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

откуда получается выражение радиальной скорости в на­ правлении ft:

соответствующее формуле для скорости (12.5) в случае сферической околозвездной оболочки. Согласно (25.5) скорость зависит от направления движения в главной оболочке и формы околозвездной оболочки. Поэтому пер­ воначально сферическая главная оболочка в результате взаимодействия с околозвездной деформируется. Ее фор­ му в зависимости от времени, т. е. функцию г (ft; t) нахо­ дим, интегрируя (24.5). С учетом (22.5) имеем

= ^ P - v ( r 0) ( t ~ t 0). (26.5)

Обозначив количество вещества, поступающего в еди­ ницу времени в околозвездную оболочку с уровня г0, че­ рез Qs, нетрудно найти [82] путем интегрирования (18.5),

Тогда из (26.5) при помощи (23.5) и (27.5) получается такое уравнение для функции г (й1, £):

122 ГЛ. V. ОКОЛОЗВЕЗДНЫЕ ОБОЛОЧКИ НОВЫХ

Форма сечения оболочки г (в) в данный момент t зави­ сит только от значения (Зх и угла f>0. Величину рх уместно назвать поэтому «параметром формы», в отличие от [3, яв­ ляющегося «кинематическим параметром». Значения р вы­ ше были определены по наблюдаемому значению скорости главной оболочки новой, а рх находится но наблюдениям ее формы. Зная рх, можно оценить массу околозвездной оболочки и скорость потери вещества двойной системой.

У некоторых из новых звезд — DQ Hei, Т Aur — оболочки, наблюдаемые через десятки лет после вспышки, представляются овальными. Кроме того, по снимкам, по­ лученным с фильтрами, обнаружена неоднородность свече­ ния оболочки. В ней имеется так называемый экватори­

двойственность системы, Э. Р. Мустель и А. А. Боярчук установили [83], что экваториальный пояс расположен в орбитальной плоскости системы. Большая ось овала перпендикулярна к лучу зрения и благодаря этому обо­ лочка DQ Her особенно пригодна для изучения ее формы. В другом, много обсуждавшемся, случае оболочки новой V 603 Aql, где по спектральным данным можно предполо­ жить структуру, аналогичную имеющейся у оболочки DQ Her, ось оболочки составляет малый угол с лучом зрения и поэтому вытянутость оболочки на снимках неза­ метна .

Для объяснения наблюдаемой вытянутости оболочек у некоторых новых была выдвинута гипотеза о решающем влиянии на форму оболочки очень сильного магнитного поля дипольного характера [84]. Предполагается, что это поле заставляет газ оболочки двигаться преимущественно вдоль магнитных силовых линий, т. е. вдоль оси диполя, препятствуя движению в перпендикулярном направле­ нии. Как нетрудно видеть, для заметного воздействия на движение главной оболочки, кинетическая энергия кото­ рой порядка 1048 эрг, поле должно обладать сравнимой энергией, а это приводит при размерах системы около 1011 см к средней по занимаемому ею объему напряжен-

столь сильных магнитных полей в тесных двойных систе­ мах звезд карликов пока ничем не доказано. Сама возмож­ ность такого воздействия поля на движение оболочки, ко­ торое приведет к наблюдаемой ее форме, количественно пе продемонстрирована.

С нашей точки зрения можно объяснить, причем более естественно, наблюдаемую вытянутость оболочек новых и структуры оболочек на основе сделанных выводов о ре­ зультатах взаимодействия главной и околозвездной обо­ лочек. Очевидно, что в направлении, перпендикулярном к орбитальной плоскости (и близких к нему), газ, состав­ ляющий главную оболочку, движется беспрепятственно. Вблизи орбитальной плоскости движение газа затормажи­ вается. Поэтому по прошествии достаточно долгого вре­ мени после вспышки, когда главной оболочкой будет за­ хвачена достаточно большая масса газа, оболочка должна быть вытянутой в направлении, перпендикулярном к орби­ тальной плоскости системы.

Рассмотрим случай, когда большая ось овальной обо­ лочки приблизительно перпендикулярна к лучу зрения. При условии, что вначале главная оболочка была сфериче­ ской и ее деформация обусловлена только взаимодействием с главной оболочкой, по наблюдаемому отношению малой оси овала 26 к большой оси 2а определяется величина

которое дает следующую величину рх:

(32.5)

Значение v (г0) определяется по смещению в первое время после вспышки линий поглощения, принадлежащих главной оболочке. Для Новой DQ Her (1934) по наблю­ дениям 1935 г. она составляла 3,9-107 см/сек. В 1943 г. (при t = fP> = 2,7- 10s сек) по фотографиям оболочки

чением этого же отношения, находимым по формуле (32.5). Величина ^ = 2,3-10-17 см, если принять указанное зна­ чение v (г0).

Будем считать, что скорость потери массы системой DQ Нет оставалась постоянной до вспышки и оценим при помощи найденного значения массу Ат вещества, при­ соединившегося к моменту t к главной оболочке. По-види­ мому, экваториальный пояс оболочки возник вследствие захвата ею вещества. Тогда ширина пояса Н 2Ъ ctg й 0. По фотографиям оболочки [85] получаем значение tg ^^ S !,

Количество Ат вещества, присоединившегося к главной

Поэтому отношение массы Ат к первоначальной массе главной оболочки равно

При указанных значениях наблюдаемых величин v (г0), Ыа и Pj получаем, что через 25 лет после вспышки Ат ^ ^ 0,3 т (г0). Присоединившееся вещество распределено не по всей оболочке, а сосредоточено в ее экваториальной области. Поэтому количество газа вдоль радиуса в оболоч­ ке DQ Her вблизи орбитальной плоскости больше, чем в других направлениях. Различия такого рода неизбежно должны сказываться на наблюдаемом излучении оболочки. По-видимому, существование экваториального пояса, т. е. области, излучающей в линиях [N II], сильнее, чем дру­ гие части оболочки, связано со специфическими физиче­ скими условиями в этой области. Плотность, температура и

условия возбуждения и ионизации в ней должны быть иными, чем там, где газ не испытал столкновения с диско­ образной оболочкой [86].

