ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 24.10.2024
Просмотров: 64
Скачиваний: 0
154 |
ГЛ . V I. |
ВСПЫ Ш КИ |
З В Е З Д |
|
где |
а0 — постоянная, |
зависящая |
от выбора |
системы |
единиц. |
|
|
между |
|
|
Известная статистическая зависимость [102] |
|||
визуальной амплитудой вспышки звезды типа U Gem и длиной предшествующего цикла имеет вид
Ъ0 +1,85 18 Р Ц. (31,6)
При сравнении (31.6) с (30.6) следует иметь в виду, что при вспышке спектрофотометрическая температура звезды существенно увеличивается и значения Иь01 должны пре восходить A v более, чем иа 1 зв. величину. Учитывая это обстоятельство, а также то, что (31.6) выполняется лишь статистически, можно констатировать соответствие пред положения о постоянстве производительности источников энергии в звезде наблюдениям.
Заметим, что приняв одно и то же значение L0для раз личных звезд, аналогичным путем можно получить близ кую к наблюдаемой [1 0 2 ] зависимость между средней амплитудой и средней длиной цикла, характерных для данной звезды.
Из наблюдений следует, что звезда спутник в той си стеме, где происходят вспышки типа U Gem, обладает конвективной зоной. Оценка радиуса спутника в системе U Gem по наблюдаемой продолжительности затмения им
главной звезды |
дает гсп |
0,2 г©. Светимость спутника |
|
Му |
Ют и |
поэтому |
Lmin ^ 1031 эрг/сек, а Ь0 ^ |
^ 4-1032 эрг!сек = 0,1 /,©. Этой светимости соответствует температура звезды Т = 7,3-103°К. Таким образом, по сво им «средним» характеристикам спутник в системе UGem представляет собой субкарлик класса F. В эпохи мини мального блеска его спектральный класс, естественно, яв ляется более поздним. У субкарлика класса F со столь малым радиусом должна иметься не очень протяженная внешняя конвективная зона.
Истечение вещества из спутника в системе U Gem яв ляется косвенным свидетельством асинхронности его вра щения и орбитального обращения (гл. II). Как показано в § 2 , такая асинхронность должна приводить к вековой неустойчивости конвективного потока. Гипотеза о том, что накопление энергии в глубине конвективной зоны при асинхронном вращении звезды типа U Gem может являть ся причиной вспышечноц активности, впервые была вы
§ 3. НЕУСТОЙЧИВОСТЬ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО РАВНОВЕСИЯ 155
сказана В. Г. Горбацким [95]. Вычисление характерного времени процесса накопления, произведенное для очень упрощенной модели [95], привело к величине ~ 3 - 10е сек, что близко к длине интервала между вспышками в си стеме SS Cyg. По более точной теории нестационарной конвекции получено характерное время роста неустойчи вости того же порядка (§ 2). Современное состояние этой теории не дает оснований для категорического утвержде ния о реализации указанной возможности накопления энергии в холодном спутнике U Gem. Темпе менее согла сие оценок характерного времени с наблюдениями явля ется, по нашему мнению, одним из веских доводов в пользу этой гипотезы о характере вспышек объектов типа UGem.
При вековом уменьшении конвективного потока пере нос наружу энергии, вырабатываемой источниками и не прерывно поступающей на внутреннюю границу конвек тивной зоны, должен осуществляться лучистой теплопро водностью. Для того чтобы энергия могла накапливаться, время диффузии ее наружу должно быть значительно боль ше времени нарастания неустойчивости v0_1. Приводимые ниже оценки показывают, что это условие выполняется для конвективной зоны звезды карлика позднего спектраль ного класса.
