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

Вспышки новых связаны, по-видимому, с тепловой неустойчивостью белого карлика — компоненты тесной двойной системы. Характер этой неустойчивости должен быть совершенно иным, чем в случае холодных звезд.

Вкачестве возможного механизма неустойчивости бело­ го карлика в двойной системе Шацман рассматривал ре­ зонанс между орбитальным движением и осевым враще­ нием звезды. Эта гипотеза, подробно изложенная в [7], плохо согласуется с данными наблюдений вспышек новых.

Внастоящее время предпочтительнее считать причиной вспышек новых звезд аккрецию на белый карлик вещест­ ва, текущего от спутника. Этот механизм рассматривает­ ся в следующем параграфе.

§ 4. Аккреция вещества как механизм вспышки новой

Вопрос об источниках, которые могут обеспечить ги­ гантское выделение энергии в звезде (и притом происхо­ дящее неоднократно) без существенной перестройки ее структуры относится к числу важнейших п наиболее трудных в теории вспышек новых звезд. Лишь в послед­ нее время, после того как было установлено, что новые звезды входят в состав тесных звездных систем, этот во­ прос несколько прояснился. Существующие в таких си­ стемах мощные газовые потоки переносят от спутника к главной звезде большое количество водорода. Если глав­ ная звезда системы является белым карликом, то в ре­ зультате захвата газа (аккреции) и обогащения его внеш­ них слоев водородом возможно возникновение тепловой неустойчивости и как следствие — вспышки звезды. Та­ ким образом, в качестве источника энергии вспышки но­ вой могут рассматриваться термоядерные реакции го­ рения водорода в оболочке белого карлика.

Высказанное Крафтом в 1962 г. [108] предположение о том, что вспышки звезды обусловлены быстрым разви­ тием тепловой неустойчивости в обогащаемых водородом внешних слоях белого карлика — компоненты тесной двойной системы — встретило серьезное возражение. Ука­ зывалось, что благодаря очень большой теплопроводно­ сти вещества белого карлика, энергия, выделяющаяся при горении водорода в его оболочке, долита быстро от­

водиться в ядро, и поэтому высокая степень концентра­ ции энергии, необходимая для выброса внешних слоев звезды, не может быть достигнута. Однако неоднократно проводившиеся в последние годы расчеты процесса горе­ ния водорода в оболочке белого карлика [109]—[114] пока­ зали, что при определенных условиях скорость выделения энергии в оболочке белого карлика становится очень большой и возможен срыв внешних слоев звезды. Для того чтобы продемонстрировать современное состояние вопроса о горении водорода как источнике вспышки но­ вой, имеет смысл привести некоторые результаты этих расчетов.

В одних работах [109, 110] задача рассматривалась в гидростатическом приближении, т. е. рассчитывалась по­ следовательность статических моделей звезды с постепен­ но возрастающей в результате аккреции вещества массой

ной Жц = 1,3-10-4 Ж©. В работе [1091 масса белого

сделаны лишь для слоя с массой 1,1-10-2 Ж©. Со­ держание тяжелых элементов в оболочке было принято сравнительно низким: Ъ — 0,004. Оказалось, что слоевой источник энергии начинает формироваться при значении плотности р « 1 0 3 г/см3, а величина массы, захваченной при аккреции, при которой горение водорода становится неустойчивым, составляет 6-10"4 Ж©.

Как указанные расчеты, так и вычисления других авторов не дали полной картины нестационарного вы­ горания водорода, поскольку характерное время быстро уменьшается с возрастанием массы слоя и становится необходимым учитывать динамику процесса. Тем не менее из этих расчетов следует, что при значениях скорости аккреции, лежащих в довольно широких пределах, теп­ лоотвод из слоевого источника внутрь белого карлика происходит недостаточно быстро и не может предотвратить развитие тепловой неустойчивости в водородной оболочке.

162 f j l . VI. ВСПЫШКИ ЗВЁЗД

Такой результат делает целесообразным исследование про­ цесса горения при учете его взаимосвязи с газодинамиче­ скими характеристиками слоя.

Детальные расчеты эволюции богатой водородом обо­ лочки белого карлика, произведенные Старфилдом [112— 114], позволили установить, что в процессе горения водоро­ да достигаются очень высокие температуры и большие скорости энерговыделения.

