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

Величина периода изменений блеска, связанных с авто­ колебаниями фронта волны, зависит, согласно (43.4), глав­ ным образом от J, поскольку F (Т) можно считать приб­ лизительно постоянной. Изменения J со временем отража­ ются прежде всего в колебаниях притока энергии в диско­ образную оболочку и, как следует из (38.4), должны приво­ дить поэтому к нерегулярным флуктуациям блеска. Их амплитуда ДтфЛпорядка 0,п,1, а излучение горячего пятна, грубо говоря, пропорционально / 2. Если доля излучения горячего пятна в общем излучении системы значительна, (около половины), то

составляют 5% или менее. Этим и обусловливается ширина «пика» в энергетическом спектре.

Относительное постоянство Р h в системе DQ^Her пока­ зывает, что в этой системе газовая струя в значительной степени стационарна, что, возможно, связано с близостью спутника к пределу Роша. Для системы Z Саш, где вели­ чина P h увеличивается с блеском системы [9], по-видимо­ му, существенную роль в изменении Р к играет различие условий формирования струи и дискообразной оболочки в различные эпохи. В этой системе возрастание блеска связано с изменением размера и температуры спутника (см. гл. VI), что неминуемо должно сказаться на формиро­ вании газового потока и его движении.

Г Л А В А V

*

Околозвездные оболочки новых

§1. Потеря вещества двойными системами и образование околозвездных оболочек

Наблюдениями установлено, что некоторые из тесных двойных систем звезд гигантов окружены обширными обо­ лочками [181. В этих оболочках образуются абсорбцион­ ные линии, в частности, линия X 3889 Не I, возникающая при поглощении излучения атомами, находящимися в метастабильном состоянии. На этом основании делают вы­ вод о малой плотности вещества в оболочке. Данные о си­ стеме (3 Lyr [18] указывают на то, что система теряет ве­

в дальнейшем о ней говорится, как об околозвездной обо­ лочке — должна иметься и у тесной системы звезд карли­ ков. Непосредственные свидетельства присутствия таких оболочек получены для систем RS Oph. [72], ТСгВ [73] и некоторых других. Смещения абсорбционных линий, образующихся в околозвездных оболочках, малы — они не превышают нескольких десятков км/сек. Отсюда следует, что эти оболочки не являются результатом вспышек но­ вых или новоподобных звезд, при которых выброшенный газ движется, как правило, со скоростями порядка тысячи км/сек. Околозвездные оболочки возникают благодаря непрерывной потере вещества из двойной системы.

Скорость потери вещества системой можно оценивать различными способами. Оценки скорости потери вещества

через точку L2 — SKs — в случае системы ТСгВ [73] привели к довольно неопределенному результату

2-1010 ^ 9Kss^8-1021 г/сек. Для DQ Her, в предположе­ нии, что потеря массы происходит путем сферически-сим-

112 ГЛ. V. ОКОЛОЗВЕЗДНЫЕ ОБОЛОЧКИ НОВЫХ

метричного истечения газа, получено по величине изме­

нения периода: = 1,29-1018 г/сек 174]. Наиболее на­ дежно скорость потери вещества системой находится в том случае, когда удается наблюдать взаимодействие околозвездной оболочки с оболочкой, сбрасываемой при вспыш­ ке новой. Об этом будет подробно сказано в § 2 и 3.

Изучение околозвездиых оболочек является естест­ венным продолжением описанных выше исследований движения газовых потоков в двойных системах. Кроме того, роль в эволюции звезд непрерывной потери вещества из системы оказывается по современным представлениям весьма значительной и это также делает вопрос о природе таких оболочек актуальным. Наконец, присутствие околозвездиой оболочки вокруг новой или новоподобной звезды во время вспышек вызывает ряд специфических явлений, рассматривая которые, можно уточнить многие сведения о тесных двойных системах звезд карликов. По этим при­ чинам околозвездным оболочкам нужно уделять внимапие при исследовании процессов, происходящих в тесных двойных системах.

Теоретически потеря вещества двойной системой впер­ вые изучалась Койпером [75]. Рассчитывая движение час­ тиц внутри системы, он нашел, что часть вещества, дви­ жущегося от одной компоненты и обтекающего другую звезду системы, может при достаточно большом значении скорости уйти из системы через ту область поверхности Роша, которая близка к точке Ь2. Так как эта область мала, то вещество должно выходить из нее в форме струи, причем скорость в струе зависит от параметров системы и составляет десятки км/сек в случае системы звезд ги­ гантов. Вращение двойной системы как целого непрерывно меняет направление выходящего из нее потока вещества. Поэтому выброшенное вещество, расширяясь, образует вокруг системы спиральную оболочку. Эта спираль долж­ на находиться в орбитальной плоскости системы.

