Файл: Явления нестационарности и звездная эволюция..pdf

и 126d,67 соответственно. Эти изменения объясняются орбитальным движением компонент в двойных системах. Кроме изменения лучевых скоростей и соотношения ин­ тенсивностей компонент эмиссионных линий наблюдаются иррегулярные изменения общей интенсивности эмиссии, а также интенсивности shell-спектра. Иногда эти измене-

в спектре звезды HD 20336 (Мак Лафлин, 1961).

ния бывают столь большими, что приводят к появлению или полному исчезновению признаков оболочки в спектре звезды. Например, у звезды я Aqr бывали периоды, когда в ее спектре эмиссия практически отсутствовала (Мак Лафлин, 1961). С другой стороны, мы знаем весьма ради­ кальные изменения спектра Плейоны, в котором эмиссия появилась внезапно в 1938 г. после долгого отсутствия, начиная с 1905 г.

Таким образом, лучевая скорость оболочек в целом меняется иррегулярным образом. Это означает, что огром­ ные массы газа движутся то к звезде, то от нее, меняя скорость и направление движения неправильным образом.

8 2] Д В И Ж Е Н И Е ГАЗА В О БО Л О Ч К А Х 137

При этом, как мы увидим дальше, движения захватывают довольно большой объем.

Прингл и Макнамара (1962) нашли, что лучевая ско­ рость £ Таи, определенная по л и н и и поглощения до бальмеровского скачка (Я, > 4000 А), систематически меньше на 40 км/сек лучевой скорости, определенной по линиям поглощения за бальмеровским скачком (Я,<3600 А). Это можно легко объяснить, если скорость расширения обо­ лочки уменьшается наружу.

Рассмотрим теперь характер локальных движений газа. О них мы можем судить по профилю линии или же по ха­ рактеру кривой роста — соотношению между эквивалент­ ной шириной линии и числом атомов, ее образующих. По аналогии с анализом спектров звездных атмосфер будем называть первые микротурбулентными движениями, а последние — макротурбулентными движениями.

Поскольку звезды Be имеют очень быстрое вращение, то профили линий в их спектрах будут расширены из-за вращения. В этом случае мы можем использовать профили линий для анализа турбулентных движений в оболочке лишь тогда, когда скорость последних превышает скорость вращения. В спектрах shell-зъеъл, и некоторых других было найдено, что ширина эмиссионной линии На практи­ чески в два раза больше, чем ширина эмиссии в Нц и ос­ тальных водородных линиях (Андерхилл, 1953; Рингуле — Касвалдер,’ 1963). Это дало основание Андерхилл (1961) предположить, что в оболочках shell-звезд сущест­ вуют движения газа со скоростью свыше 1 0 0 0 км/сек. Однако позднее Боярчук и Проник (1964) исследовали профили линии На в спектрах некоторых Ве-звезд и пока­ зали, что их широкие крылья определяются затуханием излучения, а не доплеровским расширением. На рис. 41 представлен анализ профиля линии На в спектре звезды

с наклоном 2 , что и должно быть, если профиль линии образуется вследствие затухания излучения. Наоборот, на графике, соответствующем доплеровскому расширению, мы'видим большие отклонения от прямой. Таким образом, мы^практически не имеем возможности использовать профили линий для исследования макротурбулентных движений в оболочке.

Другую возможности исследовать движения в оболочке дает анализ эквивалентных ширин линий поглощения. В этом случае мы ИСследуем движения объемов газа меньших, чем толщина оболочйи. Величина турбулентной скорости определяется по вертикальному сдвигу кривой

£ Таи

Р ис. 41. Анализ Профилей эмиссионной линии На в спектре £ Таи

(Боярчук, Проник, 1964).

роста. Поэтому такие исследования можно проводить толь­ ко для shell-звезд с очень развитым спектром поглощения, по спектрограммам со сравнительно большой дисперсией. Поэтому кривые роста до сих пор были построены только для небольшого числа звезд (Боярчук и Проник, 1963; 1965b; 1967; Оземре, 1967). Наиболее полное ис­

скорости меняется от 6 до 27 км/сек и имеется корреля­ ция с общим движением оболочки: при сжатии оболочки турбулентная скорость несколько меньше, а при расшире­

Be имеются довольно сильные турбулентные движения: величина турбулентной скорости больше, чем в атмосфе­ рах сверхгигантов, имеющих самые большие турбулент­ ные скорости среди звезд.

§ 3. Размеры

Ширины эмиссионных и абсорбционных линий, воз­ никающие в оболочке, могут дать сведения о ее размерах. Струве и Вурм (1938) показали, что вращение оболочки подчиняется закону сохранения углового момента

где v — линейная скорость вращения оболочки на расстоя­ нии г от оси вращения.

