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

30 ГЛ. I. НОВОПОДОБНЫЕ И НОВЫЕ ЗВЕЗДЫ КАК ДВОЙНЫЕ

ность потока сказывается при его столкновении с диском в колебаниях количества кинетической энергии, посту­ пающей в диск и переходящей в излучение. Тот факт, что флуктуации блеска сильнее всего во время паилучшей видимости горячего пятна, а в минимуме блеска, когда пятно закрыто, флуктуации незначительны, подтверж­ дает эту точку зрения на их природу. Конечно, определен­ ную роль во флуктуациях должна играть и неоднородность самой дискообразной оболочки.

Периодические быстрые колебания блеска могут быть объяснены специфической неустойчивостью течения в области горячего пятна. Объяснение характера этой не­ устойчивости лучше отложить до гл. IV, так как в гл. III будут подробно интерпретированы физические процессы, происходящие в области столкновения струи с оболочкой.

Из поставленных выше проблем все, кроме 8-й, полу­ чили вполне удовлетворительное и естественное качест­ венное истолкование в рамках модели тесной двойной системы с газовыми потоками. Происхождение вспышки повой также объясняется на основе этой модели, но под­ робно о нем будет сказано позже, в гл. VI. Здесь мы лишь заметим, что с газовым потоком к главной звезде перено­ сится большое количество водорода, который при опре­ деленных условиях может путем очень быстро протекаю­ щих термоядерных реакций дать энергию, необходимую для отрыва внешних слоев звезды.

В заключение этого параграфа следует сказать, что газовые потоки существуют не только в системах звезд карликов. Еще в 30-е годы О. Струве объяснил присут­ ствие слабых эмиссионных линий в спектрах некоторых двойных систем излучением газовых струй и потоков, имеющих кольцеобразную форму. В системах звезд кар­ ликов вследствие их малой общей светимости роль излу­ чения газовых потоков гораздо значительнее, чем в сис­ темах звезд гигантов. Кроме того, малость периодов об­ ращения и размеров карликовых систем вызывает неко­ торые дополнительные эффекты. Так, можно думать, что у этих систем динамические приливы оказываются более существенными для процессов выброса вещества, чем ги­ потетическое заполнение звездой спутником полости Ро­ ша. Вопрос о роли динамических приливов в образова­ нии газовых потоков рассматривается в следующей главе.

Г Л А В А It

*

Динамическое взаимодействие звезд

иобразование газовых потоков

втесных двойных системах

§1. Условия истечения газа из звезды — компоненты

тесной двойпой системы

Двойные системы с достаточно малым периодом обра­ щения — меньше 100 суток — называют тесными парами. К этой группе относятся, как говорилось выше, новые и новоподобные звезды. Методы анализа кривых блеска затменных тесных систем и определения из наблю­ дений характеристик компонент этих систем разрабо­ таны весьма полно и изложены в известной монографии Копала [17]. Однако в ряде случаев фотометрические и спектроскопические особенности системы сильно услож­ няют задачу об определении элементов орбиты и физи­ ческих свойств компонент. Эти особенности обусловлены, как правило, присутствием в системе газовых потоков. Поглощение излучения звезд газовыми потоками иска­ жает форму кривой блеска, причем особенно сильно во время затмения. Излучение же самих потоков, преиму­ щественно в частотах линий, накладываясь на излуче­ ние звезд, делает наблюдаемый спектр системы очень сложным.

Как говорилось выше, присутствие эмиссионных ли­ ний водорода в спектрах некоторых двойных систем еще в 30-е годы связывалось с излучением газовых потоков. Данные о системах звезд гигантов с газовыми потоками приведены в статье Сахаде [18]. Почти во всех случаях главная звезда — гигант раннего спектрального класса (В или А), а спутник — гигант или субгигант позднего класса (G — К). В таких условиях излучение газовых потоков составляет малую, порядка одной тысячной, долю общего излучения системы. Понятно, что системы из двух гигантов отличаются от систем карликов не толь­

32 ГЛ. II. ДИНАМИЧЕСКОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЗВЕЗД

поскольку образование газовых потоков и их динамика вначале исследовались именно для систем гигантов, здесь целесообразно изложить результаты этих исследо­ ваний, важные для любых тесных систем.

Движение вещества в окрестности звезд, входящих в тесную двойную систему, в сильной мере зависит от фор­ мы эквипотенциальных поверхностей в системе. Обычно

Рас. 12. Сечеипе эквипотенциальных поверхностей в двойной сис­ теме. Стрелкой указано сечеппе поверхности Роша.

