Файл: Гурзадян, Г. А. Вспыхивающие звезды.pdf

324 ГЛ. XIII. РАДИОИЗЛУЧЕНИЕ ВСПЫХИВАЮЩИХ ЗВЕЗД

в результате неупругих столкновений быстрых электронов с быстрыми протонами (или электронами), концентрация которых равна соответственно пе и nt, будет:

где V — скорость движения электронов, а функция стш(д) дается формулами (8.1) и (8.2).

В дальнейшем удобнее представлять спектр испускае­ мых фотонов в шкале длин волн. Имеем

Тогда будем иметь для числа фотонов, испускаемых в ин­ тервале длин воли от X до X -|- dl в единице времени и в единице объема, приняв не = /?, и ѵ/с = 1,

По сути дела, множитель со/ (со, д) представляет собой закон распределения числа испускаемых фотонов по длине волны, т. е. спектр рентгеновского излучения. Числовые значения функции / (со, д), рассчитанные по формуле (8.2), а также функции со/ (со, д), представлены в табл. 63. Рентгеновский спектр при нетепловом тормозном излуче­ нии графически изображен на рис. 94, из которого следу­ ет, что при энергии быстрых электронов Е = д -тс2 = =; 1,5* 10е эВ максимальное количество фотонов испускает­ ся на волне — 0,05 А- Дальше, в области длинных волн, Р х падает приблизительно обратно пропорционально пер­ вой степени от X.

Если обозначить через V объем облака или оболочки, занимаемой быстрыми электронами, то полное число рент­ геновских фотонов, генерируемых в атом объеме в единицу

Наконец, для потока дошедших до Земли рентгеновских фотонов имеем

жает звезду радиуса R * более или менее равномерно, обра­ зуя оболочку с внешним радиусом R = qR* и внутренним R „., то объем этой оболочки УТі ее оптическая толща для процессов томсоновского рассеяния т могут быть представ­ лены соотношениями (8.10) и (8.11). Тогда будем иметь из (13.20):

Nldk = 6,9-104]т2 (7 — 1)- со/(в, ii)d%. (13.21)

Это выражение дает также и кривую блеска рентгеновской вспышки, поскольку т, наибольшее в максимуме вспыш­

тормозного излучения не за­ висит от температуры звезды и параметров вспышки; он одинаков для всех звезд и всех рентгеновских вспышек. В этом заключается отличие рентгеновских вспышек от оптических, у которых наблюдаемый спектр зависит как от температуры звезды, так и от мощности самой вспышки.

Далее, как следует из (13.22), поток дошедших до Земли рентгеновских фотонов пропорционален радиусу звезды и обратно пропорционален квадрату ее расстояния от Солнца. Поэтому при одной и тсй же величине амплиту­ ды оптической вспышки, т. е. при одном и том же значении т, дошедший до нас поток рентгеновских фотонов может

быть различным в зависимости от радиуса или абсолютной светимости звезды и ее расстояния.

Перейдем к оценке ожидаемого потока рентгеновских фотонов во время вспышки конкретных звезд. Начнем с UV Cel — одной из самых слабых по абсолютной свети­

Для полного количества фотонов в интервале длин волн от Яі до А.3 имеем

(13.24)

X,

Максимальная амплитуда, которая была до сих пор зарегистрирована при вспышках UV Cet, не превышала б т в П-лучах. Этому соответствует т = 0,01. Найденные с помощью (13.22) и (13.23) потоки рентгеновских фото­

в табл. 64. В последней строке таблицы приведены взя­ тые из табл. 2 частоты вспышек — числа вспышек за 24 часа в U-лучах и с заданной амплитудой.

Из приведенных в табл. 64 данных следует, что ожида­ емый поток рентгеновских вспышек от UV Cet все-таки очень большой — от 300 до 3 фотон/см2-с в области X 10 А. В первом случае одну такую вспышку можно зарегистрировать в среднем через каждые 17 часов на­ блюдений, во втором случае значительно чаще — через каждые 4,5 часа наблюдений. Концентрация быстрых электронов в атмосфере звезды при этом будет порядка

Ю т _ 1Q12 см -з

В случае AD Leo, одной из наиболее ярких по абсо­ лютной величине вспыхивающих звезд, картина иная.

Прежде всего заметим, что в силу одинаковости энер­ гетических спектров рентгеновских вспышек потоки рент­ геновских фотонов N 1 и 7 У 2 о т двух звезд одного и того же спектрального класса могут быть выражены в соответствии с (13.24) и (13.22), непосредственно через их абсолютные