Если vQ— скорость вращения обращающего слоя звезды, a R — его радиус, то

Из уравнения (2) легко получить относительные раз­ меры оболочки, зная соотношение ширин линий. Исполь­ зуя это равенство, Струве (1942) впервые определил раз­ меры оболочек Be звезд, равные ~ где Я* — радиус звезды. Отсюда коэффициент дилюции

W = у ! 1 - т т ) » 0*1- (3)

Дальнейшие исследования показали, что размеры обо­ лочки получаются несколько различными, если их опре­ делять по линиям поглощения и эмиссионным линиям (Боярчук, 1960). В среднем для 12 исследованных звезд Be размер «эмиссионной» оболочки составил l,6 i?#. Размер «абсорбционной» оболочки зависит от предположений об образовании линий поглощения в оболочке. Если линия поглощения образуется во всей внешней части оболочки, то наблюдаемые ширины линий поглощения дают в сред­ нем размер этой части 3,3Я%. Если же линии поглощения образуются только в части оболочки, проектирующей­

Таким образом, мы можем считать, что радиус оболочки в два раза больше радиуса звезды и коэффициент дилюции равен 0 ,1 —0 ,0 1 .

140 З В Е З Д Ы С П ЕК ТРА Л ЬН О ГО КЛАССА В 1Гл. 3

§ 4. Условия возбуждения

Сейчас подавляющее большинство исследователей счи­ тает, что источником возбуждения эмиссионных линий в спектрах звезд Be является сама звезда. Здесь в прин­ ципе действует тот же самый механизм, что и в планетар­ ных туманностях: излучение звезды за пределом главной серии рассматриваемого элемента ионизует его и после рекомбинации происходят каскадные переходы, в резуль­ тате которых и образуется наблюдаемая линия. Однако условия в оболочках звезд отличаются от условий в пла­

Необходимо также учитывать ионизацию с возбужденных уровней.

Поскольку в спектрах звезд Be наиболее часто встре­ чаются эмиссионные линии водорода, то расчет бальмеровского декремента, т. е. относительных интенсивностей бальмеровских линий, является одной из основных задач. Из сравнения наблюдаемого и теоретического декремен­ тов мы можем получить информацию об условиях в обо­ лочке.

При вычислении бальмеровского декремента основная проблема состоит в учете непрозрачности оболочки в ли­ нии. Для каждой линии необходимо решать довольно сложное уравнение переноса. Поскольку населенности уровней связаны между собой, то для вычисления баль­ меровского декремента в случае оптически толстых обо­ лочек необходимо решать систему нелинейных интегродифференциальных уравнений с учетом движений в обо­ лочке. Точное решение в общем виде встречает большие математические трудности. Все теоретические бальмеровские декременты были получены при определенных упро­ щающих предположениях.

Имеются два основных подхода к вычислению бальме­ ровского декремента в оболочках звезд Be: теория движу­ щихся оболочек и теория статической атмосферы. Эти теории представляют собой два предельных случая с точки зрения движений в оболочке.

Теория движущихся оболочек была развита Соболе­ вым (1947; 1962). Он предположил, что из-за градиента

удалось найти рекуррентную формулу, связывающую вероятности выхода квантов различных переходов, благо­ даря чему задача вычисления бальмеровского декремента сильно упростилась. Теперь вместо сложной системы интегро-дифференциальных уравнений необходимо решить сравнительно простую систему алгебраических уравнений. Вычисления бальмеровского декре­ мента на основе теории Соболева предпринима­ лись неоднократно.Наи­ более полные решения были получены Боярчу­ ком (1966) для чисто радиативных переходов, Ильмас (1971), которая учла также переходы под действием электрон­ ных ударов, и Гершбергом (1974) для свечения газа при отсутствии из­

лучения звезды. Во всех трех работах рассматривался^ < континуум и 30 дискретных уровней, а также было учтено'j . влияние остальных уровней.

Теория статической атмосферы была развита Миямото (1949; 1952) и Когуре (1967). В ней предполагается, что в оболочке отсутствуют нетепловые движения. Оболочка непрозрачна для лаймановского и бальмеровского излу­ чения, так что бальмеровские линии формируются во внешних частях оболочки. Математические трудности решения системы уравнений переноса заставили ограни­

Наблюдаемые величины были опубликованы Бриотом (1971), Рожас и Арман (1958) и Бербиджами (1953).Цифры означают спектральный подкласс звезды. Линиями ука­ заны теоретические декременты, соответствующие статиче­ ской атмосфере (Когуре, 1967) и движущимся оболочкам

лучше согласуются с теорией движущихся оболочек. Разли­ чие в наблюдаемых декрементах можно объяснить разными вероятностями выхода из среды Та-кванта у разных звезд, т. е. вариациями величины р. Следует отметить, что при изменении коэффициента дилюции (W) и темпера­ туры звезды (Г) общий характер зависимости сохраняется. Лишь несколько изменяется величина р, соответствующая

§ 5. Электронные концентрации и оптические толщи

Предполагая, что высокие члены бальмеровской серии расширены вследствие штарк-эффекта, мы можем опреде­ лить электронную концентрацию в оболочке по известной формуле Инглиса—Теллера:

решаемой бальмеровской линии. Естественно, что этот метод можно применять только к оболочкам звезд, в спекрах которых узкие линии поглощения очень сильны и уве­ ренно прослеживаются до границы бальмеровской серии. Формула Инглиса—Теллера неоднократно использовалась различными авторами. Боярчук (1957) нашел, что в обо­

исследовал три звезды Be и нашел, что электронная кон­ центрация в их оболочках 5-1011 см'3. Оценки для других

электронной концентрации, поскольку профиль линии может расширяться не только штарк-эффектом, но и дру­ гими причинами.