　级，这说明产生于ｘ射线波段的团块在１　２　ｄ的传播过程中已经耗散掉大部分能量［４０］。　ＳＳ４３３是目前唯一直接观测到重子物质喷流的河内源。在光学和红外波段观测到了　Ｈ、Ｈｅ等元素的发射线以及Ｃａ、Ｆｅ、Ｏ的低电离发射线［６，９，４１］；在ｘ射线波段则观　测到了Ｆｅ、Ｓｉ、Ｓ、Ｎｉ、Ｍｇ、Ｃａ、Ａｒ等元素的高电离发射线［１３，１４，３３，４２，４３］。Ｎａｍｉｋｉ　等人（２００３）［　］还观测到ＳＳ４３３上述的Ｓｉ、Ｓ线通常出现在较软的波段，而Ｆｅ、Ｎｉ线通　常出现在较硬的波段。这有可能说明Ｓｉ、Ｓ线的产生区域在Ｆｅ、Ｎｉ线的外面。另外，　由ｘ射线光谱观测还发现Ｆｅ元素的丰度远远超过了宇宙学丰度［４４，４５］。　Ｎａｍｉｋｉ等人（２００３）［　］在ｘ射线波段观测到ｓｉ、ｓ线的宽度明显小于Ｆｅ、Ｎｉ线的　宽度。他们假定这些谱线的展宽主要是由喷流的宏观多普勒致宽引起的，由此得到了　喷流的张角，对于Ｆｅ线约为２。．１，对于ｓｉ线约为０。．８。并得到Ｓｉ线产生的区域在大　于１０　ａｍ（约０．１　ＡＵ）的尺度上，喷流仍是准直的（张角约０。．８）。这样的尺度已经超过　了由厚盘的漏斗形结构造成的几何准直的尺度，与吸积盘形状有关的尺度应该远小于　致密星的洛希瓣半径，约为０．１　ＡＵ的量级，看来最有可能的准直机制应该是磁场。考　虑到黑洞不具有偶极磁场，他们认为很可能意味着ＳＳ４３３中的致密星是中子星。另外，　Ｂｒｉｎｋｍａｎｎ等人（１９８８）［２９］在考虑喷流的加速机制时，也提到磁场应该是最可能的机制，　如果ＳＳ４３３中的致密星是黑洞，那么就必须解释为什么磁场会在喷流准直和加速中起着　重要作用。　另外，喷流速度通常是通过光学发射线的周期性红移和蓝移来测定，测定的结果是　比较准确的。近来有证据表明，ｘ射线波段的喷流具有更大的速度［１３，３３］。由于ｘ射线　波段的辐射产生于更加靠近致密星的区域，因此这样的观测结果意味着随着离致密星距　离的增加，喷流有可能存在减速。　Ｅｉｋｅｎｂｅｒｒｙ等人（２００１）［　］利用２０年的长期观测数据得到喷流的速度可能存在变化　（这也可能是喷流的进动相与运动模型有偏离造成的）。他们给出的解释是吸积流的变化　导致喷流发射区半径的变化，因而导致喷流速度的变化。　２．２．２　星风　Ｆｉｌｉｐｐｅｎｋｏ等人（１９８８）［０］在观测ＳＳ４３３光学和红外波段谱线的双峰结构时，发现了在　蓝端峰上可能存在的Ｐ　Ｃｙｇ型谱线，Ｇｉｅｓ等人（２００２）［。］在光学波段也观测到了Ｐ　Ｃｙｇ型　谱线，这很可能是星风存在的证据。　Ｆｕｃｈｓ等人（２００４）［１ｏ］通过对红外光谱的拟合得到伴星星风物质损失率为（１．４３　２．１９）×　１０＿。。Ｍｏ．ａ＿。。考虑了星风的不均匀性的修正后，这一值降低为（４．７　７．３）×１０＿。Ｍｏ．ａ＿。，　维普资讯 http://www.cqvip.com

天文学进展　２５卷　但仍然高于近期由Ｃｈａｎｄｒａ和ＡＳＣＡ观测估算的喷流的物质损失率［１４，３３］。这说明伴星通　过星风直接损失的物质很有可能已经超过了喷流的物质损失率。　２．２．３　盘风　ＳＳ４３３的另一种物质损失的形式是盘风。吸积盘蒸发产生盘风是容易接受的，但困难在于　很难从观测上来区分星风和盘风。星风与喷流在方向性（星风是各向同性的，喷流是准直的）、　周期性（喷流的周期主要是进动周期，星风如果存在周期性，应与轨道周期相关）、速度上（喷　流是相对论性的，星风是非相对论性的）都有明显的区别，但星风与盘风在观测上很难区分。　Ｇｉｅｓ等人（２００２）［０］在ＳＳ４３３的光学光谱中发现了两端线翼中几乎以恒定加速度移动　的成分（蓝端线翼中的成分加速度约为一３０　ｋｍ．Ｓ＿。・ｄ＿。，其最大速度达到一５３９　ｋｍ／ｓ，　红端线翼中的成分加速度约为９２　ｋｍ．Ｓ＿。・ｄ＿。，其最大速度达到１　２３４　ｋｍ／ｓ），他们把　这种成分解释为盘风中的团块。