ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 24.10.2024
Просмотров: 74
Скачиваний: 0
§ 2. ВЛИЯНИЕ ОКОЛОЗВЕЗДНОЙ ОБОЛОЧКИ |
115 |
в рассмотренной газодинамической задаче является воз растание скорости в далеких от звезды частях струи при ее расширении, обусловленное давлением газа. Поэтому газодинамический эффект расширения струи в вакуум необходимо учитывать при всех расчетах потери вещества системой. Действие давления, как показывают вычисления, заканчивается в основном на первом этапе движения. Если к концу этого этапа частица газа приобрела достаточно большую скорость, то она уходит из системы.
Количество теряемого си стемой вещества и его ско рость при уходе из нее силь но зависят от отношения масс а, радиуса'дискообразной обо
лочки и начальной скорости течения в точке Lv Из рас четов [76] следует, что при q = 1 и малой начальной скорости струи лишь очень небольшая доля вещества струи может покинуть систему. Если же SRcn 9КГл и R d ^ 0,3а, то масса теряемого вещества максимальная и может достичь 20—40% всей массы, содержащейся в потоке.
Асинхронность вращения спутника с его обращением по орбите также сильно влияет на потерю газа систе мой [76].
Газ может, вообще говоря, уходить в пространство не только из окрестности точки Ь2, но и из других областей критической поверхности. Вычисление полной потери газа не производилось, но есть основания считать, что вне вспышек основная доля вещества уходит из системы через окрестность Ь2.
§ 2. Влияние околозвездиой оболочки на динамику главной оболочки новой
Внешние слои новой звезды, отрывающиеся от нее при вспышке, образуют так называемую главную оболоч ку. Главная оболочка расширяется со скоростью в сотни км/сек. Если вокруг системы, в которой произошла вспыш ка, имеется околозвездная оболочка, то составляющее ее
8*
116 |
ГЛ. V. ОКОЛОЗВЕЗДНЫЕ ОБОЛОЧКИ НОВЫХ |
вещество захватывается главной оболочкой при расшире нии. Когда захваченная масса сравнима с первоначаль ной массой главной оболочки, скорость" расширения последней должна быть заметно меньшей, чем сразу после вспышки, так как количество движения ее сохра няется.
Уменьшение скорости главной оболочки наблюдалось у повторной новой RS Oph при вспышке 1958 г. Сразу после вспышки ширина эмиссионных линий в спектре
Рис. 33. Изменение скорости расширения оболочки RS Oph со вре менем (треугольники) [77]. Сплошной линией представлена теоре тическая кривая при значении (5 = 1,7-10—6 сек~г [80].
этой звезды соответствовала скорости расширения около 2000 км/сек, а в течение следующих 90 дней она монотонно уменьшалась (рис. 33). Это явление было интерпретиро вано Поташем [77] как результат возрастания массы глав ной оболочки при захвате ею вещества околозвездной обо лочки.
Аналогичное уменьшение скорости главной оболочки было отмечено при вспышке новой Т СгВ в 1946 г. [78], новой CP Pup 1942 г. [79], а также и у некоторых других.
По наблюдаемому изменению скорости движения глав ной оболочки, захватывающей газ околозвездной оболоч ки, можно получить данные о потере вещества тесными двойными системами вне вспышек. Для этого нужно пред варительно теоретически рассмотреть вопрос о зависимо сти от времени скорости оболочки, масса которой возра стает по тому или иному закону.
§ 2. ВЛИЯНИЕ ОКОЛОЗВЕЗДНОЙ ОБОЛОЧКИ |
Ц 7 |
Масса главной оболочки может увеличиваться не толь ко вследствие захвата газа из околозвездной оболочки, но и вследствие присоединения к ней вещества, выбрасывае мого из звезды после вспышки (подробнее об этом см. в [4]). В случае повторных новых, а также быстрых новых звезд, к которым относится, в частности, CP Pup 1942 г., непрерывное выбрасывание вещества из звезды продол жается недолго, всего в течение нескольких дней после отрыва главной оболочки [4]. Расширение главной оболочки после того как все выброшенное вещество к ней присоединилось, можно считать происходящим при по стоянном количестве движения, пока ее скорость сущест венно превосходит скорость околозвездной оболочки.
Согласно существующим представлениям околозвездная оболочка образуется в результате потери вещества тесной двойной системой; эта потеря происходит глав ным образом путем истечения со скоростью несколько десятков км/сек (§ 1). На тех расстояниях от системы, которые проходятся истекающим газом за несколько лет, тяготение звезд практически не сказывается и движение газа можно считать инерционным. Поэтому в том случае, когда околозвездная оболочка сферическая, распределе ние плотности р0 (г) в ней определяется соотношением
Ро (г) = Ро (г0) ■ (9.5)
Если истечение газа из системы происходит преиму щественно в орбитальной плоскости, то распределение плотности в околозвездной оболочке зависит не только от г, но и от угла, образуемого направлением из центра оболочки на данную точку с орбитальной плоскостью. Этот случай будет подробно рассмотрен нами несколько
ниже.
