книги из ГПНТБ / Горбацкий, В. Г. Новоподобные и новые звезды

Более полно сопоставить теорию с наблюдениями мож­ но при наличии наблюдаемых в различных фазах профи­ лей линий в спектре затменной системы. Для систем звезд карликов о таких наблюдениях не известно, но в случае системы звезд большей светимости RW Таи, в которой также имеется^дискообразная оболочка, есть данные об

Рис. 27. Профили эмиссионных линий, возникающих во вращаю­

изменениях профилей эмиссионных линий с фазой. При­ менив методику расчета профилей эмиссионных линий бальмеровской серии, аналогичную описанной, Плавец [59], получил возможность путем сравнения наблюдае­ мых профилей с вычисленными определить некоторые характеристики дискообразной оболочки. Поэтому резуль­ таты работы [59] представляют интерес и в применении

крассматриваемым в этой книге системам.

Всвоих вычислениях Плавец учитывал излучение в линии лишь из внешних областей дискообразной оболоч­ ки (не экранируемых спутником) и предположил, что внешний радиус оболочки конечен. Благодаря этому профиль определяется и вблизи центра линии, где зна­ чения х малы. Помимо р и s вводился еще один параметр

ней границе оболочки. Оказалось, что форма линии силь­

но зависит от этого параметра при ^ ЮБ саг3. Наи­ лучшее согласие наблюдаемых профилей с теоретически­

ми достигается при р — 2, s = 1 и ^ 105. По значе­ нию эквивалентной ширины восьмой линии бальмеров-

ской линии W (Н8) в [59] найдена степень возбуждения

„со

-5- = 0,124 при р — s = 1. Среднее значение электронной

71'1*

П2

концентрации пв в оболочке, оцениваемое при помощи формулы Ииглиса — Теллера, составляет пе ж 1013 cm~s.

имеющимся в системах звезд карликов. Правда, размеры ее на порядок больше, но благодаря значительной массе главной звезды скорости вращения в ней (около 600 км/сек) близки к существующим в оболочках звезд карликов.

При вычислении профилей линий, возникающих в дискообразных оболочках, предполагалась осевая сим­ метрия оболочек. Для тех случаев, когда на периферии оболочки имеется горячее пятно и предположение о сим­ метрии не оправдывается, детальные расчеты профилей не производились. Влияние горячего пятна на значение лучевой скорости компоненты тесной двойной системы, определяемое по смещению эмиссионных линий, иссле­ довалось в работе Смака [60]. При наличии горячего пятна амплитуда изменений лучевой скорости, находимая по эмиссионным линиям, представляется меньшей, чем действительная. Так, для системы Z Саш наблюдаемая амплитуда лучевой скорости 144 ± 17 км/сек [61], тогда как истинная амплитуда согласно [60] должна быть около 200 км/сек. Этот пример показывает, что влияние горя­ чего пятна нужно учитывать и при анализе данных о лу­ чевых скоростях в тесных двойных системах звезд кар­ ликов. Кроме того, излучение горячего пятна, налагаясь на излучение остальной части оболочки, может существен' но исказить профиль линии и привести к кажущемуся запаздыванию фазы соединения звезд и кажущемуся экс­ центриситету.

Перейдем к вычислению профиля абсорбционной ли­ нии, образуемой дискообразной оболочкой. Если звезда

обладает оболочкой, прозрачной для излучения в частотах непрерывного спектра, то профиль линии поглощения в спектр'е звезды определяется следующей формулой:

ри линии к потоку в непрерывном спектре рядом с ли­ нией.

Функция ф (O'; ср') представляет закон распределе­ ния яркости по диску звезды, О' — угол, составляемый радиусом-вектором точки и лучом зрения, ф' — азиму­ тальный угол и т„ — оптическая толщина оболочки в на­ правлении на наблюдателя для излучения в частоте v, идущего от точки диска звезды с координатами (O', ф').