应当注意，这种团块与上面提到的喷流中的团块是不同　的，喷流中的团块的速度与喷流的速度相近，而盘风中的团块的速度约为１　０００　ｋｍ／ｓ的　量级。由于星风和盘风在观测上很难区分，这里的团块也有可能是存在于星风中。　盘风的辐射存在不同时间尺度的光变。Ｇｉｅｓ等人（２００２）［。】提出长期的光变（数星期　量级）可能是由于盘风本身结构的变化引起的，星风和盘风相撞产生的弓激波和伴星的　轨道运动都有可能影响到盘风的结构；较短的时间尺度（天的量级）上的光变可能是由于　盘风中的团块或激波引起的。　Ｇｉｅｓ等人（２００２）［。］提出距离吸积盘较近的致密盘风将对连续谱的辐射有贡献，而较　大尺度上的稀薄盘风将产生Ｈ、Ｈｅ、Ｎａ等元素的稳定发射线。盘风包含２种成分：与盘　面垂直的快速风，对应于稳定发射线的线翼（高速、光变剧烈）；与盘面平行的慢速风，对　应于稳定发射线的线心（低速、光变较慢），这对于解释稳定发射线的谱形是很成功的。　２．２．４　轨道平面方向的物质外流　与双星轨道平面方向平行的物质外流（简称轨道平面方向的物质外流）已经被越来越　多的观测所证实。Ｂｌｕｎｄｅｌｌ等人（２００１）［３５］通过ＶＬＢＡ观测（４．９９　ＧＨｚ）直接看到了轨道平　向的物质外流。图２是他们得到的图像之一，图中南北方向延展的辐射即为轨道平面方　０　１９：１１：４９．５７２　４９．５７０　４９．５６８　４９．５６６　４９．５６４　４９．５６２　４９．５６０　赤经　图２　ＳＳ４３３的ＶＬＢＡ　４．９９ＧＨｚ图像［。。］　维普资讯 http://www.cqvip.com

１期　李江涛：　ＳＳ４３３研究的新进展　５１　向的物质外流，而东西方向上细长的结构即为喷流的辐射。他们假定观测到的射电辐射　是由轫致辐射产生的，在设定轨道平面方向物质外流的速度和张角以及ＳＳ４３３距离的情　况下，通过观测到的射电流量推算出物质损失率为１０＿。。Ｍｏ・ａ＿。。更为有趣的是，如果　自超新星爆发后就存在这种外流，按照他们给出的年龄和设定的轨道平面方向物质外流　的速度，这种外流现在正好到达Ｗ５０的南北边界。另外，与图１类似，图２中也存在沿　喷流方向的团块状物质抛射。　Ｐａｒａｇｉ等人（１９９９）［３６］通过ＶＬＢＡ和ＶＬＡ１．６　ＧＨｚ、５　ＧＨｚ、１５　ＧＨｚ的观测也得到了　与图２类似的图像，他们认为这种轨道平面方向的物质外流可能是通过双星系统中的第　２拉格朗日点进行的，不过目前还没有关于轨道平面方向物质外流的具体的理论解释。　在ＳＳ４３３中很可能还存在一个延展的盘，其尺度远大于束缚吸积盘，甚至可以达到双　星的轨道，并最终转化为轨道平面方向的散落盘【ｌ４．（见图３）。Ｋｏｔａｎｉ等人（１９９６）　假定　ＳＳ４３３红移方向的喷流的ｘ射线消光主要是由该延展盘造成的，且通过延展盘的物质抛射　速度与双星轨道速度同量级，估算得到延展盘造成的物质损失率约为１０　一１０一　＾１，０－ａ＿。，　Ｆａｂｒｉｋａ（１９９３）［　。】设定了盘的张角和沿散落盘方向物质抛射的速度，并且考虑了密度随半　径的变化，估算出沿散落盘方向的物质损失率约为１０＿。。Ｍｏ・ａ＿。，这与Ｂｌｕｎｄｅｌｌ等人　（２００１）［ａ５】的结果是一致的，可见，轨道平面方向的物质外流主要是沿散落盘方向进行的。　图３　束缚吸积盘、延展盘、散落盘的示意图ｆＨ】　Ｄｏｌａｎ等人（１９９７）［０】观测到ＳＳ４３３在ｕＶ和ｕ波段的偏振的位置角与Ｉ—Ｂ波段的有明　显的不同。他们观测到的偏振是由与喷流大体垂直的方向上的物质产生的，因此这种位置　角的差别很可能意味着盘存在扭曲，这与Ｋｏｔａｎｉ等人（１９９６）［Ｍ】给出的盘的图像是一致的。　综上所述，ＳＳ４３３的物质损失可能主要包括以下几种方式：喷流、伴星星风、吸积　盘盘风、轨道平面方向的物质外流，盘风可能还包括与盘垂直和平行２个方向的盘风。　在各种物质损失方式中，都有可能存在团块状物质抛射的贡献。喷流的物质损失可能仅　占很小的一部分，但由于喷流速度很大，因此其动能具有重要的地位。　