Anexo 2 

Title:

The RAINY3D code : The treatment of condensations in nova remnant during nebular 

phase

Manoel Moraes 1, Marcos Diaz 2

1: 

Rua do Matão, 1226, Cidade Universitária, São Paulo, SP – Brasil – 05508­090 

sala F­308 – mcvmjr@astro.iag.usp.br

2:

Rua do Matão, 1226, Cidade Universitária, São Paulo, SP – Brasil – 05508­090 

sala F­303 – marcos@astro.iag.usp.br

Affiliation – 1,2:

IAG­USP : Instituto de Astronomia, Geofísica e Ciências Atmosféricas – Universidade de 

São Paulo

Abstract

Classical  novae   remnants   are   important   scenarios   for   improving   the  photoionization  modeling. 

This   work   describes   the   pseudo­3D   code   RAINY3D   which   drives   the   photoionization   code 

CLOUDY as subroutine. Photoionization simulations of old nova remnants are also presents and 

discussed. In these simulations we analyse the effect of condensations in the remnant spectra. The 

condensed mass fraction affects   the Balmer lines by a factor greater  than 4 when compared to 

homogeneous models and this directly impact the shell mass determination. The He II 4686/H

ratio decrease by a factor of 10 in clumpy shells. These lines are also affected by the clump size and 

density distributions. The behavior of the strongest nebular line observed in novae remnants is also 

analyzed   for  heterogeneous   shells.  The  gas  diagnostic   in  novae  ejecta   are   thought   to  be  more 

accurate during the nebular phase, but we have obtained that at this phase the matter distribution 

can strongly affect the derived shell physical properties and chemical abundances. 

1 ­ Introduction

Classical novae remnants are very  important scenarios for  improving photoionization modeling. 

There are still many difficulties to reproduce the observed novae remnant spectra. The emission line 

spectrum depends on the ionizing source, the chemical abundances of the shell and strongly on the 

mass distribution. There are some spatially resolved novae remnants (e.g. HR Del, Moraes & Diaz, 

2009)  that are far  from having spherical and/or homogeneous mass distribution.  Some of  these 

remnants showed many structures and mass condensations in high resolution images (e.g. Slavin et 

al.  1995).  The amount  of  condensed mass,   their  size and density  distribution remain unknown. 

Spectral analysis of unresolved novae shells show the presence of emission lines of neutral and high 

ionization species simultaneously, during several stages of the shell expansion (e.g. Williams, 1992). 

The analysis of [O I]  6300,6364 doublet relative fluxes in several novae showed that the only 

process that can drive this line ratio towards unity is the line optical thickness (Williams, 1994). For 

typical oxygen novae abundances, such a large optical depth can not be achieved in homogeneous 

shells. Williams proposed that the [O I] lines come from high density condensations, where the gas 

is neutral. The condensations in the shell could explain the presence of strong lines from elements 

which are spread over a wide ionization range, specially in matter bound shells. The globules affect 

the transfer of stellar and diffuse continuum radiation in the cloud as well as the ionization structure, 

both locally and at large distances from the central source (Diaz, 2001). In fact, this represents a 

major discrepancy between current model spectra of nova shells and the observed line fluxes. The 

diagnostic lines used to obtain the shell physical and chemical parameters are affected by the mass 

distribution. Some emission line ratios observed in nebular phase novae are only possible if the shell 

has condensations. The shell physical and chemical diagnostics are thought to be more accurate 

during the nebular phase of the spectral evolution, since at the lower densities the spectra would be 

less affected by the condensations (Williams et al.  1991). The models often have a spherical or 

cylindrical symmetry but the presence of condensations are treated with some extra free parameter 

in the density profile (e.g. equivalent radial power laws). Even with homogeneous shells, these 1D 

models can not always reproduce the shell geometry such as in the case of bipolar remnants. There 

are  full  3D photoionization codes,   for  example those proposed by Gruenwald et  al.   (1997) and 

Ercolano et al.  (2003). The last one is based on the Monte Carlo method and can calculate the 

diffuse component of the radiation field self­consistently. However, because of the complexity of 3D 

calculations, the statistical treatment is in LTE, which is not correct for novae  shells (Hauschildt et 

al. 1997).   Full 3D codes demand a huge CPU time and enormous space parameters to consider, 

specially   for   highly   structured   environments.   Diaz   (2002)   and   Morisset   et   al.(2005)   proposed 

pseudo­3D   modeling   based   on   several   volume­weighted   1D   models.   These   codes   have   the 

advantage of being much faster than full 3D codes and the calculations could be done in NLTE. 