принимают, что компоненты системы имеют высокую кон­ центрацию массы к центру (построены по модели Роша). Тогда распределение плотности в основной части звезды мало сказывается на форме эквипотенциальной поверхно­ сти. Среди поверхностей равного потенциала (рис. 12) имеется одна, получившая название критической. Она ограничивает две полости (называемые полостями Роша), смыкающиеся в точке Lx, совпадающей с критической точкой Лагранжа. При отсутствии иных сил, кроме тяготения звезд, скорость и ускорение в точке Lx равны нулю. Частица, находящаяся на критической поверхности, движется по ней без затраты энергии и поэтому свободно

34 ГЛ. II. ДИНАМИЧЕСКОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЗВЕЗД

эффектов, т. е. движение рассматривалось в рамках ог­ раниченной задачи трех тел. Предполагалось, что частица выбрасывается с некоторой малой начальной скоростью из точки Lx. Именно в таком случае она может попасть внутрь полости Роша главной звезды.

Вычисления, производившиеся Копалом [20, 22] при разных значениях отношения q массы главной звезды ?КГЛ к массе спутника Жсп и начальной скорости v0, предус­ матривали различие угловых скоростей вращения <вИр и обращения со0др (асинхронность вращения и обращения). В результате расчетов оказалось, что при достаточно малых значениях разности сопр — сообр практически все вещество, уходящее из точки Д , попадает в окрестности главной звезды. Копал связывает с этим выводом извест­

smc

ный наблюдательный факт малости величины cf1= 9ЛГ у

полуразделенных систем, содержащих субгиганты в ка­ честве спутников. По его мнению, значительная часть ве­ щества в этих системах перетекла от спутника к главной звезде.

При возрастании v0 некоторая доля газа, текущего из точки Z-J, обходит главную компоненту и возвращается к спутнику. С дальнейшим увеличением v0 газ движется вокруг обеих компонент, образуя общую оболочку. Значения скорости v0, необходимые для ухода вещества из системы, получаются большими, чем наблюдаемые в тесных двойных системах звезд гигантов.

Обширное исследование выбрасывания вещества из окрестности точки Lx при условиях асинхронности вра­ щения и обращения и заполнения спутником своей по­ лости Роша было предпринято Крушевским [23, 24, 25]. Эти расчеты дали результаты, близкие к полученным Ко­ палом. Так, в частности, для того чтобы выбрасываемые частицы обращались вокруг главной звезды, необходима большая степень асинхронности: например, при q = 1 должно быть (оар « 2 Шобр (рис. 13). В указанных работах также рассчитаны размеры кольца вокруг главной звез­ ды, образуемого частицами, выброшенными с поверх­ ности спутника, и скорость в этом кольце.

Произведены также расчеты движения частиц в тес­ ной двойной системе без допущения об асинхронности вращения и обращения компонент [26—29]. В работах

30 ГЛ. II. ДИНАМИЧЕСКОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЗВЕЗД

Проводя очень большую вычислительную работу по расчету траекторий частиц, ее авторы, по-видимому, от­ четливо сознавали необходимость учета газодинамических свойств потоков, но все же в этом направлении практиче­ ски ничего не было сделано до начала 70-х годов. Осо­ бенно существенна роль газодинамических эффектов в

Рис. 14. Траектории частиц, выброшенных из точки 1_л под разными углами при g_1 = 0,21, v0 = 110 км/сек [29J.

потоках, существующих в системах, которые рассматри­ ваются в этой книге.

Газовым давлением можно пренебречь при изучении движения потоков, если вдоль потока выполняется нера­

где производная берется по радиусу потока и через ах обозначено характерное расстояние точки от звезды. За­

меняя для оценки ^ -j , где d — поперечник потока, вместо (1.2) получаем

Здесь R* — газовая постоянная и Т — температура в потоке.

ление можно не учитывать лишь в том случае, когда по­ перечник потока становится больше 109 см. В случае систем звезд гигантов величина d должна превосходить 1010 — 1011 см, что заведомо не выполняется, если считать течение начинающимся лишь в окрестности точки Ьг. Конечно, не приходится и говорить о том, чтобы в прово­ дившихся расчетах учитывались специфические газоди­ намические эффекты, как, например, ударные волны, тур­ булентность и т. п. Ниже, в § 3 этой главы, будут изло­ жены некоторые из результатов исследований движения потоков при учете их газовой структуры. Сейчас же мы, резюмируя, подчеркнем два существенных вывода, сле­ дующих из проделанных «в небесно-механическом прибли­ жении» расчетов:

а) Если вращение звезд системы происходит синхрон­ но с обращением по орбите, то для потери газа спутником даже при условии заполнения им полости Роша требу­ ются весьма значительные начальные скорости и поэтому нужно допускать мощные выбросы газа с поверхности звезды, природа которых не известна. Трудности усугуб­ ляются тем, что не у всех систем с газовыми кольцами спутник-гигант заполняет свою полость Роша [19, 29], а тогда выброс вещества должен происходить с еще большей скоростью.