２．３　ＳＳ４３３的时变　时变中最为明显的无疑是与３种周期性运动相关的光变：喷流的进动、双星的轨道　运动和轨道面的章动。这３种时变的参数已经测得较为精确，在２．１节中已有讨论，这里　不再赘述。我们将集中讨论另外几种时变。　Ｒｅｖｎｉｖｔｓｅｖ等人（２００５）［　】得到ＳＳ４３３的光变时标与光变强度的关系（傅里叶功率谱，可　参见其文中图（６））。他们认为ＳＳ４３３大部分的光变来源于盘，幂率谱的低频截止是由吸积盘的　粘滞耗散时标决定的，高频截止是由相应波段辐射区的尺度决定的。由于光学波段主要的辐射　维普资讯 http://www.cqvip.com

５２　天文学进展　２５卷　区是吸积盘，而ｘ射线波段主要的辐射区是吸积盘内区和ｘ射线喷流，光学和ｘ射线波段具　有相近的高频截止表明吸积盘和ｘ射线喷流具有相近的尺度，这与他人的结论是一致的［２９］。　２．３．１　Ｘ射线波段的短时标光变　ＲＸＴＥ观测到ｘ射线波段的时标约１００　Ｓ量级的光变［４８］。Ｓａｉｌ—Ｈａｒｂ和Ｋｏｔａｎｉ（２００２）［４８】　认为这种短时标光变是由于中子星临界吸积的不稳定性造成的，因此双星中的伴星很有　可能是一颗中子星。Ｎａｎｄｉ等人（２００５）［４３］则认为这种光变是由于ｘ射线辐射经过伴星大　气时，由于伴星大气的不稳定性或者星风的扰动造成的，他们还观测到了这种短时标光　变随轨道相的变化，但实际上，这种变化并不很明显。值得注意的是，这种光变的时标与　Ｃｈａｋｒａｂａｒｔｉ等人（２００５）［３９】观测到的喷流中的短时标光变的时间尺度很接近。如果上述两　种光变是同一种类型的光变，那么也不排除光变是由于团块物质引起的。　２．３．２　超喷流速度的能流　Ｍｉｇｌｉａｒｉ等人（２００５）［１２］通过Ｃｈａｎｄｒａ的数据在ｘ射线波段发现了ＳＳ４３３的几种光变。　长期光变从图４中可以直接看出来，注意除图４（ａ）、４（ｄ）外，其他的几幅图的进动相大　体一致，因此可以基本排除进动相的影响。　‘　曰　囝　图４　Ｃｈａｎｄｒａ观测的ＳＳ４３３的ｘ射线像【　图４是Ｍｉｇｌｉａｒｉ等人（２００５）［１２】指出的ＳＳ４３３在天的量级上的光变，他们对图中的２个　圆的区域分别计算流量，发现它们的流量都有明显的变化，并且相互之间存在延迟。图　５中的３幅图间隔的时间分别为２　ｄ，通过这些观测就得到在天的量级上的光变。如果　认为２个圆形区域之间存在物理联系，那么由２个区域间光变的延迟得到能流的速度为　０．５ｃ一０．６ｃ，超过了喷流的速度。虽然Ｍｉｇｌｉａｒｉ等人的数据点太少（只有３个），难以确认能　流的速度，但是超喷流速度的能流是有可能存在的，在Ｓｃｏ　Ｘ一１和Ｃｉｒ　Ｘ一１中就观测到了　类似的现象［４９－－５１】，而且ＳＳ４３３很有可能就是一个与Ｃｉｒ　Ｘ一１非常类似的源－４ｌＪ。－Ｍｉｇｌｉａｒｉ　等人［１２］认为喷流中可能存在波列，Ａ、Ｂ这２个区域在ｘ射线波段的增亮可能是由波　列中的不同部分造成的，不存在直接的物理联系，这似乎与上面提到的团块状物质抛射　相一致，但还需要进一步的观测检验。关于这种能流的机制，目前还没有令人满意的解　释，如果在今后的观测中，能够证实ＳＳ４３３中确实存在这种超喷流速度能流，那将是非　常吸引人的。　维普资讯 http://www.cqvip.com

ｌ期　李江涛ｚ　ＳＳ４３３研究的新进展　５３　５９　量　０４。５８　５９　墨　５９　坚　乔　经　图５　ＳＳ４３３在Ｘ射线波段天的量级的光变［１２］　２．３．３　第二次食和附加食　Ｇｉｅｓ等人（２ｏｏ２）Ｅ０］通过ＲＸＴＥ／ＡＳＭ以及Ｙｕａｎ等人（１９９５）［４５］通过Ｇｉｎｇａ观测到在　ＳＳ４３３食的过程中出现第二次食。Ｃｈｅｒｅｐａｓｈｃｈｕｋ等人（２００５）Ｌ３＿通过ＩＮＴＥＧＲＡＬ观测到在　硬ｘ射线食过程中，光变曲线并不完全对称，在曲线上升阶段具有复杂的结构，这与前　人观测到的第二次食的现象是一致的。Ｇｉｅｓ等人（２ｏｏ２）Ｅ。］还观测到了附加食现象。第二　次食是由于伴星运动时对ｘ射线不透明的气体拖曳而形成的，这种现象可能会对采用食　的方法确定伴星体积带来一定的误差。附加食是由于星风和盘风碰撞形成了位于２子星　之间附加的对ｘ射线源的遮挡造成的，这正是盘风存在的有力证据。　总之，ＳＳ４３３的时变尤其是ｘ射线波段的时变，对于研究ＳＳ４３３核心区的性质是非　常重要的。在观测设备还不能够分辨ＳＳ４３３的核心区的情况下，这可能是研究ＳＳ４３３核　维普资讯 http://www.cqvip.com