Для нахождения закона движения главной оболочки при сферической симметрии как ее, так и околозвездной оболочки, использован закон сохранения количества дви жения и соотношение (9.5) [80]. При этом не учитывались га зодинамические эффекты, т. е. пренебрегалось внутренней энергией газа по сравнению с его кинетической энергией. Если главная оболочка с массой т (г) и скоростью рас ширения v (г) захватывает вещество околозвездной обо лочки, распределение плотности в которой определяется
118 |
ГЛ. V. ОКОЛОЗВЕЗДНЫЕ ОБОЛОЧКИ |
НОВЫХ |
|
(9.5), то зависимость т (г) имеет вид: |
|
|
|
|
т (г) = 4ят*оРо (г0) (г — г0) + |
т (г0). |
(10.5) |
При условии, что скорость расширения околозвездной оболочки пренебрежимо мала, из закона сохранения количества движения следует:
|
т (г) v (г) = т (r0) v (г0). |
(11.5) |
Из (10.5) и (11.5) получается выражение v (г): |
|
|
v(r) = ________ т (/’о) у (го)_______ |
(12.5) |
|
|
4лг* Ро (го) (г— го) + т (го) |
|
Так как у (г) = |
, то, разделяя переменные в уравнении |
|
(12.5), находим зависимость г (t) и, далее, функцию v (t):
v (0 |
1 |
|
(13.5) |
|
|
(fo) |
V l + P ( J - ? o ) |
||
|
|
|||
Здесь через (5 обозначена величина: |
|
|||
|
_ |
8nrgpp (гр) у |
(го) |
(14.5) |
|
^ — |
т (г0) |
|
|
|
|
|
||
и t0 — некоторый |
произвольно |
фиксированный |
момент |
|
времени. |
|
|
|
|
Радиус главной оболочки при t = tQравен г0. Сравне |
||||
ние скорости v (t), |
определяемой согласно (13.5), |
с наблю |
||
даемой скоростью |
расширения оболочки, дает |
возмож |
||
ность определения р. Скорость расширения принимается соответствующей полуширине эмиссионных линий, обра
зуемых главной оболочкой. Для |
RS Oph (1958 г.) (3 = |
= 1,7• 10—в, для CP Pup 1942 г. |
р = 10~в и! в | случае |
Т СгВ значение Р;=7-10~в (при ta, близком к моменту максимума блеска). Заметим, что к очень хорошему со гласию с наблюдениями (см. рис. 33) приводит только представление плотности в виде (9.5). При другой форме зависимости р0 (г0) согласия с наблюдениями v (t) полу чить не удается и, следовательно, выражение (9.5) дает правильное представление о распределении плотности в околозвездных оболочках реальных’двойных систем.
Обратимся теперь к исследованию дискообразных обо лочек, образованных при истечении вещества лишь в ор-
§ 2. ВЛИЯНИЕ ОКОЛОЗВЕЗДНОЙ ОБОЛОЧКИ |
119 |
битальыой плоскости системы. Газ, истекающий из си стемы, одновременно с движением с постоянной скоростью а0 вдоль орбитальной плоскости, расширяется в вакуум. Толщина слоя вследствие этого возрастает со скоростью Мрлзл,' определяемой формулой (14.2). При двустороннем разлете плоского слоя одноатомного газа толщиной 21 и начальной плотпостыо р„, распределение плотности в пем в момент t определяется выражением [81]:
(15.5)
где h — расстояние данной точки до плоскости симметрии слоя и А — некоторая постоянная. Выражение (15.5) применимо при l <^ upa3n’i- Найдем при помощи (15.5) распределение плотности в околозвездной облочке [82].
Для расстояний от двойной системы, больших по срав нению с ее размерами, можно считать, что источник газа
точечный |
и ввести сферическую |
систему |’ координат |
(г;й;ср) с |
центром в точке выброса. |
Орбитальной плоско |
сти системы соответствует значение ф = я/2. Предпола гаем, что в околозвездной оболочке существует осевая
симметрия. |
пройденное частицей газа за время |
Расстояние гц, |
|
t в направлении, |
параллельном орбитальной плоскости, |
равно: гц = u0t. Поскольку при больших значениях t рас ширение газа перпендикулярно к орбитальной плоскости можно считать инерциальным, то смещение со скоростью и0 должно приводить лишь к изменению масштаба плот ности ри. Поэтому принимаем:
|
(16.5) |
Так как имеют место равенства |
|
г и = г sin й; h = г cos ■&, |
(17.5) |
то при посредстве (15.5) распределение плотности в около звездной оболочке р (г;тЭ1) получается в виде
где обозначено:
— = tg |
(19.5) |
U.разл |
|
120 |
ГЛ. V. ОКОЛОЗВЕЗДНЫЕ ОБОЛОЧКИ НОВЫХ |
Угол fl „ |
определяет границу околозвездной оболочки |
(рис. 34).
Рассматривая захват вещества главной оболочкой, будем, как и выше, считать ее вначале, при г = г0, сфери ческой со значением массы т (г0) и скорости v (г0), а так же примем, что к ней присоединяется вещество, состоящее
Кнпфиодтиелш
Рис. 34. Схема околозвездной оболочки.
из невзаимодействующих между собой частиц. Таким об разом, пренебрегаем газодинамическими эффектами, воз никающими при захвате вещества главной оболочкой.
Масса dr-ih (г;й) da, присоединяющаяся в пределах телесного угла dсо к элементу главной оболочки, движу
щемуся под углом ----й к |
орбитальной |
плоскости на |
пути от г до г -|- dr, равна |
|
|
dr т (г;й) da |
= r2p da dr. |
(20.5) |
Для величины массы т (г;й) da, присоединившейся в уг ле da к моменту, когда главная оболочка удалится на рас стояние г, имеем
Г
т (г; й) da — da т (г; й) dr.
Л
Принимая во внимание (18.5) и (20.5), находим
т (г;й) da — {г — га) Ф (й; й 0) da,
где обозначено:
Ф (й; й„) = |
Ai Lg flo (1 — ctg2 ft • tgftp) |
|
sin2 ft |
(21.5)
(22.5)
(23.5)
Введем величину т' (г0) = — |
. Из закона сохрапеиия |
количества движения вытекает равенство: |
|
Ы' (го) -f т (г;-0 )1 г? (г; ft) |
= т (r0) v (г0), (24.5) |