Для тонкой дискообразной оболочки, в плоскости ко­

Здесь через г!15 обозначена оптическая толщина оболочки для излучения, идущего от одной ее половины, и через

(19.4) произведено в работе [54] в случае доплеровского профиля коэффициента поглощения Icv в оболочке:

К = к0е п ж (20.4)

где п ^‘7^-j —число поглощающих атомов в 1 см3 оболочки па расстоянии г — R x от ее внутренней границы (опре­ деляемой условием г — i?i). Для п^—^j, как и выше, была принята степенная зависимость от

(21.4)

и для скорости в оболочке — выражение (10.4). Тогда для величин т(Д и т(Д имеем следующие выражения:

О'

При помощи (19.4), (22.4) и (23.4) были рассчитаны профили линий поглощения, примеры которых приведены на рис. 28 и 29. Форма профиля слабо зависит от вели­ чины d (при d ^ > l) и от вида функции ф (■&'). Вместе с тем, зависимость профиля от скорости изменения кон­ центрации поглощающих атомов с расстоянием — сущест­

возрастание интенсивности излучения к краю диска, на­ поминающее «эффект самообращения».

В работе Шима [62] аналогичные вычисления профи­ лей абсорбционных линий выполнены в предположении конечного радиуса диска. Было также учтено возможное изменение характеристик газа в оболочке в направлении, перпендикулярном к ее плоскости. Так как расчеты про­ водились для систем звезд гигантов, то считалось, что значительная часть поверхности звезды оболочкой не закрывается. Все эти обстоятельства затрудняют срав­

04 ГЛ. IV. ИЗЛУЧЕНИЕ ОТ ГАЗОВЫХ потоков

нение результатов работ [62] и [54]. Эффект возрастания интенсивности излучения к центру линии выявляется почти во всех профилях работы [62], и в этом отношении ее результаты вполне согласуются с [54]. В другом отно­ шении расчеты Шима дали отрицательный результат — у вычисленных им профилей центрального абсорбционного ядра нет. По-видимому, такие ядра не получились потому,

Рис. 28. Профиль линии поглощения, образованной дискообразной оболочкой при s = 2 , b = 50 и различных законах потемнения к [краю диска [54].

Рис. 29. Профиль линии поглощения, образованной дискообразной оболочкой при s = 3, Ъ = 50 и различных законах потемнения к краю диска звезды [54].

что при вычислениях в [62] был использован прямоуголь­ ный профиль поглощения, что неправомерно. Как извест­ но, замена доплеровского профиля прямоугольным воз­ можна лишь при вычислениях профиля на достаточно больших расстояниях от его центра. При доплеровском же профиле вычисления выполняются для всех частот.

помощи системы уравненшх (30.4), удерживая в irax чле­ ны, соответствующие электронным столкновениям. Это относится, в частности, и к дискообразным оболочкам в тесных двойных системах звезд карликов. Расчеты ин­ тенсивностей эмиссионных линий, образующихся в дви­ жущейся среде при учете электронных столкновений, были выполнены В. Г. Горбацкпм [65], и результаты этих вычислений приводятся ниже. В дальнейшем Л. Лууд и М. Ильмас [661 проделали более обширные расчеты по несколько иной методике.

Величины путем использовапия соотношений (26.4) — (28.4) и при учете известных соотношений между эйнштейновскими коэффициентами вероятностей перехо­ дов преобразуются к такому виду:

где уг — величина, характеризующая отклонение насе­ ленности уровня «й> от больцмаиовской:

(34.3)

В (33.4) опущены члены, соответствующие ионизации излучением. В записанной системе также введены обоз­ начения:

(35.4)

а индекс «нуль» означает величину отношения - ^ + в со­

стоянии термодинамического равновесия при температуре Те- Величины у, в системе (33.4) являются неизвестными, подлежащими определению, а Те, пе, т) и щ — парамет­ рами.

В работе [65] была решена система уравнений вида (33.4) для 10 уровней с использованием полуэмпирических значений коэффициентов ahi (Те) и bic (Те). Принятое значение электронной температуры Те — 15000° близко к существующему у большинства звездных оболочек. В ре­ зультате решения системы при разных значениях п= п++

мерах m и «&») близко к больцмановскому, что, по-види­ мому, обусловлено действием электронных столкновений.

В предположении о том, что свойства излучающего газа во всем объеме одинаковы, по найденным величинам у* можно определить отношение энергии Eih, излучаемой в линии с частотой v2k к энергии Е и , испускаемой в линии Из формулы (25.4) при одинаковых по всему