天文学进展　２５卷　心区唯一的方法。　２．４　ＳＳ４３３喷流的结构　６●　图６给出了ＳＳ４３３喷流的结构示意图（取ＳＳ４３３的距离为５　ｋｐｃ），坐标轴上的数字是以对　数形式给出的、以厘米为单位的距ＳＳ４３３中心的距离，图中标出了ＳＳ４３３中的一些特征尺度。为　了比较，同时标出了光秒、光天、太阳半径、天文单位、秒差距以及弧角秒所对应的距离单位。　７　８　９　ｌｇ【，／ｃｍ）　１Ｏ　ｌ　堕煎ｌ　Ｉｌ　Ｉ　Ｘ—ｒａｙ瓣　１９　Ｘ—ｒａｙ　ＩＩ喷流　　２０ｋｅＹ　致　密　星　半　径　喷　流　底　部　坐　Ｊ　１０Ｓ　１太阳　半径　１光秒　径　区　图６　ＳＳ４３３结构示意图［２９１　当喷流的尺度小于１０　ｃｍ时，Ｂｒｉｎｋｍａｎｎ等人（１９８８）［。。】给出的膨胀冷却喷流模型的基　＂∞　ｎ　卜二　本框架或设想与观测是大体相符的。在这一模型中，当喷流的尺度小于２×１０¨ｃｍ时，喷流主　要在ｘ射线波段辐射，之后在更大的尺度中通过热演化、冷却以及重加热产生多波段的观测特　●　ｆ　一一耐　●　征。近期观测已经表明，当喷流的尺度达到４×１０Ｍ　ｃｍ时，就可以观测到具有周期性位移的光　学发射线［　。之后，喷流会经历一个重加热过程，当尺度达到１０＂ｃｍ时，重新产生ｘ射线辐　射［５２］。目前对于重加热的具体机制还不清楚，重加热的能源很可能来自喷流的动能。尺度超　过１０ｌ８　ｃｍ（约１０”）时，就可以看到Ｃｈａｎｄｒａ观测到的ｘ射线瓣（见图４）。　最关键的问题在１０　１０　ｃｍ的范围。在该范围，辐射主要来自于吸积盘，伴星和ＳＳ４３３　周围的尘埃区［６，７，１０】。Ｄｏｌａｎ等人（１９９７）［。】用红化的黑体辐射模型来拟合ＳＳ４３３的光学和紫　外光谱，得到的黑体半径与吸积盘半径相当。如果模型中的黑体辐射来自于吸积盘，则说明在　光学、紫外波段，吸积盘是最主要的辐射源，伴星的辐射主要表现为一些吸收线。由于这一范　围本身具有复杂的结构，其不确定性比较大，在这一范围还可能存在着较强的红外辐射，形成　个红外区［１０，３９】。Ｂｒｉｎｋｍａｎｎ等人（１９８８）［００】在讨论膨胀冷却的喷流模型时就讨论了这一范　一围的有关情况，认为重加热区域大约是在１０　１０Ｍ　ｃｍ，并提出重加热可能有３种方式：　１）来自喷流底部高频辐射的光致电离，这需要较大的辐射流量；　２）．来自喷流中速度扰动产生的激波耗散，这需要较大的喷流动能；　３）来自喷流与周围物质的相互作用。　他们倾向于第３种方式。这似乎不仅仅是猜想，在大约３０　ＡＵ处，在射电波段存在一个亮　维普资讯 http://www.cqvip.com

１期　李江涛：　ＳＳ４３３研究的新进展　５５　化区［２７］；在红外波段，很可能存在温度约为１５０　Ｋ的尘埃区［１０］，而Ｐａｒａｇｉ等人（１９９９）［。。］则　提出在这一尺度上可能会有一个盘状吸收区。在Ｖｅｒｍｅｕｌｅｎ等人（１９９３）【３７．观测到的团块的光　变曲线中，如果假定团块和喷流具有相同的速度，那么当团块增亮到最亮时，所到达的区域对　应的尺度也正好是这一亮化区的尺度，而团块在产生后首先增亮，然后再衰减，且衰减曲线明　显包含两段，这似乎都证实了在约３０　ＡＵ处确实存在这样一个亮化区。虽然这几种结论都不很　确定，但这一范围还是值得进一步深入研究的。　另外一个较为重要的区域是在１０　一１０　ｃｍ的范围。这里应该是主要的重加热区域，　但已经超过了目前ＶＬＢＩ已观测的视场。