Процесс происходит настолько быстро, что относитель­ ное содержание элементов отличается от равновесного. Наиболее распространенными ядрами, кроме Н и 4Не становятся 13N, 140, 1Б0, 17F, неустойчивые по отноше­ нию к р+-распаду. Возникновение вспышки зависит глав­ ным образом, от начальной светимости звезды, а также от количества водорода и содержания тяжелых элемен­ тов в оболочке.

Расчет моделей со светимостью, превосходящей 0,2 L q , показал, что за двое суток температура в слое возрастает

вызванное резким повышением давления, достигает по­ верхности звезды. Ударной волной срывается оболочка, масса которой 3-1028 з и скорость 7400 км/сек. В остав­ шемся слое согласно расчетам в результате |3+-распада неустойчивых ядер дополнительно выделяется энергия около 6 -1047 эрг, которая приводит к выбросу массы 3-10_5 Ж® с кинетической энергией 3-1044 г. Визуальная

бы произошла вспышка, начальная светимость белого карлика должна быть в пределах 0,2 L q ^ ^ 1,8 L q . Необходимо также значительное — до 3 % по массе — на­ чальное содержание С и N в оболочке и большое коли­ чество водорода в ней (10_3 93?®). При невыполнении этих условий скорость выделения энергии оказывается недостаточной для того, чтобы привести к срыву внешних слоев звезды.

В своих расчетах динамики процессов, связанных с термоядерными реакциями во внешних слоях оболочки белого карлика, Роуз [111] исходит из предположения о равновесном характере реакций углеродного цикла, пу­ тем которых происходит выгорание водорода. Важным новым элементом этих вычислений является сравнитель­ но полный учет нестационарной конвекции, приводящей к перемешиванию в оболочке. При достаточно большой скорости энерговыделеиия время развития тепловой не­ устойчивости становится короче времени конвективного перемешивания и отвод тепла от разогреваемого слоя де­ лается недостаточно эффективным. Тогда в оболочке раз­ вивается ударная волна, которая выбрасывает вещество со скоростями 4000—8000 км/сек. Как отмечается в [111], выбросом при помощи ударной волны не удается объяс­ нить хорошо известные наблюдательные факты. Длитель­ ность вспышки оказывается существенно меньшей, чем у реальных новых, а скорости выброса чрезмерно боль­ шими. Возможно, что отрыв оболочки может происходить без образования ударной волны, а просто вследствие повышения давления в слое горения [114].

При быстром выделении энергии под поверхностью звезды возникает тепловая волна. В одних условиях эта волна превращается в ударную, а в других энергия будет переноситься до самой поверхности звезды лишь тепловой волной. Чем больше концентрация энергии при вспышке, тем менее благоприятны условия для обра­ зования ударной волны. Теория движения тепловых волн в звездах развивалась Климишиным [104], пока­ завшим, что в том случае, когда взрыв происходит на

строении и энергетической устойчивости внешних слоев белого карлика, на который перетекает газ из спутника, не решена, вряд ли можно сказать, в какой мере перенос энергии тепловой волной является существенным в про­ цессе вспышки новой.

В этом параграфе предполагалось не детально рас­ сматривать процесс вспышки новой, а лишь указать на возможные эффекты, связанные с перетеканием

и остаются нерешенными многие принципиальные воп­ росы, связанные с кинетикой термоядерных реакций в оболочке белого карлика и с газодинамикой оболочки. По-видимому, для создания теории вспышки новой, доста­ точно хорошо объясняющей весь обширный комплекс наб­ людательных данных, потребуется еще значительное вре­ мя. Все же можно полагать, что основа для такой теории уже имеется, так как обнаружен реальный источник энергии, который может дать наблюдаемую мощность вспышек и обеспечивает их повторяемость.