Расчеты движения вещества в системе проводились в [75] в небесно-механическом приближении без учета газовой природы потоков. Получить в таком случае сколь­ ко-нибудь полные данные о количестве вещества, уходя­ щего из системы, весьма затруднительно. Кроме того, пренебрежение газовым давлением чрезмерно упрощает общую картину истечения. Задачу о потере вещества тес-

ной двойной системой необходимо рассматривать, прини­ мая во внимание газодинамические эффекты. Особенно важным является радиальное расширение потока, теку­ щего в системе. Потеря вещества тесной двойной системой при учете взаимодействия частив; в потоке приближенно рассчитана в работе А. В. Федоровой [76]. При этом ис­ пользовалась та же методика, что и при расчете движения газовой струи от спутника к главной звезде [38, 39], но вычисления были продолжены далеко за область горячего пятна, а уравнения (23.2) — (25.2) модифицированы за счет более точного выражения градиента давления в струе.

В работе [76] сечение струи предполагается эллипти­ ческим. Полуось эллипса в орбитальной плоскости X и другая Z связаны со значением рс плотности на оси сим­ метрии струи соотношением

При расчетах движения струи в [38] принималось, что градиент давления газа одинаков во всех точках границы сечения струп. Более точное выражение силы получается при учете (1.5). Компоненты силы газового давления А вдоль осей Ох, Оу и Oz (в системе координат связанной с центром масс системы) равны:

Здесь обозначено:

(3.5)

R о — начальный радиус струи, рш и г?он — начальная плотность и скорость на оси соответственно.

114 ГЛ. V. ОКОЛОЗВЕЗДНЫ Е ОБОЛОЧКИ НОВЫХ

Скорость г>0 соответствует осевой точке сечения, дви­

Движение периферийных точек сечения струи описы­ вается более точными, по сравнению с (23.2) — (25.2), уравнениями:

движение газовой струи на первом этапе, до столкновения

соболочкой.

Вдальнейшем, после того как скорость газа в точке А у поверхности дискообразной оболочки (рис. 32) стано­ вится направленной по касательной к ней, все точки,

находящиеся ближе к звезде, считаются присоединивши­ мися к оболочке. По остальной области, занятой прохо­ дящим мимо оболочки газом, распространяется возмуще­ ние, вызванное «обрезанием» внутренней части потока.

Возмущение распространяется по С^-характерпстике, уравнение которой может быть приведено к такому виду:

где г — расстояние точки от оси цилиндра я R — расстоя­ ние от оси граничной точки на том же радиусе.

Решение системы (5.5) — (7.5) вместе с (8.5) позволяет проследить за движением газа, прошедшего мимо оболоч­ ки. Расчеты показали, что какая-то часть этого газа ухо­ дит из системы, приобретя достаточно большую скорость, тогда как другая остается в системе, огибая при своем движении главную звезду. Важной особенностью течения

вещество захватывается главной оболочкой при расшире­ нии. Когда захваченная масса сравнима с первоначаль­ ной массой главной оболочки, скорость" расширения последней должна быть заметно меньшей, чем сразу после вспышки, так как количество движения ее сохра­ няется.

Уменьшение скорости главной оболочки наблюдалось у повторной новой RS Oph при вспышке 1958 г. Сразу после вспышки ширина эмиссионных линий в спектре

Рис. 33. Изменение скорости расширения оболочки RS Oph со вре­ менем (треугольники) [77]. Сплошной линией представлена теоре­ тическая кривая при значении (5 = 1,7-10—6 сек~г [80].

этой звезды соответствовала скорости расширения около 2000 км/сек, а в течение следующих 90 дней она монотонно уменьшалась (рис. 33). Это явление было интерпретиро­ вано Поташем [77] как результат возрастания массы глав­ ной оболочки при захвате ею вещества околозвездной обо­ лочки.

Аналогичное уменьшение скорости главной оболочки было отмечено при вспышке новой Т СгВ в 1946 г. [78], новой CP Pup 1942 г. [79], а также и у некоторых других.