团块在这一范围由于急剧的膨胀冷却可能已经消失。　这一尺度恰好处于ＶＬＢＩ和高分辨率的ｘ射线观测已观测到的范围的中间区域，虽然在超过　１０ｌ７　ｃｍ的尺度上，　Ｃｈａｎｄｒａ的ｘ射线观测已经可以分辨，但仍然难以直接研究重加热的过　程，目前还没有与之相关的比较有价值的结果。由于该范围是ＳＳ４３３与周围物质相互作用的关　键区域，是重加热的主要区域，对于研究ＳＳ４３３是非常重要的。　第３个值得关注的区域是１０ｌ０　ｃｍ以内的范围。由于尺度已经小于１光秒，即使是通过ｘ　射线快速光变来研究也十分困难。目前观测到的最小时标的ｘ射线光变是在１００　Ｓ的量级［２８］，　这一区域应是喷流产生的范围，是ＳＳ４３３主要的能源区，无疑是非常吸引人眼球的，可惜目前　还没有好的观测方法。　３　总结和展望　自从观测到ＳＳ４３３周期性移动的光学谱线以来，到现在已经有将近３０年的时间，在此期　间，随着天文观测技术飞速发展，人们在ＳＳ４３３的研究方面取得了很多有价值的成果。但是，　至今对这一系统的许多基本性质和参数还存在极大的争议，这也显示了该系统所包含的丰富内　容和重要的研究价值。　上面已经介绍了ＳＳ４３３最近的一些研究热点，针对这些研究热点，将来对ＳＳ４３３的研究应　当主要包括以下几方面：　１）物质抛射的研究重点应当放在团块状物质抛射上。长期的（大约几个月）ＶＬＢＩ的连续观　测是非常必要的，这对于研究团块是否具有周期性、团块的产生、喷流是否存在减速都具有重　要的意义。当然通过观测还可以得到轨道平面方向物质外流的资料。　２）研究时变主要在ｘ射线波段。无论是短时标光变，超喷流速度能流，还是第二次食和附　加食，都需要通过进一步观测来确认。要想得到比较确切的结果，就需要连续的观测。此外，　对短时标光变和超喷流速度能流的理论解释也是非常值得关注的。　．　３）研究ＳＳ４３３喷流的结构最有意义的地方是１０　一１０　ｃｍ和１０ｌ６—１０　ｃｍ这２个与　重加热相关联的区域。ＳＳ４３３中的重加热现象是研究喷流与周围物质相互作用难得的样本，值　得进一步研究，不过由于重加热区域的复杂性，进行观测和理论解释都比较困难　目前最好的　观测手段是利用ＶＬＢＩ，不过需要更长的扫描时间来观测和研究更大尺度内的结构。　总之，　ＳＳ４３３／Ｗ５０系统是离我们较近的少数微类星体之一，是至今唯一观测到重子喷流　并在多波段有丰富观测资料的微类星体，是研究吸积、高速喷流、致密星、抛射物质与周围星　际介质相互作用的不可多得的样本，对它的进一步研究能给天体物理学的许多领域带来新的机　遇、挑战和成果。　维普资讯 http://www.cqvip.com

５６　天文学进展　２５卷　致谢　感谢汪珍如教授的指导和建议以及与作者进行的有益讨论，也感谢审稿人为本文的完善　…　㈦　㈣　㈦　㈦　㈣　付出的努力。　参考文献：　Ｒｅｖｎｉｖｔｓｅｖ　Ｍ，Ｂｕｒｅｎｉｎ　Ｒ，Ｆａｂｒｉｋａ　Ｓ，ｅｔ　ａ１．Ａ＆Ａ，２００４，４２４：Ｌ５．　Ｄｏｌａｎ　Ｊ　Ｆ，Ｂｏｙｄ　Ｐ　Ｔ，Ｆａｂｒｉｋａ　Ｓ，ｅｔ　ａ１．Ａ＆Ａ，１９９７，３２７：６４８．　，Ｃｈｅｒｅｐａｓｈｃｈｕｋ　Ａ　Ｍ，Ｓｕｎｙａｅｖ　Ｒ　Ａ，Ｆａｂｒｉｋａ　Ｓ　Ｎ，ｅｔ　ａ１．Ａ＆Ａ２００５，４３７：５６１．　Ｐａｎｆｅｒｏｖ　Ａ　Ａ．Ａ＆Ａ．１９９９．３５１：１５６．　Ｄ’Ｏｄｏｒｉｃｏ　Ｓ，Ｏｏｓｔｅｒｌｏｏ　Ｔ，Ｚｗｉｔｔｅｒ　Ｔ，ｅｔ　ａ１．Ｎａｔｕｒｅ，１９９１，３５３：３２９　．Ｆｉｌｉｐｐｅｎｋ０　Ａ　Ｖ，Ｒｏｍａｎｉ　Ｒ　Ｗ，Ｓａｒｇｅｎｔ　Ｗ　Ｌ，ｅｔ　ａ１．ＡＪ，１９８８，９６：２４２．　Ｈｉｌｌｗｉｇ　Ｔ　Ｃ，Ｇｉｅｓ　Ｄ　Ｒ，Ｈｕａｎｇ　Ｗ，ｅｔ　ａ１．ＡｐＪ，２００４，６１５：４２２．　Ｆａｂｒｉｋａ　Ｓ　Ｎ，Ｂｙｃｈｋｏｖａ　Ｌ　Ｖ．Ａ＆Ａ，１９９０，２４０：Ｌ５．　Ｇｉｅｓ　Ｄ　Ｒ，ＭｃＳｗａｉｎ　Ｍ　Ｖ，Ｒｉｄｄｌｅ　Ｒ　Ｌ，ｅｔ　ａ１．ＡｐＪ，２００２，５６６：１０６９．　