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

Таким образом, из решения задачи о нестационарной конвекции следует новый и важный для астрофизики вы­ вод о возможности вековой неустойчивости конвектив­ ного потока энергии в периодически меняющемся поле тяжести. Возмущение потока / (t; т) растет со временем экспоненциально, так как

/ (t\ т) = Н -\-h (т) -\-h (t; т).

При С0 < 0 величина потока энергии уменьшается, при­ чем, как следует из (26.6), уменьшение особенно сильно сказывается при £ ^ 0 , т. е. у внешней границы конвек­ тивного слоя. Так как поток энергии, поступающей на внутреннюю границу, по условию задачи не меняется, то, следовательно, вблизи этой границы должно происходить накопление энергии, приводящее к разогреву газа.

В случае звезды карлика величина инкремента /г полу­

Для звезды с достаточно протяженной конвективной зоной и асинхронным вращением ДЛ 0,2 [98]. При зна­ чениях других величин, входящих в (27.6), близких к тем, которые характеризуют спутник в системах типа U Gem, получается, что v0 ^ 10-7 сек-1. Таким образом, харак­ терное время нарастания тепловой неустойчивости в хо­ лодном спутнике системы порядка 107 сек. Это совпадает с наблюдаемой продолжительностью интервала между вспышками.

Рассмотренная здесь неустойчивость конвективного потока, естественно, отстутствует у одиночных звезд, поскольку для них е = 0. При очень большом периоде из­ менения g вековая неустойчивость конвективного потока также не проявляется, так как при уменьшении со величи­ на ах -*■ 0 и поэтому АЛ 0 [98].

Возможность уменьшения со временем конвективного потока в слое, находящемся в периодическом гравитацион­ ном поле, была продемонстрирована также путем числен­ ного решения системы уравнений (7.6) — (11.6) при помо­ щи ЭВМ [97].

Тем самым показано, что этот вывод не обусловлен приближениями, которые были сделаны в [98] для того, чтобы стало осуществимым аналитическое решение задачи по нестационарной конвекции.

§ 3. Неустойчивость энергетического равновесия звезды и происхождение вспышки

звезды типа U Gem

Вспышки типа U Gem разделяют на «длинные» и «короткие» (см., например [43]). Во время длинной вспыш­ ки максимальное значение блеска сохраняется долго — в течение 10—15 суток. Поэтому фотометрическая картина вспышки типа U Gem совершенно непохожа на то, что наблюдается при вспышках новых.

Особенно ярко различие с новыми проявляется при вспышках звезд типа Z Cam. В этих случаях период посто­ янного повышенного блеска составляет десятки, а иногда и сотни суток. Так, например, в 1966—1967 гг. блеск си­ стемы Z Cam оставался постоянным и на треть амплитуды (в звездных величинах) меньшим максимального в тече­ ние почти 480 суток. Естественно принять, что светимость систем типа Z Cam в эпохи’продолжительного постоянства блеска соответствует производительности внутризвездных источников энергии [95]. Она равна среднему значению светимости звезды за большой, по сравнению с длиной цикла, промежуток времени. Такой вывод находится в со­ гласии с данными работы [1 0 1 ], в которой отмечено, что в эпоху постоянного блеска (в течение полутора лет) излу­ чение Z Cam в U, В и V областях спектра соответствовало среднему за время обычных изменений типа U Gem.

визуальной амплитудой вспышки звезды типа U Gem и длиной предшествующего цикла имеет вид

Ъ0 +1,85 18 Р Ц. (31,6)

При сравнении (31.6) с (30.6) следует иметь в виду, что при вспышке спектрофотометрическая температура звезды существенно увеличивается и значения Иь01 должны пре­ восходить A v более, чем иа 1 зв. величину. Учитывая это обстоятельство, а также то, что (31.6) выполняется лишь статистически, можно констатировать соответствие пред­ положения о постоянстве производительности источников энергии в звезде наблюдениям.