This   Paper   describes   the   pseudo­3D   code   named   RAINY3D   which   build   a   3D   shell   with 

condensations   and   drives   the   code   CLOUDY   (Ferland,   2005)   to   perform   the   matter­radiation 

interaction   calculations.  The   studies  of   the   condensations  distribution   and  how  they  affect   the 

emission lines emitted by nova shells are presented.  

2 – The RAINY3D code and the condensations treatment.

The problem  of calculating 3D models of a nova envelope can be divided into two parts. The first 

consists of defining geometry and the mass density distribution in the shell and the second concern 

the   calculus   of   photoionization,   thermal   equilibrium   and   matter­radiation   interactions   and   the 

emitted spectrum from the inhomogeneous shell for a given radiation source. The first task was 

performed by the code RAINY3D, the second by the code CLOUDY. 

The   shell   is  built   on   the  basis  of   a   two  component  3D mass  distribution.  The   first   is  named 

background component and consists of a radial power density law r­ where    is the background 

power   index.   The   second   component   is   a   random   distribution   of   condensations.   The   shell   is 

characterized by its condensed mass fraction parameter,  fc,  which is the mass ratio between the 

mass in the clumps and the total mass of the shell. The shell dimensions and mass are also input 

parameters of  the models. The condensations are defined by its size and density contrast.  Each 

clump has a Gaussian density profile. In fact, the shell may have many condensations, even for low 

fc values. The shell density as function of radius is defined by the expression: 

where 0 is the density defined by the power law component and is normalized to 1 at r = rin, k is the 

clump contrast density, relative to the local background, defined in the input parameters, ro  is the 

random position in the shell where the clump is located and c is related to the clump FWHM. The 

first term of this expression defines the background component. 

The  clump  size   and  density   distribution  are   ruled  by  power   laws  probability   functions:  These 

probability power law indexes are input parameters for  the shell assembling, as the maximum and 

minimum value of clump size and density.

Y=[H−L

Hx

LH

]

H  Where, L is the lower value, H the higher, x a random variable between 0 

and 1 and   the power law index. Y is the random value obtained biased by the distribution.

Other shell has input parameters include the expansion velocity and the ejection age. Once they 

were configured, the 3D shell could be build.  The code adopt a spherical coordinate system and the 

shell is divided in angular and radial grid. The shell grid resolution is defined by the dimensions of 

the remnant and clumps, a shell with smaller clumps will have a grid with higher angular resolution. 

The   RAINY3D   code  put   each   condensation   in   a   random   spherical   coordinate   position   in   the 

r =0 r−k 0r 0− e

r−r0 2

2c2

background density profile (see figure 1). The globule size and density contrast are defined by the 

power law probability.  The code  iterate  until   the mass   in  condensation achieve  fc.  The angular 

element resolution plus the inner and outer radius of the shell define the solid angle element that is 

sent to CLOUDY for calculation. Therefore all the 3D shell is divided in solid angle elements and 

the RAINY3D code accounts the emission lines contribution of each volume element. The total 

emission line flux is obtained by combining individual volume­weighted   contributions. The shell 

structure is solved locally, using a radial step calculated from the density and pressure gradients. 

The physical proprieties of the gas are considered to vary only in the radial direction in each solid 

angle   element.   So   far,   the   transfer   of   ionizing   diffuse   field   is   restricted   to   the   on­the­spot 

approximation or 1D radial transfer. This method allows the treatment of condensation shadows and 

partially   ionized   regions   for   a   matter   bounded   shell.   The   NLTE   calculation   made   by   Cloudy 

(Ferland, 2005) is very important in the nova scenario, because LTE assumption leads to incorrect 

synthetic spectra (Hauschildt et al. 1997) and therefore incorrect model parameters.

The RAINY3D code can run in spectral adjustment mode. The emission line data could be used to 

constrain the model parameters and the lines fluxes are an additional input parameter. The code read 

a input file that contains the line identification code for Cloudy, their flux and the relative error in 

the   line   flux   determination.   The   data­model   comparison   is   made   by   a   special  2,   where   the 

contribution of each line do not depend of their flux. The expression below are used to obtain the 

best model adjustment:

2=

1n ∑i=1

n

[ f oi− f mi∗scf

f oi∗e ]2

 where, n is the number of lines, foi and fmi are the line i observed and 

model fluxes, scf  is a scaling factor (total flux observed/ total flux of model) and e is the observed 

line flux error in %.