По наблюдаемому изменению скорости движения глав­ ной оболочки, захватывающей газ околозвездной оболоч­ ки, можно получить данные о потере вещества тесными двойными системами вне вспышек. Для этого нужно пред­ варительно теоретически рассмотреть вопрос о зависимо­ сти от времени скорости оболочки, масса которой возра­ стает по тому или иному закону.

Масса главной оболочки может увеличиваться не толь­ ко вследствие захвата газа из околозвездной оболочки, но и вследствие присоединения к ней вещества, выбрасывае­ мого из звезды после вспышки (подробнее об этом см. в [4]). В случае повторных новых, а также быстрых новых звезд, к которым относится, в частности, CP Pup 1942 г., непрерывное выбрасывание вещества из звезды продол­ жается недолго, всего в течение нескольких дней после отрыва главной оболочки [4]. Расширение главной оболочки после того как все выброшенное вещество к ней присоединилось, можно считать происходящим при по­ стоянном количестве движения, пока ее скорость сущест­ венно превосходит скорость околозвездной оболочки.

Согласно существующим представлениям околозвездная оболочка образуется в результате потери вещества тесной двойной системой; эта потеря происходит глав­ ным образом путем истечения со скоростью несколько десятков км/сек (§ 1). На тех расстояниях от системы, которые проходятся истекающим газом за несколько лет, тяготение звезд практически не сказывается и движение газа можно считать инерционным. Поэтому в том случае, когда околозвездная оболочка сферическая, распределе­ ние плотности р0 (г) в ней определяется соотношением

Ро (г) = Ро (г0) ■ (9.5)

Если истечение газа из системы происходит преиму­ щественно в орбитальной плоскости, то распределение плотности в околозвездной оболочке зависит не только от г, но и от угла, образуемого направлением из центра оболочки на данную точку с орбитальной плоскостью. Этот случай будет подробно рассмотрен нами несколько

ниже.

Для нахождения закона движения главной оболочки при сферической симметрии как ее, так и околозвездной оболочки, использован закон сохранения количества дви­ жения и соотношение (9.5) [80]. При этом не учитывались га­ зодинамические эффекты, т. е. пренебрегалось внутренней энергией газа по сравнению с его кинетической энергией. Если главная оболочка с массой т (г) и скоростью рас­ ширения v (г) захватывает вещество околозвездной обо­ лочки, распределение плотности в которой определяется

При условии, что скорость расширения околозвездной оболочки пренебрежимо мала, из закона сохранения количества движения следует:

(12.5), находим зависимость г (t) и, далее, функцию v (t):

ность определения р. Скорость расширения принимается соответствующей полуширине эмиссионных линий, обра­

Т СгВ значение Р;=7-10~в (при ta, близком к моменту максимума блеска). Заметим, что к очень хорошему со­ гласию с наблюдениями (см. рис. 33) приводит только представление плотности в виде (9.5). При другой форме зависимости р0 (г0) согласия с наблюдениями v (t) полу­ чить не удается и, следовательно, выражение (9.5) дает правильное представление о распределении плотности в околозвездных оболочках реальных’двойных систем.

Обратимся теперь к исследованию дискообразных обо­ лочек, образованных при истечении вещества лишь в ор-

битальыой плоскости системы. Газ, истекающий из си­ стемы, одновременно с движением с постоянной скоростью а0 вдоль орбитальной плоскости, расширяется в вакуум. Толщина слоя вследствие этого возрастает со скоростью Мрлзл,' определяемой формулой (14.2). При двустороннем разлете плоского слоя одноатомного газа толщиной 21 и начальной плотпостыо р„, распределение плотности в пем в момент t определяется выражением [81]:

(15.5)

где h — расстояние данной точки до плоскости симметрии слоя и А — некоторая постоянная. Выражение (15.5) применимо при l <^ upa3n’i- Найдем при помощи (15.5) распределение плотности в околозвездной облочке [82].

Для расстояний от двойной системы, больших по срав­ нению с ее размерами, можно считать, что источник газа

сти системы соответствует значение ф = я/2. Предпола­ гаем, что в околозвездной оболочке существует осевая

равно: гц = u0t. Поскольку при больших значениях t рас­ ширение газа перпендикулярно к орбитальной плоскости можно считать инерциальным, то смещение со скоростью и0 должно приводить лишь к изменению масштаба плот­ ности ри. Поэтому принимаем:

то при посредстве (15.5) распределение плотности в около­ звездной оболочке р (г;тЭ1) получается в виде

где обозначено: