Файл: Явления нестационарности и звездная эволюция..pdf

§ 11] С РА В Н ЕН И Е Т ЕО РИ И С Н А БЛ Ю Д ЕН И Я М И 219

эволюционного трека на рис. 75). По-видимому, наблюдае­ мые системы, субгигант которых имеет массу меньше 0,5 $К®, можно отождествить именно с этой стадией эволю­ ции. Избытки светимости у вторичных компонент таких систем больше, чем у соответствующих полуразделенных систем, как это и следует из теоретических расчетов.

Эволюция систем, разделенный субгигант которых имеет массу больше 0,5 9Й© и обладает большим избытком светимости, возможно, подобна эволюции системы I табл. 27. Однако стадия медленной потери массы у этих си­ стем завершилась уменьшением размеров эволюционирую­ щей звезды в результате гелиевой вспышки в вырожденном ядре, когда масса ядра превысила 0,35 9К®, так что суб­ гигант сохранил достаточно мощную водородную оболочку.

К о н т а к т н ы е с и с т е м ы . К сожалению, в нас­ тоящее время нет расчетов эволюции контактных систем ввиду многочисленных теоретических трудностей, появ­ ляющихся в этой задаче. Поэтому приходится отождеств­ лять эволюционную стадию этого типа двойных систем, исходя из общих выводов теории эволюции.

Системы типа W UMa, возможно, прошли стадию «пе­ ремены _ролей» и являются аналогом полуразделенных си­ стем малых масс. Действительно, главные компоненты систем типа W UMa приближенно удовлетворяют как со­ отношению масса — светимость, так и соотношению мас­ са — радиус, полученным для разделенных систем глав­ ной последовательности. Вторичные же компоненты этих систем имеют большой избыток светимости, возрастающий с уменьшением отношения масс, что является характерной особенностью систем, прошедших стадию «перемены ролей». В отличие от субгигантов полуразделенных систем, вто­ ричные компоненты систем типа W UMa не имеют избытка радиуса, что можно объяснить слабым влиянием неодно­ родности химического состава на радиус водородных звезд малой массы и, возможно, частичным перемешиванием вещества в их недрах. Системы типа W UMa являются членами таких старых рассеянных скоплений, как NGC 188 и М 67 (Курочкин и Кукаркин, 1966), причем они нахо­ дятся вблизи верхнего конца главной последовательности этих скоплений; поэтому возраст их вполне достаточен, чтобы, несмотря на малую массу, сказались эффекты ядерной эволюции.

220 Х АРАКТЕРИ СТИ КИ И ЭВОЛЮ ЦИЯ ТЕСНЫ Х СИСТЕМ [Гл. 5

У звезд больших масс в ходе выгорания водорода в конвективном ядре быстрее растет радиус, чем светимость (Хойл, 1959). Поэтому можно предположить, что контакт­ ные системы ранних спектральных классов образуются из очень тесных, массивных систем главной последова­ тельности, компоненты которых заполняют ВКП уже на самых ранних стадиях эволюции и потому подчиняются соотношению масса — светимость, хотя и имеют некото­

от начальной главной последовательности. Поскольку у них Р < Р а , то ВКП заполняется компонентами на ран­ них стадиях эволюции и в системах начинается перете­ кание вещества.

Всистемах типа £ Aur, 31 Cyg период Р^> Рв. Поэтому

вэтих системах процесс «перемены ролей» не имел места,

ипоздним сверхгигантом является более массивная ком­

понента. В других системах этого типа компонента, имею­ щая меньшую массу, уже также эволюционирует в область сверхгигантов. Именно большие размеры ВКП у этого типа двойных систем позволяют наблюдать более массив­ ную компоненту на поздних стадиях эволюции.