3 – Results 

The study of the effect of the inhomogeneities in novae spectra was made in two steps. The first 

analysis concerns the effect of the condensated mass in the line fluxes and line ratios. To perform 

this   analysis   we   adopted   a   central   source   with   luminosity   log   L   =   36   erg.s­1  and   effective 

temperature of 65000K. The ionizing field shape was defined by a high gravity and hot stellar 

atmosphere from the Rauch (2003) catalog. The shell abundances were CNO enhanced as observed 

in   the   novae   ejecta.   In   all   shell   models   with   constant   clump   parameters,   the   increase   of   the 

condensed mass fraction,  fc, increase the number of globules. For example, for fc = 0.05 the shell 

has typically between 50 and 150 clumps, while for fc = 0.9 there may be more than 10000 clumps. 

The increase of fc results in a less dense spherical component. The second analysis made explores 

the effect of the clump size and density distribution on the emission line ratios of an unresolved 

shell. All other shell and central source parameters were kept constant in the simulations.  The only 

free  parameters   are   the  power   law   indexes   that  define   the   clump  size   and  density   probability 

distributions.

3.1 ­  The effect of the condensed mass fraction on the emission line ratios

The fc parameter affects the total line luminosity, because the presence globules affect the radiation 

– matter interaction and the emission measure. The H  luminosity increases with  fc  as shown in 

figure  2   (top).  For   instance,   this   line   luminosity   is  more   than  2   times   larger   than  expected   in 

homogeneous shell model. These results show that the shell mass obtained by using the Balmer line 

luminosities, could be strongly affected by the condensed mass fraction or the mass distribution of 

the ejecta.

The  behavior  of  He  II  4686/  H  ratio   can  be   seen   in   figure  2   (bottom).  The   increase  of   the 

condensed mass fraction yields a decrease in the line ratio. The presence of clumps reduce the He+ 

ionization zones by shadowing the radiation field. The He II 4686/H ratio value may decrease by a 

factor 10 from an homogeneous shell to a shell with 90 % condensed mass. In the same fc range, the 

He I 5876/H presents only a 6% variation. Both helium and Balmer lines are used to obtain the 

helium abundance and therefore the condensed mass fraction affect this determination. The He/H 

abundance obtained by the He II and He I lines in the shell with fc = 0.9 is 45% lower. 

The [O III] 5007/H ratio is also affected by condensations. The figure 3 (top) shows the line ratio 

behavior with fc. The ratio found in a 90% clumpy shell is ten times larger than the ratio in a shell 

with fc = 0.05. The [O III] total luminosity of the shell without condensations is 20 times smaller 

than the emission of the shell with 5% condensed mass. The  collisionally excited line fluxex will 

increase with density. If the clump density increase to close to the critical density of 1D2 level, there 

will  be a decrease in the [O III] 5007/H  ratio. The [O II] 7325 line flux presented a factor 3 

variation in the same fc range. However,  the [O II]7325/H ratio increases by only  22 %  from fc = 

0 to fc = 0.9. The increase of mass fraction can rise the neutral oxygen population to a factor of 104 

from fc = 0 to fc = 0.9 with a corresponding increase in [O I] 6300 emission.

The nitrogen lines [N II]  6548, 6584 have the same behavior of [O III] 5007. For instance, the 

value of [N II] 6584 /H  in the shell with  fc = 0.9 is 20 times larger when compared to  fc = 0.05. 

Since the nebular [NII] excited levels have lower critical density than those of [OIII], the density 

increase inside clumps may affect the nitrogen line ratios by collisional de­excitation.

At low densities, the [O III] and [N II] auroral­to­nebular line ratios can be used to obtain the local 

electron temperature. The mass fraction ratio affects drastically the temperature of the shell. The 

figure 3 (bottom) shows how the fc increase render the shell cooler. Since the globules increase the 

emission   of   cooling   lines   and   the  density   clump   block   the   radiation   field,   the  mean   electron 

temperature is lower for clumpy shells.