б) При достаточно большой степени асинхронности вращения и орбитального обращения спутника, при ус­ ловии заполнения им полости Роша возможно истечение вещества.

Расчеты, о которых будет идти речь в следующем параграфе, показывают, что заполнение полости Роша не является необходимым условием для истечения веще­ ства из звезды. Что же касается влияния асинхронности вращения и обращения в системе на истечение, то оно является очень существенным. Поэтому здесь уместно сказать о современном состоянии этого вопроса.

В соответствии с общепринятыми представлениями синхронизация вращения и обращения звезд в тесных двойных системах устанавливается под действием прили­ вов. При более быстром вращении какой-либо из компо­ нент приливное трение затормаживает ее. Более медлен­

38 ГД. II. ДИНАМИЧЕСКОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЗВЕЗД

ное вращение приливами ускоряется. Оставляя пока в стороне оценки времени, требующегося для синхрони­ зации, рассмотрим некоторые наблюдательные данные.

Период обращения в двойной системе находится нз наблюдений непосредственно, а период вращения опре­ деляют по линейной скорости движения на экваторе и радиусу звезды. Как известно, экваториальную скорость получают, измеряя ширину спектральных линий, поэтому она может быть установлена достаточно надежно лишь при условии, что вращение является главной причиной расширения линий. У компонент тесных двойных систем со слабыми и поэтому недоступными для точных изме­ рений спектральными линиями, к тому же расширенны­ ми часто вследствие других причин — эффектом Штарка, очень быстрым движением по орбите и т. п. — найти указанным путем скорость вращения не удается. Это осо­ бенно относится к спутникам в тесных двойных системах звезд карликов, спектры которых или вовсе невидны, либо слишком слабы для определения профилей линий в них.

У некоторых из тех двойных систем со сравнительно большим орбитальным периодом (более 3-х суток), для которых удалось измерить угловую скорость вращения, было отмечено сильное отличие ее от орбитальной скоро­ сти. Так, например, у звезды AR Cas с периодом 6,1 су­ ток юПр ~ Зсообр [30]. Встречаются случаи асинхронности и среди систем с периодами меньше трех суток. У спут­ ника в системе U Сер совр > соосрВообще, чаще звезды вращаются быстрее, чем следовало бы при синхронности [30]. Однэко имеет место и обратное, как в случае хоро­ шо известной системы (3 Lyr, где совр < <о0бр [31]. Таким образом, возможность асинхронности вращения и обра­ щения является наблюдательным фактом. Правда, это не относится к системам звезд карликов, о вращении спут­ ников которых, если ограничиваться спектральными дан­ ными, нельзя сказать ничего определенного.

Теоретические исследования эффектов, обусловленных приливным трением и, в частности, оценки скорости син­ хронизации в двойной системе производились неодно­ кратно. Одна из последних работ в этом направлении при­ надлежит Зану [32]. В качестве основного фактора, вызы­ вающего торможение вращения, он указывает турбулентную вязкость в конвективной зоне звезды. При диссипа­

тивных приливах существует разность фаз между изме­ нениями возмущающего потенциала и изменениями плот­ ности в звезде, тогда как адиабатические приливы синфазны с возмущающим потенциалом. Вращающий момент Г да­ ется выражением [30]:

зависит от распределения плотности в звезде. Зан оценил величину Г для звезды, имеющей внешнюю конвектив­ ную зону, и нашел время ее торможения до синхронности, оказавшееся очень малым — всего 103 — 106 лет.

Трудности, связанные с учетом турбулентной в я зкости в условиях быстрй-меняшшегося внешнего гравитацион­ ного поля, делают указанный результат не вполне на­ дежным. Кроме того, следует иметь в виду также недо­ статочную разработанность звездных моделей и, особен­ но, вопроса о распределении углового момента в звезде. Не исключено, что основной ^юмент вращения сосредото­ чен в самых внутренних областях звёзды. На такую воз­ можность указывалось давно (смТГнайример, [33]). Оценки времени торможения в этом случае должны быть совершен­ но иными. Следует отметить также, что в том случае, когда время установления синхронности больше характерного времени процессов, меняющих структуру звезды, например, потери значительной доли массы, вращение будет оста­ ваться несинхронным. По-видимому, сейчас о наличии асинхронности в тесных двойных системах звезд карли­ ков можно судить, лишь решив обратную задачу, т. е. установив, к каким следствиям должна приводить асинх­ ронность. Наблюдение этих следствий и будет доказа­ тельством асинхронности в данной системе.

При наличии достаточно сильных магнитных полей в системе их роль в синхронизации вращения и обращения может быть значительной. Полное отсутствие наблюда­ тельных данных о магнитных полях в изучаемых системах делает, по нашему мнению, обсуждение этих вопросов здесь нецелесообразным.