Г Л А В А VII

♦

Некоторые проблемы эволюции тесных двойных систем звезд карликов

Вопросы эволюции тесных двойных систем обсужда­ лись во многих работах и при этом большое внимание уде­ лялось роли газовых потоков в эволюции. Исходным материалом при исследованиях в этом направлении слу­ жили почти исключительно результаты изучения движе­ ния частиц в двойной системе в рамках ограниченной за­ дачи трех тел. Как было продемонстрировано в предыду­ щих главах, подобных вычислений недостаточно для то­ го, чтобы составить правильное представление о потоках. При расчете движения газа необходимо принимать во вни­ мание такие важнейшие чисто газодинамические эффек­ ты, как расширение в вакуум, образование ударных волн и турбулентность. До тех пор, пока роль этих эффектов в эволюции двойных систем не будет рассмотрена с до­ статочной полнотой, нельзя получить полной картины эволюции тесных двойных систем. Кроме того, отказ от представления о заполнении полости Роша, как необхо­ димом условии потери массы системой, может существен­ но сказаться на результатах многих расчетов эволюции систем с обменом массой. По указанным причинам не имеет смысла подробно излагать существующие взгляды на эволюцию тесных двойных систем звезд карликов, к тому же часто имеющие умозрительный характер. В этой главе мы ограничимся тем, что на основе расчетов и выво­ дов, собранных в этой книге, более четко очертим области, в которых сейчас целесообразно проводить исследования.

§1. Эволюционное значение газовых потоков

втесных двойных системах

Оценки масс компонент тесных двойных систем звезд карликов (см., например, [5]) дают значения около •1 332©. В отдельных случаях, когда отношение масс в си­ стеме сильно отличается от единицы (WZ Sge, HZ 29),

166 ГЛ. VII. НЕКОТОРЫЕ ПРОБЛЕМЫ ЭВОЛЮЦИИ

масса спутника оказывается близкой к 0,1 9К0 . Поскольку перетекание вещества происходит от спутника к белому карлику, который в конечном счете избавляется от при­ обретенного при аккреции газа путем вспышек (гл. VI), то аккреция, по-видимому, не оказывает влияния на его вековую эволюцию, хотя и обеспечивает наблюдаемую активность. Спутник, представляющий собой карлик позднего спектрального 'класса, должен иметь большое

этого процесса на его эволюцию. Здесь следует отметить возможность увеличения Q в период вспышки другой компоненты как новой звезды. При вспышке поверхность спутника должна нагреваться и в резз^льтате может про­ исходить дополнительное истечение газа, но по-видимо-

Таким образом, газовые потоки в рассматриваемых систе­ мах, существенно сказываясь на энергетике внешних областей компонент, не должны приводить к очень быст­ рым изменениям внутреннего строения звезд.

Обмен веществом между компонентами тесной двойной системы и потеря ею массы, как известно, оказывают влия­ ние на характеристики орбитального движения и, преж­ де всего, на величину периода обращения Р. Эта величина находится в случае затменной системы достаточно уве­ ренно. Скорость изменения периода зависит от того, теряется ли момент количества движения или нет. Соот­ ветствующая формула приведена в обзоре [116]. Она име­

где Afop6 — орбитальный момент количества движения. Второе слагаемое учитывает потерю массы спутником, третье— потерю вещества всей системой.

Изменения периода в отдельных случаях, например, в случае DQ Her, имеют характер вековых и, в соответ­ ствии-с (1,7), могут быть обусловлены тем, что система

теряет вещество (см. гл. V). У этой системы было отмечено и скачкообразное изменение периода вследствие выброса значительной массы из системы при вспышке новой в 1934 г. [117]. По скорости потери массы система DQ Нет превосходит большинство других, возможно потому, что она содержит бывшую новую, активность которой уве­ личивает количество вещества, уходящего из системы.

Сравнительно быстрые ( d^ Р — 10-8 — 10~°) изменения

периода некоторых тесных систем звезд карликов (RWTri, U Gem и др.) также истолковывались как результат об­ мена массой между компонентами или потери массы си­ стемой. Применение (1.7) при MopG = const в этих слу­ чаях приводит к значениям скорости' потери вещества

спутником Жсп ^ 1 0 -в 9К0 /год, что на два-три порядка превосходит оценки потери массы, получаемые из наблю­ дений. Это само по себе вызывало сомнение в правильно­ сти интерпретации изменений периода. После того как в недавнее время обнаружилось, что изменения периода происходят не монотонно, возможность интерпретации их как результата потери массы системой или просто пе­ ретекания вещества окончательно отпала.