3.2 ­ The effect of the clump size and density distribution on the emission line ratios

In this analysis, a constant  condensed mass fraction of fc = 0.5 was adopted. All  models simulate 

the nebular phase conditions, with low NH  density (102­104  cm­3) and a hot ionizing source. The 

maximum and minimum clump size and density  are  constant  parameters,  while   the power  law 

indices are the free parameters in the calculations.  The table 1 shows the model parameters used. 

There are models with high density clumps, with globule density contrast between 10 and 50 larger 

times the background (k10­50 models) and models with clumps density between 3 and 10 times the 

background (model k3­10). The effect of the clumps size and density distribution depends on the 

average density of the shell and the emission line considered for comparison.

The clump size distribution affects the total H luminosity in a constant shell mass models. Since 

this Balmer line is often used to estimate the shell mass, this is an useful simulation. In the lower 

density clump models, (hereafter, model k3­10), the H luminosity vary 30% between models. The 

higher line luminosity corresponds to a shell with a larger number of small clumps (and also larger 

total number of clumps). For the higher density clumps models (hereafter model k10­50), the effect 

is even more intense. The shells with a larger number of small clumps have twice the H luminosity 

than the shell with a flat size distribution, (see figure 4). Therefore, the clumps size distribution can 

affect significantly the shell mass determination in condensed shells. Now, considering only the 

density distribution slope (k) in k3­10 and k10­50 models, they have the same H flux variation is 

found; about 35% and 2 times the H  flux. For both models, the shell with a higher number of 

denser clumps have higher H luminosity.

The shell emission line ratios are affected by the power law indices of clump size (fw) and density 

(k) distribution. For k3­10 models, the He II 4686/ H ratio in the shells with smaller clumps is 2.2 

times higher than the ratio in a shell with larger clumps. The calculations showed that there is a 

plateau,  where an  increase   in   the  clump size does  not  affect   the  line ratio.  The clump density 

distribution also affect the He II 4686/H ratio, by factor ~2 (see figure 6).  The shell with a larger 

population of low density clump has a higher line ratio as expected, since the low density clumps 

block  the   ionizing   radiation   field   less  effectively  and  the  He++  population   rise   in  number.  The 

calculations   indicate   that   there   is  a  plateau   for  k  >  2,  because   the  volume shielded   from  the 

ionizing radiation field remains constant. The He I 5876/H ratio have no significant variation with 

clumps size and density  distribution (only 2%). Both line ratios  are  used in  helium abundance 

determination, but in this case the He++ population is more affected by the clumps properties. The 

He II 4686 to Hrecombination coefficient ratio vary only 12 % from 5000 to 10000 K, but a factor 

2 variation in this line ratio is seen in clumpy shell models, depending on the clump size and density 

characteristics. For example, the He abundance determinations using the k3­10 model indicate that 

the measured abundance may be underestimated by 30­40%. For the k10­50 models the correction 

is in the 40­50% range. 

The calculations showed that for the k3­10 models, the [O III]5007/H ratio vary by a factor of 3 

from models with a less dense clump population to models with a denser clump population, until k 

= 2. For k  > 2, where vast majority of the clumps are dense, the line ratio is constant. The k10­50 

models show the same behavior, but the line ratio variation was smaller, (60%) and radiation block 

becomes  important earlier,  at  k   > 0,  where there  is  a plateau (see figure 5).  The clump size 

distribution also affects the line ratios derived from shell models. For the k3­10 models, the line 

ratio has a 70% increase from a population of smaller clumps to a population of large clumps. Large 

clumps shield the O++ from the UV radiation more effectively in these models. For a denser shell, an 

increase of the clump size reduce the O++ population and therefore the [O III] emissivity. This effect 

was observed in the k10­50 models. In the case of k3­10 models a 2000 K change was observed in 

the mean shell temperature by varying the clump density distribution. The models with a population 

of less dense clumps have a higher temperature when compared to the models with a denser clump 

population. The size distribution of the clumps  produces a 1200 K temperature variation (see figure 

6). The hotter shell is the one with the majority of smaller clumps in its globule population. The 

colder shell models are those with a majority of large clumps.

The   [O   II]  7319,7330   emission   lines   are   strong   in   many   old   novae   remnants   and   they   are 

important lines for the oxygen abundance determination. The [O II]7325/H  line ratio has a small 

variation with clump size and density distribution (around 10%). For k10­50 models the line ratio is 

somewhat   larger,  since  the shell  has a  larger density  and  this   increases  the O+  population.  The 

maximum density in all models are lower than the critical density for this line.