Ｆｕｃｈｓ　Ｙ，Ｋｏｃｈ　Ｍｉｒａｍｏｎｄ　Ｌ，Ａｂｒａｈ￣ｍ　Ｐ．Ｍａｓｓｉｖｅ　Ｓｔａｒｓ　ｉｎ　Ｉｎｔｅｒａｃｔｉｎｇ　ＢｉｎａｒｉｅｓＱｕｅｂｅｃ：Ｌａｃ　Ｓａｃａｃｏｍｉｅ　．２００４：１６．　Ａｂｅｌｌ　Ｇ　Ｏ，Ｍａｒｇｏｎ　Ｂ．Ｎａｔｕｒｅ，１９７９，２７９：７０１．　Ｍｉｇｌｉａｒｉ　Ｓ，Ｆｅｎｄｅｒ　Ｒ　Ｐ，Ｂｌｕｎｄｅｌｌ　Ｋ　Ｍ，ｅｔ　ａ１．ＭＮＲＡＳ，２００５，３５８：８６０．　Ｋｏｔａｎｉ　Ｔ，Ｋａｗａｉ　Ｎ，Ａｏｋｉ　Ｔ，ｅｔ　ａ１．ＰＡＳＪ，１９９４，４６：Ｌ１４７．　Ｋｏｔａｎｉ　Ｔ，Ｋａｗａｉ　Ｎ，Ｍａｔｓｕｏｋａ　Ｍ，ｅｔ　ａ１．ＰＡＳＪ，１９９６，４８：６１９．　Ｄｕｂｎｅｒ　Ｇ　Ｍ，Ｈｏｌｄａｗａｙ　Ｍ，ＧＯＳＳ　Ｗ　Ｍ．ＡＪ，１９９８，１１６：１８４２．　Ｙａｍａｍｏｔｏ　Ｆ，Ｈａｓｅｇａｗａ　Ｔ，Ｍｏｒｉｎｏ　Ｊ，ｅｔ　ａ１．Ｐｒｏｃ．ｓｆ，１９９９，９９：１１０．　Ｖａｎ　ｄｅｎ　Ｂｅｒｇｈ　Ｓ．ＡｐＪ，１９８０，２３６：Ｌ２３．　Ｂａｎｄ　Ｄ　Ｌ．ＰＡＳ　１９８７．９９：１２６９．　Ｗａｎｇ　Ｚ　Ｒ，ＭｃＣｒａｙ　Ｒ，Ｃｈｅｎ　Ｙ，ｅｔ　ａ１．Ａ＆Ａ，１９９０，２４０：９８．　Ｆｕｃｈｓ　Ｙ，Ｍｉｒａｂｅ１　Ｉ　Ｆ，Ｏｇｌｅｙ　Ｒ　Ｎ．Ａｐ＆ＳＳ，２００１，２７６：９９．　Ｆｕｃｈｓ　Ｙ．Ｓｅｒｅａｉｎｅ　ｄｅ　ｌ，Ａｓｔｒｏｐｈｙｓｉｑｕｅ　Ｆｒａｎｃａｉｓｅ．Ｆｒａｎｃｅ：ＥｄＰ—Ｓｃｉｅｎｃｅｓ．２００１：３５７．　Ｆｕｃｈｓ　Ｙ．Ｔｈｅ　Ｇａｒｏｍａ－Ｒａｙ　Ｕｎｉｖｅｒｓｅ．Ｆｒａｎｃｅ：Ｌｅｓ　Ａｒｃｓ。Ｓａｖｏｉｅ，２００２：１２．　Ｍｏｌｄｏｗａｎ　Ａ，Ｓ　一Ｈａｒｂ　Ｓ，Ｆｕｃｈｓ　Ｙ．Ａｄｖａｎｃｅｓ　ｉｎ　Ｓｐａｃｅ　Ｒｅｓｅａｒｃｈ，２００５，３５：１０６２．　Ｓａｉｌ—Ｈａｒｂ　Ｓ，Ｏｇｅｌｍａｎ　Ｈ．ＡｐＪ，１９９７，４８３：８６８．　Ｂｒｉｎｋｍａｎｎ　Ｗ。Ａｓｃｈｅｎｂａｃｈ　Ｂ，Ｋａｗａｉ　Ｎ．Ａ＆Ａ，１９９６，３１２：３０６．　Ｂｌｕｎｄｅｌｌ　Ｋ　Ｍ，Ｂｏｗｌｅｒ　Ｍ　Ｇ．ＡｐＪ，２００４，６１６：Ｌ１５９．　Ｖｅｒｍｅｕｌｅｎ　Ｒ　Ｃ，Ｓｃｈｉｌｉｚｚｉ　Ｒ　Ｔ，Ｓｐｅｎｃｅｒ　Ｒ　Ｅ，ｅｔ　ａ１．Ａ＆Ａ，１９９３，２７０：１７７．　Ｅｉｋｅｎｂｅｒｒｙ　Ｓ　Ｓ，Ｃａｍｅｒｏｎ　Ｐ　Ｂ，Ｆｉｅｒｃｅ　Ｂ　Ｗ，ｅｔ　ａ１．ＡｐＪ，２００１　５６１：１０２７．　Ｂｒｉｎｋｍａｎｎ　Ｗ，Ｆｉｎｋ　Ｈ　Ｈ，Ｍａｓｓａｇｌｉａ　Ｓ，ｅｔ　ａ１．Ａ＆Ａ，１９８８，１９６：３１３．　尤峻汉．天体物理中的辐射机制（第二版）．北京：科学出版社，１９９８：１８３．　Ｓａｉｌ—Ｈａｒｂ　Ｓ，Ｐｅｔｒｅ　Ｒ．ＡｐＪ，１９９９，５１２：７８４．　Ｂｅｇｅｌｍａｎ　Ｍ　Ｃ，Ｓａｒａｚｉｎ　Ｃ　Ｌ，Ｈａｔｃｈｅｔｔ　Ｓ　Ｐ，ｅｔ　ａ１．ＡｐＪ，１９８０，２３８：７２２．　Ｍａｒｓｈａｌｌ　Ｈ　Ｌ，Ｃａｎｉｚａｒｅｓ　Ｃ　Ｒ，Ｓｃｈｕｌｚ　Ｎ　Ｓ．ＡｐＪ，２００２，５６４：９４１．　Ｋｉｎｇ　Ａ　Ｒ，Ｔａａｍ　Ｒ　Ｅ，Ｂｅｇｅｌｍａｎ　Ｍ　Ｃ．ＡｐＪ，２０００，５３０：Ｌ２５．　Ｂｌｕｎｄｅｌｌ　Ｋ　Ｍ，Ｍｉｏｄｕｓｚｅｗｓｋｉ　Ａ　Ｊ，Ｍｕｘｌｏｗ　Ｔ　Ｗ　Ｂ，ｅｔ　ａ１．ＡｐＪ，２００１，５６２：Ｌ７９．　Ｐａｒａｇｉ　Ｚ，Ｖｅｒｍｅｕｌｅｎ　Ｒ　Ｃ，Ｆｅｊｅｓ　Ｉ，ｅｔ　ａ１．Ａ＆Ａ．１９９９．３４８：９１０．　Ｖｅｒｍｅｕｌｅｎ　Ｒ　Ｃ，Ｍｕｒｄｉｎ　Ｐ　Ｇ。ｖａｎ　ｄｅｎ　Ｈｅｕｖｅｌ　Ｅ　Ｐ　Ｊ，ｅｔ　ａ１．Ａ＆Ａ，１９９３，２７０：２０４．　Ｃｈａｋｒａｂａｒｔｉ　Ｓ　Ｋ，Ｇｏｌｄｏｎｉ　Ｐ，Ｗｉｉｔａ　Ｐ　Ｊ，ｅｔ　ａ１．２００２，ＡｐＪ，５７６：Ｌ４５．　Ｃｈａｋｒａｂａｒｔｉ　Ｓ　Ｋ，Ａｎａｎｄａｒａｏ　Ｂ　Ｇ，Ｐａｌ　Ｓ，ｅｔ　ａ１．ＭＮＲＡＳ，２００５，３６２：９５７．　