Файл: Горбацкий, В. Г. Новоподобные и новые звезды.pdf

68ГЛ. III. ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГАЗОВЫХ ПОТОКОВ

Всоответствии с выражениями (29.3) для величины диссипации получаем

ходит 0,1. Таким образом, энергии турбулентного движе­ ния недостаточно для полной~~ионнзашшгаза во внеш­ них частях дискообразной оболочки.

Величина диссипации_ турбулентной энергии быстро растет с глубиной (еТупп ~ r~SA и поэтому в центральных частях оболочки (при г ^ 0,2 R d) высокая степень иони­ зации вполне может быть создана за счет образующейся при диссипации тепловой энергии.

В тех случаях, когда водород ионизован во всей дис­ кообразной оболочке, как, например, в системе DQ Нет, ионизация в ее внешних слоях может быть обусловлена коротковолновым излучением, возникающим при зах­ вате газа центральной звездой. Подробное рассмотрение процесса дисковой аккреции на нейтронную звезду и на коллапсар [46, 47] показало, что в окрестности цент­ рального объекта должно образовываться жесткое рент­ геновское излучение. Газ в этой области сильно уплот­ нен и непрозрачен. При достаточно интенсивной аккре­ ции давление излучения может стать настолько большим, что вызовет отток газа вдоль оси оболочки. В процессах уплотнения газа и излучения энергии очень важную роль должно играть магнитное поле [45].

В тесной двойной системе, содержащей белый кар­ лик (г* ^ 1 0 е см), центральная область оболочки, где должна быть источником не рентгеновского, а ультрафиолетового излучения. Общее количество энер­

дящее из нее излучение близко к планковскому [139].

Тогда из (49.3) получается, что при малой интенсивности аккреции (Q ^ 1010 г/сек), Уофф < 3 • 104 °К, излучения за границей лаймаповской серии недостаточно, чтобы обеспечить ионизацию внешних областей оболочки. Если ж е(?> 10 17 г/сек, то ТЭфф>5-104°К и доля ионизующего водород излучения может оказаться достаточной для ио­ низации всей оболочки. При г* < 10° см условия для ионизации еще более благоприятны.

Существенное влияние на состояние периферических слоев оболочки оказывает преобразованная кинетиче­ ская энергия газового потока, входящего в оболочку с большой скоростью. Процесс столкновения струи с оболочкой и его следствия рассматриваются в следующем параграфе.

§ 3. Взаимодействие газовой струи с оболочкой

Макроскопическая скорость газа в струе, текущей от спутника, при столкновении ее с дискообразной оболоч­ кой гораздо больше, чем скорость звука в этом газе до столкновения. Плотность же в струе вследствие ее силь­ ного расширения при движении на порядок меньше, чем в диске, а в некоторых случаях различие плотности мо­ жет быть еще значительнее. Оба эти обстоятельства, под­ робно обсуждавшиеся в гл. II, приводят к возникнове­ нию в струе ударного фронта. Скачок уплотнения созда­ ется также и в газе, образующем оболочку, но там удар­ ная волна должна быстро затухать вследствие возраста­ ния плотности к центру оболочки.

Поперечное сечение струи Sj в области столкновения с оболочкой порядка 1020 — 1021 :м2. Захваченная обо­ лочкой за 1 секунду масса струи Qc равна:

Здесь 8 — коэффициент, вводимый для того, чтобы учесть неполный захват газа струи оболочкой — часть его может пройти мимо оболочки, а / — поток массы:

(51.3)

70 ГЛ. in . ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГАЗОВЫХ ПОТОКОВ

Считая в соответствии со сделанными в § 2 оценками, что Qc = 1018 — 1017 г/сек и принимая v ш 108 см/сек и коэффициент 6 = 0,5, получаем для плотности в конце­

высока — порядка 107 °К — и газ в этой области нахо­ дится в состоянии высокой ионизации. При средней концентрации свободных электронов в ней 1012 — 1013 см~а

составляющее в этих случаях около 1 сек. Время же нахождения элементарного объема в области горячего пятна порядка 10 секунд, а обращение его вокруг звезды занимает 5—10 минут. Поэтому вещество, вышедшее вслед­ ствие кеплеровского движения из области горячего пят­ на, должно иметь температуру ^ 104 °К и в дальнейшем продолжает охлаждаться, но медленнее [38].

Оптическая толщина в оптическом континууме всей области горячего пятна (т„), включая и ту часть газа самой оболочки, который подвергся действию ударной волны, оценивается из наблюдений [48]. В качестве мо­ дели горячего пятна принимается параллелепипед со сторонами ап и 2z0 и высотой 2h (рис. 20). Если коэф­ фициенты излучения е и поглощения а считать в пятне

постоянными, а высота 2h мала по сравнению с разме­ ром а„, то изменение интенсивности излучения с углом фазы ср определяется простой формулой:

получить следующую зависимость звездной величины системы от ф:

Здесь nimax — наибольший блеск системы и ттin — блеск в период, когда пятно невидимо, поскольку оно распола­ гается на удаленной от наблюдателя части дискообраз­

в системах VV Pup (рис. 21) и U Gem (рис. 22) видно, что кривая блеска первой из них хорошо соответствует тео­ ретической при т0 = 0,3, а для системы U Gem т0 3. Таким образом, оптическая толщина области горячего пятна в оптических частотах порядка единицы. В далекой ультрафиолетовой области она, вероятно, существенно больше единицы и поэтому найденное по (52.3) время высвечивания несколько занижено, но это не должно ска­ зываться на общем характере процесса охлаждения газа до выхода его из области пятна.

Определить характеристики газа в области горячего пятна и более точно рассчитать на этой основе его излу­ чение можно, только предварительно решив газодина­ мическую задачу о структуре ударной волны, возникаю­ щей при столкновении струи с оболочкой. Эта задача рассмотрена В. И. Тарановым [49].

При исследовании характеристик газа за фронтом вол­ ны, проводившемся в работе [49], предполагалось, что плотность в струе существенно меньше, чем в оболочке.