On the contrary, the [N II] 5755/H ratio is affected by clump size and density distribution, in a 

typical nova shell environment. The k3­10 models reveal a line ratio increase of 50% for models 

with denser clumps. In  the k10­50 models,  the clump density are below the critical density for 

collisional de­excitation of the  1S  level and the calculations show the same behavior of the k3­10 

models. The [N II] 6548,6584 lines present a larger sensitivity than the 5755 line. For the k3­10 

models the [N II]6584/H ratio has a factor of 5 variation by changing the clump size distribution 

and a factor 7 with the clump density distribution. The k10­50 models have the same line ratio 

behavior,   but   the   variations   were   smaller,   a   factor   2   and   3   for   size   and   density   distribution 

respectively.

3.3 – Robust line ratios

There   are   some   line   ratios   that   do   not   change   significantly   with   the   clump   populations 

characteristics. The He+  recombination lines show variations smaller than 5% in the models. The 

Balmer decrement remains roughly constant in the models. The H/Hratiovaries only 10% for the 

whole range of parameters. Therefore the He+ abundance determination is poorly affected and only 

the collisional excitation corrections are needed to be done to obtain a fair He+ abundance value. In 

the novae scenario, the H line is often blended with [N II] 6548,6584 lines because of the shell 

expansion velocity. In reddening corrected spectra,  higher H/H values may be due to the [N II] 

contribution.

4 – Discussion 

The presence of condensations in novae ejecta could be seen in spatial resolved shells, like HR Del, 

GK Per, RR Pic and T Pyx. Many nova without resolved shell show some emission lines ratios that 

are possible only if  the ejecta have heterogeneous mass distribution (Williams 1994). There are 

many mechanisms  that  could form condensations  in   the nova expanding nebula.  The Rayleigh­

Taylor instability (RTI), is one possibility. The RTI is excited in the first few seconds of the eruption 

and   occurs   because   the   ejecta   has   a   velocity   distribution   and   propagate   in   a   stratified   media 

(Chevalier et al.  1992). The ejecta expansion decreases the mean density and the shell becomes 

optically thin to emission lines. The corresponding cooling makes also the shell Kelvin­Helmholtz 

unstable (Chevalier et al 1992). This thermal instability depends on the shell chemical composition, 

density and radiation field. The thermal instability was discussed in detail by Pistinner and Shaviv, 

1995 who found that it has a much shorter scale (~10­4  factor) when compared to the shell radius. 

The density contrast for this instability is less than 100%. But it could give a rise of a large number 

of small clumps. The mass ejection itself is affected by the binary motion and white dwarf rotation. 

The orbital  motion of  the secondary  in   the “common envelope phase” was studied using 2.5D 

hydrodynamical   simulations   (Livio   et   al.   1990   and   Lloyd   et   al.   1997).   The   binary   motion 

accumulate matter in the polar regions.   If the WD is a fast rotator, the  effective gravity gradient 

from polar to equatorial regions affects the local maximum temperature achieved at the outburst and 

therefore the strength of the thermonuclear reactions (Scott, 2000). This makes the ejection velocity 

in the polar regions be greater than in the equatorial regions and the ejecta could be prolate or 

bipolar, (e.g.  RS Oph and HR Del). The Lloyd et al. calculations that include the binary motion and 

the WD rotation, found that the density contrast is ~ 16 at a given shell radius and 64 from globules 

to the neighborhood diffuse regions. Recent observations of HR Del remnant show that it has a 

density contrast of 3 to 16 (Moraes & Diaz, 2009). The RTI are possibly related to the nova speed 

class, since the fast nova light curve are associated with higher expansion velocity speeds. Lloyd et 

al. 1997 obtained a relation between the nova light curve decay time, t3 , and the maximum length of 

the RTI condensations. For very fast novae, or t3 < 12, the maximum size of the condensations is 

40%   the   shell   radius   (e.g.   V1500   Cyg,   Slavin   et   al.   1995).   For   slower   novae,   the   maximum 

condensation length decreases. For very slow novae, the clumps size could be only 10­4 of the shell 

radius.  All   these effects  could give a rise many nova remnant configurations, with a variety of 

condensed mass fraction and clump size and density distributions and justify the construction of a 

variety of shells models with parametrized clump population distributions. 