Ｃｈａｋｒａｂａｒｔｉ　Ｓ　Ｋ，Ｎａｎｄｉ　Ａ，Ｐａｌ　Ｓ，ｅｔ　ａ１．Ｒｕｆｉｎｉｆ　Ｒ　ｅｄ．Ｐｒｏｃ．ｏｆ　１０ｔｈ　Ｍａｒｃｅｌ　Ｇｒｏｓｓｍａｎ　Ｍｅｅｔｉｎｇ．Ｓｉｎｇａｐｏｒｅ：　Ⅵ，０ｒｌｄ　Ｓｃｉｅｎｔｉｉｃ．２００５：９５．ｆ　Ｍａｒｇｏｎ　Ｂ．ＡＲＡ＆Ａ．１９８４．２２：５０７．　Ｎａｍｉｋｉ　Ｍ，Ｋａｗａｉ　Ｎ，Ｋｏｔａｎｉ　Ｔ．ＰＡＳＪ，２００３，５５：１．　Ｎａｎｄｉ　Ａ，Ｃｈａｋｒａｂａｒｔｉ　Ｓ　Ｋ，Ｂｅｌｌｏｎｉ　Ｔ，ｅｔ　ａ１．ＭＮＲＡＳ，２００５，３５９：６２９．　维普资讯 http://www.cqvip.com

李江涛：　ＳＳ４３３研究的新进展　５７　ｎｋｍａｎｎ　Ｗ，Ｋａｗａｉ　Ｎ，Ｍａｔｓｕｏｋａ　Ｍ，ｅｔ　ａ１．Ａ＆Ａ，１９９１，２４１：１１２　［４４１　Ｂｒｉ　Ｎ，Ｂｒｉｎｋｍａｎｎ　Ｗ，ｅｔ　ａＩ．Ａ＆Ａ，１９９５，２９７：４５１．　ｆ４５１　Ｙｕａｎ　Ｗ，Ｋａｗａｉ　Ｉ４６］　Ｆａｂｒｉｋａ　Ｓ　Ｎ．ＭＮＲＡＳ．１９９９．２６１：２４１．ｋａ　Ｓ，Ａｂｏｌｍａｓｏｖ　Ｐ，ｅｔ　ａ１．Ａ＆Ａ，２００６，４４７　５４５．　［４７１　Ｒｅｖｎｉｖｔｓｅｖ　Ｍ，Ｆａｂｒｉｏｆ　ｔｈｅ　４ｔｈ　Ｍｉｃｒｏｑｕａｓａｒ　Ｗｏｒｋｓｈｏｐ．Ｋｏｌ￣ｔａ：　ｉ—Ｈａｒｂ　Ｓ，Ｋｏｔａｎｉ　Ｔ．Ｎｅｗ　ＶＪｅｗｓ　ｏｎ　ＭＩＣＲ０ＱＵＡＳＡＲＳ．Ｐｒｏｃ．　ｆ４８］　Ｓａｆｔｈｅ　Ｃｅｎｔｅｒ　ｆｏｒ　Ｓｐａｃｅ　Ｐｈｙｓｉｃｓ，２００２．　［４９１　ｆ５０１　［５１］　［５２１　Ｆｅｎｄｅｒ　Ｒ、Ⅵ　Ｋ，Ｊｏｈｎｓｔｏｎ　Ｈ，ｅｔ　ａ１．Ｎａｔｕｒｅ．２００４　４２７：２２２．　Ｆｏｍａｌｏｎｔ　Ｅ　Ｂ，Ｇｅｌｄｚａｈｌｅｒ　Ｂ　Ｊ，Ｂｒａｄｓｈａｗ　Ｃ　Ｆ．ＡｐＪ，２００１，５５３：　Ｌ２７　Ｆｏｍａｌｏｎｔ　Ｅ　Ｂ，Ｇｅｌｄｚａｈｌｅｒ　Ｂ　Ｊ，Ｂｒａｄｓｈａｗ　Ｃ　Ｆ．ＡｐＪ，２００１，５５８　２８３　，Ｆｅ　．　．　Ｔｈｅ　Ｎｅｗ　Ｐｒｏｇｒｅｓｓ　ｏｉｌ　ｔｈｅ　Ｒｅｓｅａｒｃｈ　ｏｆ　ＳＳ４３３　ＬＩ　Ｊ　ｉａｎｇ—ｔａｏ　（Ｄｅｐａｒｔｍｅｎｔ　ｏｆ　Ａｓｔｒｏｎｏｍｙ，Ｎａｎｊｉｎｇ　Ｕｎｉｖｅｒｓｉｔｙ，Ｎａｎｊｉｎｇ　２１００９３，Ｃｈｉｎａ）　Ａｂｓｔｒａｃｔ：ＳＳ４３３　ｉｓ　ａ　ｆａｍｏｕｓ　ｈｉｇｈ　ｅｎｅｒｇｙ　ｓｏｕｒｃｅ　ｉｎ　ｏｕｒ　Ｇａｌａｘｙ，Ｗ５０　ｉｓ　ｔｈｅ　ｓｕｐｅｒｎｏｖａ　ｒｅｍｎａｎｔ　ｓｕｒｒｏｕｎｄｉｎｇ　ｉｔ．Ｓｉｎｃｅ　ｔｈｅ　ｅｓｔａｂｌｉｓｈｍｅｎｔ　ｏｆ　ｔｈｅ　ｋｉｎｅｍａｔｉｃａｌ　ｍｏｄｅｌ　ｏｆ　ＳＳ４３３　ｗａｓ　ｓｕｇｇｅｓｔｅｄ　ｉｎ　１９７０，　ｔｈｉｓ　ｓｙｓｔｅｍ　ｈａｓ　ｄｒａｗｎ　ｍｏｒｅ　ａｎｄ　ｍｏｒｅ　ａｔｔｅｎｔｉｏｎ．Ｍｕｌｔｉ—ｂａｎｄ　ｏｂｓｅｒｖａｔｉｏｎｓ　ｈａｖｅ　ｂｅｅｎ　ｃａｒｒｉｅｄ　ｏｕｔ　ａｎｄ　ａ　１ｏｔ　ｏｆ　ｄａｔａ　ｈａｓ　ｂｅｅｎ　ｏｂｔａｉｎｅｄ．Ｂｕｔ　ｕｎｔｉ１　ｎｏｗ．ｔｈｅｒｅ　ａｒｅ　ｓｔｉｌ１　ａ　１ｏｔ　ｏｆ　ｄｅｂａｔｅｓ　ａｂｏｕｔ　ｔｈｅ　ｅｓｓｅｎｔｉａｌ　ｎａｔｕｒｅ　ａｎｄ　ｐａｒａｍｅｔｅｒｓ　ｏｆ　ｔｈｉｓ　ｓｙｓｔｅｍ．Ｆｏｒ　ｅｘａｍｐｌｅ，ｔｈｅ　ｎａｔｕｒｅ　ｏｆ　ｔｈｅ　ｃｏｍｐａｃｔ　ｓｔａｒ，ｔｈｅ　ｔｙｐｅ　ｏｆ　ｔｈｅ　ｍａｓｓ　ｄｏｎｏｒ　ｓｔａｒ，ｔｈｅ　ａｃｃｅｌｅｒａｔｉｏｎ　ａｎｄ　ｃｏｌｌｉｍａｔｉｏｎ　ｏｆ　ｔｈｅ　ｊｅｔ　ａｒｅ　ｎｏｔ　ｑｕｉｔｅ　ｃｅｒｔａｉｎ．　Ｉｎ　ｔｈｉｓ　ａｒｔｉｃｌｅ．ｒｅｃｅｎｔ　ｐｒｏｇｒｅｓｓ　ｏｎ　ｔｈｅ　ｒｅｓｅａｒｃｈ　ｏｆ　ＳＳ４３３　ｉｓ　ｄｅｓｃｒｉｂｅｄ．