С и с т е м ы с г о р я ч и м с у б к а р л и к о м и л и б е л ы м к а р л и к о м . Расчеты эволюции тесных систем показали, что в случае В потеря массы первоначально бо­ лее массивной компонентой приводит к появлению в си­ стеме горячего субкарлика или белого карлика. Этот ре­ зультат интересен тем, что не только объясняется сущест­ вование систем, у которых именно компонента с меньшей массой является гелиевой звездой, но и появляется воз­ можность объяснить многие нестационарные явления, имеющие место в этом типе двойных. Так, в работе Роуза (1963) тепловая неустойчивость слоевого источника выго­ рания водорода привлекается для объяснения вспышек повторных новых звезд, которые, вероятно, все являются двойными системами. В работе Пачинского (1967с) ука­ зывается на возможность объяснить появление характе­ ристик звезд типа Вольфа — Райе, многие из которых являются компонентами тесных двойных систем, рассея­

нием энергии пульсаций на скачке химического состава у гелиевых звезд большой массы (возможность формирова­ ния системы с WR-компонентой показана в работе Киппенхана (1969)). Расчеты эволюции для случаев В и С привле­ каются для объяснения существования таких пекулярных объектов, как симбиотические звезды и широкие системы с белым карликом (типа системы Сириуса).

Таким образом, развитая сейчас теория эволюции тес­ ных двойных систем позволяет качественно объяснить су­ ществование различных типов наблюдаемых двойных си­ стем и многие их особенности, ранее представлявшиеся совершенно не понятными (более подробно сравнение с наблюдениями изложено Свечниковым, 1970). Относитель­ но упомянутой выше группы звезд типа AR Lac, не рас­ сматриваемой нами детально, можно отметить следующее: обе компоненты таких систем обычно удовлетворяют зави­ симости масса — светимость, но имеют значительные из­ бытки радиуса. Возможно, компоненты ряда систем типа AR Lac (RT Lac, Z Her и др.) находятся еще в стадии гра­ витационного сжатия до главной последовательности (возможность процесса обмена массой на стадии гравита­ ционного сжатия компонент двойной системы рассмотрена

вработах Ведана (1970) и Ямасаки (1971)).

Впоследние годы наблюдается повышенный интерес

кконечным результатам эволюции звезд. Начиная с 1965 г., по предложению Гусейнова и Зельдовича (1966), ведутся

1972). Однако основной особенностью этих систем явля­ ется убывание массы быстрее эволюционирующей компо­ ненты. Последнее затрудняет образование «черной дыры», так как при этом убывает и масса формирующегося инерт­ ного ядра, благодаря чему возрастает вероятность оста­ новки коллапса вырождением при сбросе оболочки в про­ цессе взрыва сверхновой. Анализ расчетов эволюции (Снежко, 1972) показал, что состояние предколлапса одной из компонент может быть достигнуто лишь в достаточно массивной тесной двойной системе, с общей начальной мас­ сой, большей 15 50?®. При этом наиболее вероятно образо­ вание «черных дыр» в системах, проэволюционировавших в случае В (и, возможно, случае С), так как;’при меньшей массе коллапсирующей компоненты вероятность сохране­

222 Х А РА К ТЕРИ СТИ КИ И ЭВОЛЮ ЦИЯ ТЕСН Ы Х СИСТЕМ [Гл. 5

ния системы в процессе взрыва сверхновой оказывается наибольшей (Мак Класки и Кондо, 1971). На наш взгляд, решающие аргументы в пользу наличия «черных дыр», а также и нейтронных звезд, в двойных системах могут быть получены из наблюдений в коротковолновой области спектра, где эти объекты должны активно себя проявлять. Это подтверждается отождествлением рентгеновских ис­ точников Her Х-1 и Cyg Х-1 с двойными системами HZ Her и BD + 34° 3815 соответственно. Характеристики рентгеновского излучения, а также предварительные оцен­ ки параметров этих систем (Лютый, Сюняев и Черепащук, 1972) показывают, что рентгеновское излучение может быть интерпретировано как результат аккреции вещества, те­ ряемого видимой компонентой, на нейтронную звезду в HZ Her и, наиболее вероятно, на «черную дыру» в BD + 34°3815. Обе системы можно отождествить со стадией эволюции после процесса «перемены ролей» в случае В, когда «новая», более массивная компонента заполнила ВКП и активность сколлапсировавшего спутника опреде­ ляется аккрецией теряемого ею вещества. К такому же выводу пришли ван ден Хевель и Хайз (1972) при анализе рентгеновского источника Cen Х-3. Поэтому можно заклю­ чить, что и анализ рентгеновских источников в двойных системах подтверждает описанную выше качественную картину эволюции тесных двойных систем.