A full  3­D code demands huge CPU time and more parameters  number  to  describe   the  novae 

remnant   geometry.   The   pseudo­3D   codes,   like   RAINY3D   could   treat   the   condensations   by 

optimally assembling 1D models and allow to build many different shell geometries with clumps. 

The transfer of diffuse radiation is treated in 1D, although no significant differences were observed 

by comparing OTS to 1D transfer. The 2.5D simulations make possible to study the effect of the 

condensations population characteristics on the emitted spectrum and reveal the ionization structure 

both   locally   and   at   large   scale   (shadows).   The   calculations   show   that   the   globules   affect   the 

ionization   structure   inside   and   between   inhomogeneities.   The   analysis   of   the   novae   spectral 

evolution by Williams et al. (1991) showed that any calculation of heavy element abundances  with 

respect   to   hydrogen  which   involves   forbidden   lines   at   initial   times  of   the  nebular   phase  must 

consider   the  effect  of  condensations.  The  study of   the  condensations   influence  on   the  emitted 

spectra of the shell during the nebular phase (optical thin gas) made in this work shows that even 

decades   after   the   eruption,   the   condensations   may   affect   the   shell   physical   and   chemicals 

diagnostics. 

The clumpy models  show that the total H luminosity is affected by the condensed mass fraction 

and by the globules physical characteristics at the nebular phase. Even at lower density, the Balmer 

flux can vary by more than 4 by the presence of condensations in the shell. The presence of clumps 

can easily introduce a factor ~5 error in shell mass determinations. At the beginning of   nebular 

phase the globules effect could be larger. Diaz et al. (accepted) models of recurrent nova U Sco 

show  that   the   extreme   nebular­to­auroral   ratios   observed   require   the   presence  of   clumps.  The 

calculations made in this work show that the He/H abundances determination are underestimated 

when the shell is clumpy. Since the He I lines do not show variations, the neutral He population may 

increase in the clumps. The He/H determination in different regions of the spatial resolved shell of 

HR Del  show that   in   the clumps,   the  abundance  obtained was ~20% lower  than  other   regions 

(Moraes   &   Diaz,   2009).   The   oxygen   abundance   determinations   also   are   affected   by   the 

condensations in the shell. The [O III] 5007/H  ratio observed in the nova nebular phase is only 

obtained by the models when the shell is clumpy. Depending on the ionization structure of the shell, 

or O++ ion abundance, this determination could affect the overall oxygen abundance determination. 

The nebular phase models calculated in this work show that the main oxygen population is at O+ 

stage and also that the [O II] 7325 /H ratio has a small variation with the mass in clumps and their 

size and density distribution. The nitrogen lines, ([N II] 6548,6584), show the same behavior of 

oxygen lines. One important effect of the condensations is to decrease the electronic temperature of 

the shell, since some forbidden lines have their emission enhanced and cool the gas. One interesting 

result of the calculations is that the  lower density contrast clumps models (k3­10) are much more 

affected   by   the   condensations   properties.   These   models   show   great   temperature   variations   as 

function of the clump size and density distribution (see figure 6). If the emission of the line used to 

obtain the relative abundance is affected by local temperature, the abundance determination could 

be   wrong.   There   are   some   emission   lines   that   are   not   strongly   affected   by   presence   of   the 

condensations in the shell. The He I/H and Balmer decrement,  show less than 5% variation with 

clumps characteristics. 

5 ­ Conclusion

The code RAINY3D can built a 3­D shell with condensations and combine weighted Cloudy 1D 

calculations   to  obtain  a  pseudo­3D photoionization  model  of  nova  remnant.  The condensations 

formation and survival  mechanisms are not  known and the RAINY3D simulations provided an 

insight on how the condensations parameters could affect the spectra from nova ejecta during the 

nebular   phase.   The   condensation   amount,   defined   as  fc,   and   the   globules   size   and   density 

distribution can affect the emission line ratios and affect the accurate diagnostics of the nebula, 

including mass and chemical abundance determinations. Williams (1991) showed that the physical 

and   chemical   diagnostics   are   thought   to   be   more   accurate   during   the   nebular   phase,   but   the 

calculations made in this work show that even for low density shells, the condensations could affect 

significantly   the   results   of   quantitative   spectral   analysis.   The   characteristics   of   the   gas 

condensations  are  very   important   to  nebular  photoionization  models.  The  clump  formation  are 

related   to   the  ejection  mechanisms,  binary   interaction,  white  dwarf  properties   and   interactions 

between ejected components of the shell. Therefore they could be a constrain for the modeling of 

several phenomena related to TNR's and shell  expansion. The effort  to observe   resolved novae 

shells with large telescopes and spatially resolved spectroscopy can elucidate the clump size and 

density distribution in nova ejecta.