Врем я7(гх, г*) диффузии фотона с уровня г1 до по верхности звезды определяется выражением [103]:
г* |
г* |
drj |
dr, |
(32.6) |
t (гь г*) л; 3 ^ |(Д + |
U) ирг2 Jj |
|||
г1 |
г |
tx и |
t2 — среднее |
|
где и — коэффициент непрозрачности, |
||||
врейя, проводимое квантом |
в поглощенном состоянии |
|||
и в пути между двумя последовательными рассеяниями соответственно. Если толщина конвективной зоны мала
по сравнению с радиусом звезды, т. е. г*— гх^ |
г* и имеет |
||||
место неравенство |
i2, обычно справедливое в глубо |
||||
ких областях звезды, то из |
(32.6) |
получается: |
|
||
|
|
г* |
|
г* |
|
t ( г!, О ~ |
4 " “ Й Г |
$ |
d r |
$ d r '- |
(33-6) |
|
|
П |
|
г |
|
При достаточно малой величине сверхадиабатическо го градиента во внешней конвективной зоне звезды
7*
156 |
ГЛ. VI. ВСПЫШКИ ЗВЕЗД |
|
плотность |
связана с температурой |
следующим образом: |
|
р = |
(34.6) |
где К\ — некоторый параметр, тонное значение которого может быть получено только путем точного расчета мо
дели |
звезды. Если конвективная зона не |
протяженная, |
||
а светимость звезды порядка солнечной, то К 1 ?=■ |
10-12. |
|||
Для величины коэффициента непрозрачности в до |
||||
статочно глубоких подфотосферных слоях |
звезды |
можно |
||
принять хорошо известное |
выражение |
|
|
|
|
%— |
|
|
(35.6) |
где С — постоянная порядка |
1024. |
|
|
|
Использование (34.6) и (35.6) позволяет привести |
||||
(33.6) |
к такой форме: |
г* |
|
|
|
К\СП* |
|
|
|
|
Vldr UГ |
1dr. |
(36.6) |
|
|
t ('4. О = |
|||
|
|
У г |
|
|
Это соотношение, после введения средневзвешенного по слою значения температуры [i^j формулой
(37.6)
и подстановки постоянных дает для временп выхода кван
та с уровня ту в звезде величину: |
|
? (гъ 0 ~ { г , — r i ) * [ 4 * ) • |
(3 8 -6) |
Значение температуры во внешних слоях конвективной
зоны |
около 105 °К, |
а в глубине — порядка 10е °К. Так |
как |
наружные слои |
входят в (37.6) с большим весом, |
без значительной погрешности можно принять (1/Г2)
«s 10-10. Толщина же конвективной |
зоны гф—Гх^0,1г^.л; |
||
?=; (1 -г- 2)-10J |
см. Таким образом, |
время диффузии |
|
фотона |
сквозь |
конвективную зону |
составляет десятки |
лет и |
поэтому |
условие накопления |
энергии |
Н г а , 7 * ) > > v о1 |
Ш .6 ) |
§ 3. НЕУСТОЙЧИВОСТЬ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО РАВНОВЕСИЯ 157
выполняется в случае звезды, по своим характеристикам близкой к холодному спутнику в системе U Gem. Сле довательно, объяснение вспышек звезд этого типа на ос нове теории нестационарной конвекции внутренне не противоречиво.
Описание самого процесса вспышки, т. е. выхода энер гии на поверхность звезды и обусловленных этим явлений, конечно, не может быть сделано в рамках указанной тео рии. Для такого описания требуется предварительно ис следование распространения тепловой волны по среде, свойства которой меняются со временем, поскольку при прогреве конвективной зоны распределение плотности и температуры в ней меняется.
Непрозрачность конвективной зоны вследствие ее прогрева уменьшается в соответствии с (35.6). Если при этом еще происходит расширение внешних областей звез ды (увеличение ее радиуса при вспышке следует из на блюдений [13], а также из теоретических соображений), то плотность в них падает и непрозрачность уменьшается еще быстрее.
Движение тепловой волны, распространяющейся из глубины конвективной зоны, должно ускоряться ые толь ко в результате прогрева газа, но и вследствие умень шения плотности в звезде с приближением к ее поверх ности [104]. По-видимому, эти обстоятельства и обеспечива ют сравнительно быстрый, за время 105 сек — 3-105 сек, подъем блеска при вспышке. Модель вспышки, в которой учитывались бы эти процессы, теоретически совершенно не разрабатывалась, так же как и вопрос о возвращении звезды после вспышки, к исходному состоянию. Здесь приходится ограничиваться лишь общими соображениями. После того как энергия вспышки вышла к поверхности и излучена в пространство, температура поверхности будет выше той, которая должна соответствовать произ водительности источников энергии в звезде. Поэтому бу дет происходить понижение температуры и снова обра зуется конвективная зона. Затем должен начаться новый цикл накопления энергии.
Расчет всего процесса перехода от лучистого к кон вективному равновесию встречается с большими трудно стям и вряд ли может быть осуществлен в ближай шее время.