§12. Периоды, большие полуоси и орбитальные моменты

На рис. 76 нанесены значения периода для наблюдае­ мых систем главной последовательности и систем с суб­ гигантами в зависимости от q. Штриховые линии показы­ вают изменение периода при перетекании массы от одной компоненты к другой для различных начальных периодов, сплошные линии — изменение Р в случае выброса вещест­ ва из системы. Можно видеть, что системы с субгигантами занимают на рис. 76 именно ту область, которую должны были бы занимать системы главной последовательности, находившиеся в заштрихованной области, если бы в них произошел процесс «перемены ролей». Системы, содержа­ щие разделенные субгиганты, имеют больший период, чем полуразделенные системы, и среди них нет систем с

q > 0,4. В полном соответствии со сказанным выше об эволюционных стадиях систем с субгигантами, рис. 76 показывает, что полуразделенные системы могут происхо­ дить из систем главной последовательности с малыми

Рис.*76. Периоды полуразделенных систем (зачерненные кружки), систем с разделеннымиХсубгигантами (крестики) и, для сравнения, разделенных систем главной последовательности (незаполненные кружки), в зависимости от д. Прерывистыми линиями нанесены Р (q) в случае перетекания (для Р (1) = 1<J6 и 4<J3), сплошными линиями Р (д) в случае выброса (для Р (1) = 0<)5 и 1^,6). Заштрихована на

рисунке та же область, что и на рис. 69.

периодами (Р < Ра). Системы, содержащие разделенные субгиганты, по-видимому, происходят из систем с боль­ шими периодами ( Р а < Р < ^в), и первоначально более массивная компонента теряет большую долю массы, чем это происходит у полуразделенных систем.

224 ХА РА КТЕРИ СТИ КИ И ЭВОЛЮ ЦИЯ ТЕОНЫ Х СИСТЕМ [Г л. 5

Аналогичные выводы следуют и из рассмотрения боль­ ших полуосей систем, содержащих субгиганты. Поскольку А ос Рг‘\ то, аналогично понятию критического пе­ риода, можно ввести для системы с заданными массами компонент и понятие о критическом значении большой по­ луоси. Системы с разделенными субгигантами, как было показано выше, являются результатом эволюции в слу­ чае В. Так как РА <* Рв, то в среднем начальные значе­ ния А для полуразделенных систем меньше, чем началь­ ные значения А для систем с разделенными субгигантами. В ходе эволюции с «переменой ролей» это различие зна­ чений больших полуосей может только возрастать, по­ скольку разделенный субгигант теряет большую долю массы, чем полуразделенный субгигант. Сказанное ил­ люстрирует рис. 6 8 6 . Можно видеть, что многие полуразделенные системы попадают именно в ту область рисун­ ка, где отсутствуют системы главной последовательности. Значения А для систем с разделенными субгигантами зна­ чительно превосходят значения А для полуразделенных систем. Таким образом, и периоды и большие полуоси наблюдаемых систем с субгигантами хорошо согласуются с теми, которые предсказывает теория эволюции тесных двойных систем.

Орбитальный момент J системы, в отличие от периода и большой полуоси, может (но не обязательно) сохранить­ ся при изменении масс компонент. То обстоятельство, что орбитальный момент не возрастает в ходе эволюции си­ стемы, можно было бы использовать для оценки потери массы системой. Однако отсутствие теоретических расче­ тов и неизвестное распределение орбитальных моментов систем главной последовательности, из которых возника­ ют полуразделенные системы, не позволяют реализовать эту возможность. Поскольку J ос А г1‘, то согласно сказан­ ному выше полуразделенные системы имели меньшие начальные значения J, чем системы с разделенными суб­ гигантами, имевшими те же массы. Если в процессе «пере­ мены ролей» у обоих типов систем не происходило зна­ чительной потери массы, то это различие орбитальных моментов должно сохраниться. Если же согласно Свечникову (1967а, 1969) у полуразделенных систем в процессе «перемены ролей» играет существенную роль выброс массы из системы, то указанное различие орбитальных моментов