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

100 ГЛ. IV. ИЗЛУЧЕНИЕ ОТ ГАЗОВЫХ ПОТОКОВ

бальмеровский декремент оказывается очень пологим, а интенсивность высших членов серии практически оди­ наковой (табл.11).

В работе [66] решалась система уравнений стационар­ ности для 30 уровней атома. Учитывались вынужденные рекомбинации и ионизация атомов излучением звезды с температурой 71* при различных значениях коэффициен­ та дилюции W. Использовались также более точные, чем в [65], значения сечений для электронных столкновений. Число параметров, таким образом, возросло до пяти (71*, Те, пе<И7,(312)иэто затрудняет сравнение результатов обеих указанных работ. Однако при значениях парамет­ ров, по возможности близких к значениям, существующим

получился очепь пологий бальмеровский декремент (он так­ же приведен в табл. 11), хорошо согласующийся с рассчи­ танным ранее в [65].

Пологость бальмеровского декремента в спектре дви­ жущейся оболочки обусловлена главным образом быстрым возрастанием с номером «/с» доли §2h квантов в частоте линии v2ft, выходящих из среды. Если принять, что среда прозрачна для излучения в линиях бальмеровской и дру­ гих субординатных серий и, следовательно, считать

§ 4. ФЛУКТУАЦИИ БЛЕСКА ТЕСНЫХ ДВОЙНЫХ СИСТЕМ Ю1

В то же время при непрозрачности среды в линиях бальмеровской серии, если столкновения с электронами не учитывать, бальмеровский декремент, как показали расчеты многих авторов (см., например, [67]), тоже ока­ зывается более крутым, чем приведенный в табл. 11. Таким образом, очень медленное убывание интенсивности высо­ ких членов бальмеровской серии водорода с возрастанием номера линии, наблюдающееся в большинстве случаев в спектрах систем с дискообразными оболочками, нужно считать следствием большой электронной концентрации в оболочках и непрозрачности их в частотах бальмеровских линий.

Приведенный в табл. 7 бальмеровский декремент в спектре системы WZ Sge крутой; он отличается от приве­ денного в табл. И и близок к (37.4). Возможно, что обо­ лочка в этой системе не является оптически толстой в ли­ ниях бальмеровской серии. На не очень большую оптиче­ скую толщину ее указывают и наблюдения спектральных линий, принадлежащих, как считается в Г641, пешню чьиой звезде — белому карлику.

§ 4. Флуктуации блеска тесных двойных систем

При качественной интерпретации явлений, наблюдаю­ щихся в тесных двойных системах звезд карликов (гл. I) было сказано, что непрерывно происходящие флуктуации блеска у всех таких систем связаны с колебаниями излу­ чения горячего пятна. Эти колебания обусловлены неодно­ родностью газовой струи, втекающей в дискообразную оболочку. После того как рассмотрено формирование струи и процесс столкновения ее с оболочкой, становится возможным и более детальное исследование характера флуктуаций блеска. Оно производится в этом параграфе, содержащем результаты работ [48, 68—70].

В том случае, когда спутник в системе не заполняет свою полость Роша и теряет вещество вследствие прилив­ ных воздействий со стороны главной звезды, процесс

102 ГЛ. IV. ИЗЛУЧЕНИЕ ОТ ГАЗОВЫХ ПОТОКОВ

истечения вещества захватывает значительную часть по­ верхности спутника. В результате полость между поверх­ ностью звезды и граничной поверхностью Роша запол­ няется веществом, создающим оболочку спутника. Иногда присутствие такой оболочки сказывается и на спектре звезды (см., например, [631). Оболочка спутника должна быть дискообразной, так как расчеты динамических при­ ливов показывают, что газ, истекая из звезды, движется преимущественно вблизи орбитальной плоскости системы. Поэтому характер движения газа в оболочке спутника та­ кой же, как и в дискообразной оболочке главной звезды. Дифференциальное вращение приводит к турбулентности в оболочке и, как следствие, к ее неоднородности, которая увеличивается еще благодаря тому, что скорость отрыва газа не одинакова в разных частях поверхности спутника. Неоднородность оболочки спутника обусловливает и неод­ нородность потока газа, текущего из точки Ь1к главной звезде, причем масштаб неоднородностей в оболочке и в струе должен быть одним и тем же.

Энергия Е излучения, возникающего в результате пре­ образования части кинетической энергии струи при стол­ кновении ее с оболочкой главной звезды, равна

В этом выражении риг; — значения плотности и ско­ рости в струе при столкновении ее с оболочкой, Sj — се­ чение столкновения и К — коэффициент, определяющий эффективность процесса преобразования кинетической энергии в энергию излучения. Величина К зависит от многих факторов и, по-видимому, лежит в пределах 0,1—0,5. Доля преобразованной энергии струи в общем излучении системы довольно значительна, достигая для некоторых из систем (например, U Gem) десятков про­ центов. Поэтому даже небольшие колебания величин, входящих в (38.4), должны приводить к заметным измене­ ниям в излучении системы, причем особенно существенными являются колебания скорости v. Таким образом, энергети­ ческий масштаб АЕ флуктуаций блеска системы должен зависеть главным образом от масштаба флуктуаций ско­ рости в газовом потоке. Из (38.4) получаем