158 Гл. VI. ВСПЫШКИ ЗВЕЗД
Рассмотренный механизм вспышек звезд типа U Gem не является единственным из предлагавшихся. На пред положении о том, что в системах типа U Gem вспыхивает холодный карлик, основан ряд работ [105—107]. Неус тойчивость внешних слоев звезды обычно считают вы званной потерей ею значительной массы при заполнении полости Роша. Так, согласно работе Пачинского [105], обнажение после стока вещества областей звезды, имею щих высокую температуру, и вызывает вспышку. Однако картина вспышки такого рода должна сильно отличаться от наблюдаемой. Еще более существенно то, что требуе мая потеря массы очень велика — на 3—4 порядка пре восходит получающуюся по результатам исследования газовых потоков в системах. Поэтому нельзя считать объяснение вспышек типа U Gem, данное в [105], пра вильным.
Указанный коренной недостаток гипотезы Пачинско го отмечается и в работе Осаки [106], приписывающего возникновение вспышек типа U Gem динамической не устойчивости конвективной зоны звезды. В его теории также предполагается, что по временам вспыхивающая звезда выходит за пределы полости Роша. Тогда согласно [106] должен возникать турбулентный поток вещества через эту поверхность, которым также переносится энергия.
В работе [106] приводится ряд модельных расчетов, показавших, что при определенных значениях парамет ров процесс переноса энергии становится неустойчивым. Так как перенос тепла турбулентным потоком практиче ски имеет место лишь когда звезда выходит за пределы полости Роша, то вспышка связывается именно с этим периодом. В то время, когда звезда находится внутри по лости Роша, дополнительного выноса энергии на ее по верхность не происходит.
Хотя эта гипотеза более разработана, чем гипотеза Пачинского, и имеет ряд преимуществ, в частности, тре бует меньшей величины потери массы спутником, ее нель зя признать удовлетворительной. Из наблюдений не вы текает, что существует значительное различие в скорости потери вещества звездой вне вспышек и во время них. Согласно же работе [106] в эпохи минимального блеска звездой не должно теряться вещество, находящейся в
§ 3. НЕУСТОЙЧИВОСТЬ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО РАВНОВЕСИЯ 150
это время внутри полости Роша (асинхронное вращение,
которое могло бы привести к потере |
массы, |
в |
[106] |
|
не предполагается). Кроме того, |
как |
отмечает |
и сам |
|
автор [106], амплитуда вспышки |
получается |
чрезмер |
||
но малой. |
|
|
|
|
В работе Бата [107] также рассматриваются наруше ния энергетического равновесия звезды, связанные с по терей ею вещества. Анализ устойчивости компоненты тес ной двойной системы по отношению к динамическим воз мущениям произведен в предположении адиабатических сферически симметричных движений при условии постоян ства давления на поверхности звезды. Из расчетов работы [107] получено, что звезда, имеющая массу 1 9Kq и тем пературу около 5-103 °К, в результате роста неустойчиво сти с характерным временем 10° сек может увеличить свою болометрическую светимость на 3—4 зв. величины. Эф фективная температура звезды при этом возрастает в 2—3 раза и происходит значительная потеря массы; 1025— 1028 г за одну вспышку. В [107] отмечается также, что при взаимодействии динамических и тепловых факторов неустойчивость может приобрести периодический харак тер, но детального исследования этого вопроса не прове дено.
Подытоживая сказанное в этом параграфе, отметим, что все гипотезы, связывающие вспышки с холодными кар ликовыми компонентами систем типа U Gem, не предпо лагают для энергии вспышки каких-либо иных источни ков, помимо постоянно действующих внутренних, и свя зывают вспышки с неустойчивостью конвективной зоны. Однако в отношении характера неустойчивости точки зрения различных авторов не совпадают. По нашему мнению, предположение о вековой неустойчивости кон вективного потока удачнее объясняет многие сущест венные особенности вспышек типов U Gem и Z Cam, чем другие гипотезы. Кроме того, теория нестационарной конвекции имеет значение и для других вопросов физики тесных двойных систем. Поэтому изложению указанной теории и вытекающих из нее следствий выше было уде лено больше внимания, чем другим точкам зрения. Ус тановить, действительно ли вспышки объектов типа U Gem связаны с холодной компонентой новоподобной системы, можно только путем наблюдений вспышек.