Заметим, что приняв одно и то же значение L0для раз­ личных звезд, аналогичным путем можно получить близ­ кую к наблюдаемой [1 0 2 ] зависимость между средней амплитудой и средней длиной цикла, характерных для данной звезды.

Из наблюдений следует, что звезда спутник в той си­ стеме, где происходят вспышки типа U Gem, обладает конвективной зоной. Оценка радиуса спутника в системе U Gem по наблюдаемой продолжительности затмения им

^ 4-1032 эрг!сек = 0,1 /,©. Этой светимости соответствует температура звезды Т = 7,3-103°К. Таким образом, по сво­ им «средним» характеристикам спутник в системе UGem представляет собой субкарлик класса F. В эпохи мини­ мального блеска его спектральный класс, естественно, яв­ ляется более поздним. У субкарлика класса F со столь малым радиусом должна иметься не очень протяженная внешняя конвективная зона.

Истечение вещества из спутника в системе U Gem яв­ ляется косвенным свидетельством асинхронности его вра­ щения и орбитального обращения (гл. II). Как показано в § 2 , такая асинхронность должна приводить к вековой неустойчивости конвективного потока. Гипотеза о том, что накопление энергии в глубине конвективной зоны при асинхронном вращении звезды типа U Gem может являть­ ся причиной вспышечноц активности, впервые была вы­

§ 3. НЕУСТОЙЧИВОСТЬ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО РАВНОВЕСИЯ 157

выполняется в случае звезды, по своим характеристикам близкой к холодному спутнику в системе U Gem. Сле­ довательно, объяснение вспышек звезд этого типа на ос­ нове теории нестационарной конвекции внутренне не противоречиво.

Описание самого процесса вспышки, т. е. выхода энер­ гии на поверхность звезды и обусловленных этим явлений, конечно, не может быть сделано в рамках указанной тео­ рии. Для такого описания требуется предварительно ис­ следование распространения тепловой волны по среде, свойства которой меняются со временем, поскольку при прогреве конвективной зоны распределение плотности и температуры в ней меняется.

Непрозрачность конвективной зоны вследствие ее прогрева уменьшается в соответствии с (35.6). Если при этом еще происходит расширение внешних областей звез­ ды (увеличение ее радиуса при вспышке следует из на­ блюдений [13], а также из теоретических соображений), то плотность в них падает и непрозрачность уменьшается еще быстрее.

Движение тепловой волны, распространяющейся из глубины конвективной зоны, должно ускоряться ые толь­ ко в результате прогрева газа, но и вследствие умень­ шения плотности в звезде с приближением к ее поверх­ ности [104]. По-видимому, эти обстоятельства и обеспечива­ ют сравнительно быстрый, за время 105 сек — 3-105 сек, подъем блеска при вспышке. Модель вспышки, в которой учитывались бы эти процессы, теоретически совершенно не разрабатывалась, так же как и вопрос о возвращении звезды после вспышки, к исходному состоянию. Здесь приходится ограничиваться лишь общими соображениями. После того как энергия вспышки вышла к поверхности и излучена в пространство, температура поверхности будет выше той, которая должна соответствовать произ­ водительности источников энергии в звезде. Поэтому бу­ дет происходить понижение температуры и снова обра­ зуется конвективная зона. Затем должен начаться новый цикл накопления энергии.

Расчет всего процесса перехода от лучистого к кон­ вективному равновесию встречается с большими трудно­ стям и вряд ли может быть осуществлен в ближай­ шее время.