6 ­ References

1992ApJ...392..118C Chevalier, Roger A.; Blondin, John M.; Emmering, Robert T. 

2001ASPC..247..227D Diaz, Marcos 

2002AIPC..637..538D Diaz, Marcos P. 

2003MNRAS.340.1136E Ercolano, B.; Barlow, M. J.; Storey, P. J.; Liu, X.­W. 

2005AAS...206.3106F Ferland, G. J. 

1997ApJ...480..283G Gruenwald, R.; Viegas, S. M.; Broguiere, D. 

1997ApJ...490..803H Hauschildt, Peter H.; Shore, Steven N.; Schwarz, Greg J.; Baron, E.; 

Starrfield, S.; Allard, France 

1990ApJ...356..250L Livio, Mario; Shankar, Anurag; Burkert, Andreas; Truran, James W. 

1997MNRAS.284..137L Lloyd, H. M.; O'Brien, T. J.; Bode, M. F. 

2009AJ....138.1541M Moraes, Manoel; Diaz, Marcos 

2005RMxAC..23..115M Morisset, C.; Stasińska, G.; Peña, M. 

1995ApJ...448L..37P Pistinner, Shlomi; Shaviv, Giora 

2003A&A...403..709R Rauch, T. 

2000MNRAS.313..775S Scott, A. D. 

1995MNRAS.276..353S Slavin, A. J.; O'Brien, T. J.; Dunlop, J. S. 

1991ApJ...376..721W Williams, R. E.; Hamuy, M.; Phillips, M. M.; Heathcote, S. R.; Wells, 

Lisa; Navarrete, M. 

1992AJ....104..725W Williams, Robert E. 

1994ApJ...426..279W Williams, Robert E.

Tables: 

White dwarf temperature (K) 65000

Luminosity (log erg/s) 36

Shell mass (Mʘ) 10­4

Condensed mass fraction 0,5

Local gravity (log g)  8

Continuum shape  Rauch Atmosphere

Abundance He/H (log He/H) ­0,85

Abundance C/H (log C/H) ­2,5

Abundance N/H (log N/H) ­2

Abundance O/H (log O/H) ­2,5

Other elements abundance Solar

Shell size (cm) 4x1016

Maximum clump size (log cm) 16

Minimum clump size (log cm) 14

Maximum clump density (bkg) 10

Minimum clump density (bkg) 3

Range  fw ­2 to 4

Range k ­2 to 4Table 1 – Model parameter for clumps size and density distribution analysis.

Figures:

Figure  1  –  Radial  profile  of   the  background  (top)  3D shell   component  and  the  globules  added  to   the  background (bottom).

Figure 2 – The luminosity of H as function of the condensed mass fraction (top). The increasing of clumps  increase the mean density and therefore the recombination rate. The He II 4686/H  ratio as function of  condensed mass fraction (bottom). The increasing of condensed mass fraction decrease the He++ population.

Figure 3 – The [O III] 5007/ H ratio as function of condensed mass fraction (top). The shell temperature obtained from [O III] line diagnostics. The increasing of the mean density make the cooling of the shell more effective (bottom).

 

Figure 4 – The H  luminosity as function of the density (k) and size (fw) power law indexes. The line  luminosity is more affected by the size distribution law of the clumps than the density distribution. A smaller  clumps population have a large line luminosity.

Figure 5 – The [O III] 5007 / H  ratio as function of the density power law index (k) for models with lower (k3­10) and higher (k10­50) density clumps.

Figure 6 – The He II 4686/ H ratio (top) as function of the density (k) and size (fw) power law index of the clumps population distribution (models k3­10). The temperature obtained from [O III]  diagnostics lines as  function of the density and size power law index (bottom). The clumps size and density distribution affect  more the lower density globules models (k3­10).