АЕ ^ 3Kpv2SjAv

Характерное время преобразования энергии в ударной волне при знанениях плотности р ^ 10-11 г/см3существен­ но меньше наблюдаемого временного масштаба At флук­ туаций. Поэтому величина At обусловлена пространствен­ ным масштабом неоднородностей в струе d0:

Для оценки наибольших масштабов неоднородностей ду и d0 следует иметь в виду, что они должны соответство­ вать масштабам неоднородностей в дискообразной оболоч­ ке спутника. Если флуктуации плотности и скорости газа в оболочке спутника обусловлены турбулентностью, то масштаб Аг; аналогичен имеющемуся в дискообразной оболочке главной звезды, где согласно (29.3) ди г;,,. Величина АЕ/Е может достигать 20—30%. Наблюдаемые в период наилучшей видимости горячего пятна флуктуа­ ции блеска U Gem доходят до 15—20% [И], при среднем их уровне 5—10%. На спаде блеска, когда горячее пятно закрыто спутником, флуктуации блеска исчезают (см. рис. 3), и это убедительно свидетельствует о правиль­ ности указанного истолкования их природы.

Пространственный масштаб неоднородностей в струе не должен существенно превосходить толщину оболочки

v ^ 3-107—10в см/сек получается значение A t ^ i m, хоро­ шо соответствующее наблюдениям. Присутствие неодно­ родностей меньшего масштаба создает «тонкую структуру» флуктуаций, выявляющуюся с возрастанием разрешения по времени (см. гл. I).

Флуктуации блеска тесных двойных систем звезд карли­ ков не вызываются излучением какого-то постоянного ис­ точника, иного, чем обеспечивающий основную часть излу­ чения системы. Они просто оказываются результатом коле­ баний излучения горячего пятна и цвета их поэтому не должны отличаться от цветов излучения пятна. Это и на-

§ 4. ФЛУКТУАЦИИ БЛЕСКА ТЕСНЫХДВОЙНЫХ СИСТЕМ 107

Так как ударная волна принимается сильной, то усло­ вия на ее фронте имеют обычную форму:

Индексами (1) и (2) определяют значения физических ве­ личин до и после прохождения фронта соответственно.

Скорость волны!) = R h, где R h — расстояние фронта от гравитирующего центра. Величина г>(1) < 0 в системе ко­ ординат, связанной со звездой, и поэтому / = р(1+(1) < 0. При постоянном значении J имеем

V 2GOT,

Из уравнения (48.4) при учете (49.4) и (50.4) получается следующее уравнение для определения радиуса фронта ударной волны в зависимости от времени:

где aly a2, a3, a., — постоянные, зависящие только от у. Уравнение (51.4) нужпо решать при следующих началь­ ных условиях:

рактеризовать реальное движение ударного фронта. Ре­ зультаты численного интегрирования (51.4) при условиях

(52.4) представлены на рис. 30 в безразмерных перемен­ ных х и т, определяемых соотношениями:

и периодом P k ~ 0,2 (3. К аналогичному выводу приводят вычисления, сделанные при значениях R j?1 = 0,5 а и

Рис. 30. Изменение расстояния фронта ударной волны от центра

оболочки со временем (в безразмерных переменных) [70].

Во всех случаях автоколебания имеют место, хотя значе­ ния их периода и амплитуды зависят от того, каков закон высвечивания газа.

Плотность в дискообразной оболочке в большинстве слу­ чаев значительно превосходит плотность в газовой струе. Можно думать, что в ударных волнах, которые возникают в реальных системах звезд карликов, условия не сильно отличаются от принятых при решении задачи и поэтому указанные результаты при интерпретации наблюдений применимы. Для системы DQHer период Pjt ~ l m и най­ денная по (43.4) амплитуда изменения блеска Amh^ О’11,02, что очень хорошо соответствует наблюдениям.

3 4. ФЛУКТУАЦИИ БЛЕСКА ТЕСНЫХ ДВОЙНЫХ СИСТЕМ Ю9

Истолкование периодических колебаний блеска DQ Нет, предложенное В. И. Тарановым [70], дало ему осно­ вание предположить существование подобных колебаний и у других систем, где происходит перетекание вещества от спутника к главной звезде. Обнаружение впоследствии периодических колебаний блеска малой амплитуды у ряда систем [9] явилось убедительным подтверждением дан­ ной интерпретации колебаний блеска. Выше отмечалось, что предположение о нерадиальных пульсациях белых карликов как причине наблюдаемых колебаний блеска, высказывавшееся некоторыми авторами, представляются

Частота1Ю~ггц1

необоснованным. Для объяснения быстрой переменности периода им приходится допускать частую и быструю (за время порядка одного часа) перестройку внутренней структуры звезды, что совершенно неправдоподобно. Кроме того, предположение о нерадиальных пульсациях не дает возможности теоретического определения наблюда­ емых величин, в частности, амплитуды изменений блеска.

Переменность периода находит естественное объясне­ ние в рамках интерпретации изменений блеска как резуль­ тата автоколебаний фронта ударной волны [71]. Периоди­ ческие изменения блеска происходят на фоне его беспоря­ дочных флуктуаций. Это означает, что в энергетическом спектре флуктуаций существует сравнительно резкий «пик», который и соответствует наблюдаемым периодиче­ ским изменениям. Схематически энергетический спектр флуктуаций системы АН Her представлен на рис. 31 [9]. Ширина пика составляет несколько процентов от его ча­ стоты.