В работе [86] показано, что наиболее вероятной причи­ ной наблюдаемых особенностей свечения экваториального

атомов 0 ++в области экваториального пояса низка, а ато­ мов N+ высока, и поэтому там излучение в линиях [N II] преобладает.

В заключение этого раздела заметим, что и при учете газодинамических эффектов закон движения главной оболочки не отличается сколько-нибудь существенно от (13.5) или (25.5) [86]. Однако разогрев газа ударной вол­ ной, образующейся при столкновении, сильно влияет на свечение оболочки, приводя, в частности, к появлению корональных линий в спектре. Подробно эти вопросы рас­ смотрены в следующем разделе.

§ 3. Корональные линии в спектрах новых звезд

Появление корональных линий в спектрах многих но­ вых и повторных новых после вспышки служит одним из главнейших свидетельств присутствия вокруг них еще до вспышки больших масс разреженного газа, т. е. околозвездных оболочек. В этом газе, при взаимодействии его с быстро расширяющейся главной оболочкой, сорванной в момент вспышки, проявляются специфические газоди­ намические эффекты, которые и приводят к интенсивному свечению в частотах корональных линий. Ниже излагают­ ся результаты теоретического исследования процессов, приводящих к образованию корональных линий [80], и расчетов их интенсивностей [87], а также определения на этой основе, по наблюдаемым интенсивностям линий, масс околозвездных оболочек.

Плотность в околозвездной оболочке р0 (г) мала по сравнению с плотностью главной оболочки ргл (г) при всех значениях г. Этот вывод следует, в частности, из зна­ чений параметра р, определяемого формулой (14.5) для конкретных новых. Даже если принять, что масса главной оболочки распределена равномерно с плотностью ргл

соответствующих радиусу главной оболочки в момент максимального блеска и Р = 10_0 -н10-5, р0/ргл < 1- Так как на самом деле толщина главной оболочки гораздо меньше ее радиуса, то р0<^; рглПоэтому главную оболочку можно рассматривать как сферический поршень, движущийся по газу околозвездной оболочки со скоростью, во много раз превышающей скорость звука. Перед поршнем распро­ страняется сильная ударная волна, нагревающая газ до температуры в несколько миллионов градусов. Концентра­ ция атомов в газе мала — около 10е—107 атомов/слл3 и, значит, условия в нем сходны с существующими в солнеч­ ной короне. Поэтому спектр излучения газа и содержит запрещенные линии очень высокого возбуждения — [Fe X], [Fe XIV] и другие, свойственные спектру солнеч­ ной короны.

Для вычисления интенсивностей корональных линий, последующего сравнения теории с наблюдениями и опре­ деления этил! путем физических условий в околозвездной оболочке, потребовалось предварительно решить газоди­

случая сферически-симметричного распределения газа при­ водится ниже.

При распространении по газу ударной волны перед поршнем образуется слой сжатого газа, движущегося в ту же сторону, что и поршень. Если главная оболочка (поршень) приобрела скорость только в момент ее срыва под действием взрыва, то в дальнейшем суммарное коли­ чество движения оболочки и приведенного ею в движение газа не меняется. Как легко показать, газодинамическая задача о движении сферического поршня с постоянным количеством движения по среде, плотность в которой р ~ г-2,— а именно так меняется, согласно (9.5) плотность в околозвездных оболочках,— люжет быть сведена к авто­

единицу его площади и р0 (г) — начальное распределение плотности в газе, определяемое (9.5).

о движении газа под действием поршня автомодельна. Решение задачи о распространении ударной волны по

околозвездной оболочке позволит найти, как меняется температура газа со временем. В дальнейшем будем счи­ тать, что энергия газа за фронтом волны быстро высвечи­ вается, т. е. уменьшается вследствие излучения, причем закон высвечивания определим условием

Это условие приближенно выполняется во многих случаях распространения ударной волны [50; 89].

Система уравнений газодинамики в сферически-симмет- ричном случае при условии (37.5) имеет такой вид:

где v — скорость газа. Она сводится к системе обыкно­ венных дифференциальных уравнений для функций V (£) и G (£), связанных с v и р следующим образом:

Безразмерная переменная £ записывается в такой форме:

Скорость ударной волны D получается из (41.5) и равна

и — значение величины £, соответствующее фронту. Величины v и р зависят, помимо указанных параметров,

волны G0. Функции V (£) и G (£) находятся сравнительно просто путем решения системы обыкновенных дифферен­ циальных уравнений [80]. Анализ выражений v и р, ■определяемых согласно (40.5), которые здесь из-за их громоздкости не приводятся, показал, что в результате высвечивания энергии за фронтом волны плотность газа неограниченно возрастает при приближении к поверхно­ сти поршня [80]. Часть захваченного ударной волной ве­ щества присоединяется к поршню — главной оболочке, а слой сжатого газа, движущегося перед поршнем, состав-

Давление газа д(2> непосредственно за фронтом волны связано со скоростью волны в случае, когда газ одноатом­

При помощи величины [3, определяемой формулой (14.5),

7Ч2>^ 3,5-107 ц °К при t — 10° сек и Т<2>^ 4• 10е ц °К

нри t — 8 -106 сек.

Соотношение (47.5) получено при условии (37.5); если закон, определяющий сток энергии за фронтом, другой,