Ｔｈｅｒｅ　ａｒｅ　ｔｈｒｅｅ　ｍａｉｎ　ｐｅｒｉｏｄｉｃ　ｍｏｔｉｏｎｓ　ｏｆ　ＳＳ４３３，ｔｈｅ　ｐｒｅｃｅｓｓｉｏｎ　ｏｆ　ｔｈｅ　ｒｅｌａｔｉｖｉｓｔｉｃ　ｊｅｔ，ｔｈｅ　ｏｒｂｉｔａｌ　ｍｏｔｉｏｎ　ｏｆ　ｔｈｅ　ｂｉｎａｒｙ　ａｎｄ　ｔｈｅ“ｎｏｄｄｉｎｇ”ｏｆ　ｔｈｅ　ａｃｃｒｅｔｉｏｎ　ｄｉｓｋ．Ｉｎ　ｓｅｃｔｉｏｎ　２．１．ｍｏｒｅ　ｐｒｅｃｉｓｅ　ｐａｒａｍｅｔｅｒｓ　ｏｆ　ｋｉｎｅｍａｔｉｃａ１　ｍｏｄｅｌ　ｆｒｏｍ　ｒｅｃｅｎｔ　ｏｂｓｅｒｖａｔｉｏｎｓ　ａｒｅ　ｇｉｖｅｎ，ａｌｓｏ　ｔｈｅ　ｔｈｅｒｍａｌ　ｅｘｐａｎｄｉｎｇ　ａｎｄ　ｃｏｏｌｉｎｇ　ｍｏｄｅｌ　ｏｆ　ｔｈｅ　ｊｅｔ　ｉｓ　ｉｎｔｒｏｄｕｃｅｄ，ｗｈｉｃｈ　ｉｓ　ｏｆｔｅｎ　ｕｓｅｄ　ｔｏ　ｅｘｐｌａｉｎ　ｔｈｅ　Ｘ—ｒａｙ　ｅｍｉｓｓｉｏｎ　ｆｒｏｍ　ｔｈｅ｛ｅｔ．Ｔｈｅ　ｍａｓｓ　１ＯＳＳ　ｐｒｏｃｅｓｓ　ｉｓ　ａ　ｖｅｒｙ　ｉｍｐｏｒｔａｎｔ　ｐｒｏｂｌｅｍ　ｉｎ　ｔｈｅ　ｓｔｕｄｙ　ｏｆ　ＳＳ４３３　ａｎｄ　ｏｔｈｅｒ　Ｘ－ｒａｙ　ｂｉｎａｒｉｅｓ．Ｉｎ　ｓｅｃｔｉｏｎ　２．２．ｄｉｆｅｒｅｎｔ　ｋｉｎｄｓ　ｏｆ　ｍａｓｓ　ｌＯＳＳ　ｐｒｏｃｅｓｓ　ａｒｅ　ｄｉｓｃｕｓｓｅｄ　ｉｎ　ｏｒｄｅｒ　ｔｏ　ｅｘｐｌａｉｎ　ｔｈｅ　ｍａｓｓ　ｌＯＳＳ　ｏｆ　ＳＳ４３３．　Ｔｈｅ　ｍａｓｓ　１ＯＳＳ　ｒａｔｅ　ｏｆ　ｓｔｅｌｌａｒ　ｗｉｎｄ　ｆｒｏｍ　ｔｈｅ　ｍａｓｓ　ｄｏｎｏｒ　ｓｔａｒ　ｍａｙ　ｂｅ　ｈｉｇｈｅｒ　ｔｈａｎ　ｔｈｅ　ｍａｓｓ　１ＯＳＳ　ｒａｔｅ　ｏｆ　ｔｈｅ　ｊｅｔ．Ｄｉｓｋ　ｗｉｎｄ　ｉｓ　ａ　１ｉｔｔｌｅ　ｍｏｒｅ　ｃｏｍｐｌｉｃａｔｅｄ　ｓｉｎｃｅ　ｉｔ　ｍａｙ　ｃｏｎｔａｉｎ　ｔｗｏ　ｃｏｍｐｏｎｅｎｔｓ　ｗｉｎｄ　ｖｅｒｔｉｃａｌ　ｔｏ　ｔｈｅ　ｄｉｓｋ　ａｎｄ　ｗｉｎｄ　ｐａｒａｌｌｅｌ　ｔｏ　ｔｈｅ　ｄｉｓｋ．Ｔｈｅ　ｏｕｔｆｌｏｗ　ｐａｒａｌｌｅｌ　ｔｏ　ｔｈｅ　ｄｉｓｋ　ｐｌａｎｅ　ｃｏｕｌｄ　ｂｅ　ｏｂｓｅｒｖｅｄ　ｄｉｒｅｃｔｌｙ　ｆｒｏｍ　ｔｈｅ　ｈｉｇｈ　ｒｅｓｏｌｕｔｉｏｎ　ｒａｄｉｏ　ｏｂｓｅｒｖａｔｉｏｎ．Ｆｒｏｍ　ｍｕｌｔｉ．ｂａｎｄ　ｏｂｓｅｒｖａｔｉｏｎｓ．ｏｎｅ　ｃａｎ　ｃｏｎｃｌｕｄｅ　ｔｈｅ　ｓｔｒｕｃｔｕｒｅ　ｏｆ　ｔｈｅ　ｄｉｓｋ　ｉｎ　ｄｉｆｆｅｒｅｎｔ　ｓｃａｌｅｓ．ｔｈｉｓ　ｄｉｓｔｏｒｔｅｄ　ｓｔｒｕｃｔｕｒｅ　ｍａｖ　ｂｅ　ｒｅｌａｔｅｄ　ｔｏ　ａ　１ｏｔ　ｏｆ　ｏｂｓｅｒｖａｔｉｏｎａ１　ｐｈｅｎｏｍｅｎａ　ｏｆ　ＳＳ４３３．Ｓｉｎｃｅ　ｔｈｅ　ｓｐａｔｉａｌ　ｒｅｓｏｌｕｔｉｏｎ　ｉｓ　ｌｉｍｉｔｅｄ．ｖａｒｉａｂｉｌｉｔｙ　ａｔ　ｄｉｆｆｅｒｅｎｔ　ｔｉｍｅ　ｓｃａｌｅｓ　ｍａｙ　ｂｅ　ｔｈｅ　ｏｎｌｙ　ｍｅｔｈｏｄ　ｔｏ　ｓｔｕｄｙ　ｔｈｅ　ｆｉｎｅ　ｓｔｒｕｃｔｕｒｅ　ｏｆ　ｔｈｅ　ｃｅｎｔｒａ１　ｒｅｇｉｏｎ　ｏｆ　ＳＳ４３３．Ｉｎ　ｓｅｃｔｉｏｎ　２．３．ｔｈｅ　ｐｒｏｂｌｅｍ　ｉｓ　ｄｉｓｃｕｓｓｅｄ．ａｓ　ｗｅｌ１　ａｓ　ｓｏｍｅ　ｈｏｔ　ｓｐｏｔｓ　１ｉｋｅ　ｓｈｏｒｔ　ｔｉｍｅ　ｓｃａｌｅ　ｖａｒｉａｂｉｌｉｔｙ，ｅｎｅｒｇｙ　ｆｌｏｗ　ｗｉｔｈ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　ｌａｒｇｅｒ　ｔｈａｎ　ｔｈｅ　ｊｅｔ　ｖｅｌｏｃｉｔｙ　ａｎｄ　ｔｗｏ　ｋｉｎｄｓ　ｏｆ　ｅｃｌｉｐｓｅｓ　（ｓｅｃｏｎｄａｒｙ　ｅｃｌｉｐｓｅ　ａｎｄ　ａｄｄｉｔｉｏｎａｌ　ｅｃｌｉｐｓｅ）．Ｆｉｎａｌｌｙ，ｉｎ　ｓｅｃｔｉｏｎ　２Ａ，ｔｈｅ　ｓｔｒｕｃｔｕｒｅ　ｏｆ　ｔｈｅ　ｊｅｔ　ｆｒｏｍ　ｔｈｅ　ｒｅｃｅｎｔ　ｍｕｌｔｉ—ｂａｎｄ　ｏｂｓｅｒｖａｔｉｏｎｓ　ｉｓ　ｏｕｔｌｉｎｅｄ．　Ｋｅｙ　ｗｏｒｄｓ：　ａｓｔｒｏｐｈｙｓｉｃｓ；ＳＳ４３３一Ｗ５０；ｒｅｖｉｅｗ；ｍｉｃｒｏｑｕａｓａｒ；ｓｕｐｅｒｎｏｖａ　ｒｅｍｎａｎｔ