158 Гл. VI. ВСПЫШКИ ЗВЕЗД

Рассмотренный механизм вспышек звезд типа U Gem не является единственным из предлагавшихся. На пред­ положении о том, что в системах типа U Gem вспыхивает холодный карлик, основан ряд работ [105—107]. Неус­ тойчивость внешних слоев звезды обычно считают вы­ званной потерей ею значительной массы при заполнении полости Роша. Так, согласно работе Пачинского [105], обнажение после стока вещества областей звезды, имею­ щих высокую температуру, и вызывает вспышку. Однако картина вспышки такого рода должна сильно отличаться от наблюдаемой. Еще более существенно то, что требуе­ мая потеря массы очень велика — на 3—4 порядка пре­ восходит получающуюся по результатам исследования газовых потоков в системах. Поэтому нельзя считать объяснение вспышек типа U Gem, данное в [105], пра­ вильным.

Указанный коренной недостаток гипотезы Пачинско­ го отмечается и в работе Осаки [106], приписывающего возникновение вспышек типа U Gem динамической не­ устойчивости конвективной зоны звезды. В его теории также предполагается, что по временам вспыхивающая звезда выходит за пределы полости Роша. Тогда согласно [106] должен возникать турбулентный поток вещества через эту поверхность, которым также переносится энергия.

В работе [106] приводится ряд модельных расчетов, показавших, что при определенных значениях парамет­ ров процесс переноса энергии становится неустойчивым. Так как перенос тепла турбулентным потоком практиче­ ски имеет место лишь когда звезда выходит за пределы полости Роша, то вспышка связывается именно с этим периодом. В то время, когда звезда находится внутри по­ лости Роша, дополнительного выноса энергии на ее по­ верхность не происходит.

Хотя эта гипотеза более разработана, чем гипотеза Пачинского, и имеет ряд преимуществ, в частности, тре­ бует меньшей величины потери массы спутником, ее нель­ зя признать удовлетворительной. Из наблюдений не вы­ текает, что существует значительное различие в скорости потери вещества звездой вне вспышек и во время них. Согласно же работе [106] в эпохи минимального блеска звездой не должно теряться вещество, находящейся в

§ 3. НЕУСТОЙЧИВОСТЬ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО РАВНОВЕСИЯ 150

это время внутри полости Роша (асинхронное вращение,

В работе Бата [107] также рассматриваются наруше­ ния энергетического равновесия звезды, связанные с по­ терей ею вещества. Анализ устойчивости компоненты тес­ ной двойной системы по отношению к динамическим воз­ мущениям произведен в предположении адиабатических сферически симметричных движений при условии постоян­ ства давления на поверхности звезды. Из расчетов работы [107] получено, что звезда, имеющая массу 1 9Kq и тем­ пературу около 5-103 °К, в результате роста неустойчиво­ сти с характерным временем 10° сек может увеличить свою болометрическую светимость на 3—4 зв. величины. Эф­ фективная температура звезды при этом возрастает в 2—3 раза и происходит значительная потеря массы; 1025— 1028 г за одну вспышку. В [107] отмечается также, что при взаимодействии динамических и тепловых факторов неустойчивость может приобрести периодический харак­ тер, но детального исследования этого вопроса не прове­ дено.

Подытоживая сказанное в этом параграфе, отметим, что все гипотезы, связывающие вспышки с холодными кар­ ликовыми компонентами систем типа U Gem, не предпо­ лагают для энергии вспышки каких-либо иных источни­ ков, помимо постоянно действующих внутренних, и свя­ зывают вспышки с неустойчивостью конвективной зоны. Однако в отношении характера неустойчивости точки зрения различных авторов не совпадают. По нашему мнению, предположение о вековой неустойчивости кон­ вективного потока удачнее объясняет многие сущест­ венные особенности вспышек типов U Gem и Z Cam, чем другие гипотезы. Кроме того, теория нестационарной конвекции имеет значение и для других вопросов физики тесных двойных систем. Поэтому изложению указанной теории и вытекающих из нее следствий выше было уде­ лено больше внимания, чем другим точкам зрения. Ус­ тановить, действительно ли вспышки объектов типа U Gem связаны с холодной компонентой новоподобной системы, можно только путем наблюдений вспышек.