Попытка объяснить колебания величины периода у наблюдаемых затменных новоподобных систем была пред­ принята Смаком [130], предположившим, что эти колеба­ ния вызываются изменением массы дискообразной обо­ лочки. Соответствующая формула для скорости измене­ ния Р имеет вид [126]

моментом количества движения между вращающейся дискообразной оболочкой и компонентами системы, а так­ же перетекание вещества от спутника к оболочке. Так

как в рассматриваемой модели величина Ж2 всегда отри­ цательна, то перемену знака d In Pldt следует, согласно

168 ГЛ. VII. НЕКОТОРЫЕ ПРОБЛЕМЫ ЭВОЛЮЦИИ

[126], приписать изменению момента количества дви­ жения дискообразной оболочки, которое, таким образом, должно играть преобладающую роль в наблюдаемых ко­ лебаниях Р.

Для того чтобы указанным путем получить колебания орбитального периода системы, соответствующие наблю­ даемым, для массы дискообразной оболочки нужны зна­ чения 9Kd 1020 г, что на 6 —7 порядков превосходит оценки, сделанные в гл. III и подтверждаемые многими фактами. Столь большое значение $9Id представляется неприемлемым по ряду соображений, даже если не ка­ саться вычислений гл. III. Прежде всего заметим, что для образования такой оболочки при существующей мощно­ сти газовых потоков потребуется около 1 0 5 лет, так как верхняя граница скорости аккреции в системе U Gem и ей подобных, надежно определенная по свечению систе­ мы, не превосходит 1017 г/сек- Заметные же изменения свечения дискообразных оболочек, а значит, и их массы, происходят за несколько месяцев или еще быстрее. С фи­ зической точки зрения существование дискообразной оболочки такой массы неправдоподобно. Чтобы она была устойчивой против самогравитации, температура в ней должна быть порядка 10е °К и энергосодержание около 1045 эрг. Это совершенно несовместимо с малыми светимо­ стями изучаемых систем и другими их свойствами. Та­ ким образом, объяснение наблюдаемых сравнительно быст­ рых изменений периодов тесных двойных систем типа U Gem следует искать не в механизме, предложенном в [126], а в других факторах.

В качестве одной из наиболее вероятных причин ко­ лебаний величины периода у рассматриваемых систем можно предположить присутствие третьего тела, тяго­ тение которого влияет на движение звезд. В работе Кшеминского [119] приведены убедительные доводы относи­ тельно того, что система HZ 29 — тройная. Третья ком­ понента является красным карликом очень малой свети­ мости, находящимся на расстоянии л; 1 0 13 см от других. Непосредственно невидимое третье тело имеется и в двой­ ной системе |3 Лиры [120]. Таким образом, обнаружение в тех системах, период которых быстро и неправильным образом меняется, третьего тела является важной на­ блюдательной задачей.

§ 2. Вековые изменения периодов тесных затменных систем

Непрерывная потеря вещества тесными двойными си­

©h

которое, по-видимому, для реальных систем выполняется, полной компенсации возрастания периода не происходит. Потеря момента вращения уносимого с веществом из системы, при наблюдаемой мощности газовых потоков также недостаточно велика, чтобы воспрепятствовать воз­ растанию Р, хотя при некоторых специфических предпо­ ложениях о характере потери вещества системой можно получить и уменьшение Р [116]. Следовательно, системы новоподобных и бывших новых, обладающие самыми ко­ роткими из известных периодами обращения, не могли возникнуть в результате эволюции из систем с много боль­ шим значением периода.

Наиболее близкими к этим системам по величине перио­ да и по массе являются двойные системы типа W UMa. Они обладают следующими характерными особенностями (см. например [122]): значения Р в среднем около 0а,4,

Масса одной из компонент обычно вдвое превосходит массу другой. Поскольку при этом наблюдаются спектры обеих компонент, то, по-видимому, известное соотношение между массой и светимостью звезды для таких звезд не выполняется. Систем типа W UMa на порядок больше, чем затменных систем других типов [123]. Этим определя­ ется их важная роль в звездной эволюции.

На основании результатов анализа спектров систем типа W UMa был сделан вывод о существовании вокруг