Текст
THE
BRIGHTEST
STARS
CORNELIS DE JAGER
The Astronomical institute at Utrecht, Holland
D. REIDEL PUBLISHING COMPANY
DORDRECHT : HOLLAND / BOSTON : U.S.A.
LONDON:ENGLAND
ЗВЕЗДЫ
НАИБОЛЬШЕЙ
СВЕТИМОСТИ
Перевод с английского
канд. физ.-мат. наук
Л. И. Антиповой
и Л. Р. Юнгельсона
и В. С. Аведисовой
под редакцией
чл.-корр. АН СССР
Э. Р. Мустеля
и канд. физ.-мат. наук
В. С. Стрельницкого
МОСКВА «МИР» 1984
УДК 523.8
Де Ягер К.
Звезды наибольшей светимосги/Пер. с англ,—М.: Мир,
1984. 493 с. с ил.
Видный голландский астроном собрал и обобщил богатейший материал
по звездам высокой светимости вплоть до 1980 г. Приводятся сведения
о различных параметрах звезд, их атмосферах, коронах, потерях массы,
вспышках и т. д. Включены данные о новых и сверхновых звездах и о ядрах
планетарных туманностей. Книга снабжена обширной библиографией. Все
это позволяет использовать книгу как справочное пособие.
Для астрономов всех специальностей и физиков, интересующихся проб-
лемами внутреннего строения и эволюции звезд, а также студентов-астро-
физиков старших курсов.
Редакция литературы по космическим исследованиям,
астрономии и геофизике
Я 1705040000-433 778 q ,
041(01)-84
© 1980 by D. Reidel Publishing Company, Dord-
recht, Holland
© Перевод на русский язык, «Мир» 1984
ОТ РЕДАКТОРОВ ПЕРЕВОДА
В исключительно богатом и разнообразном мире звезд объекты экстре-
мально высокой свеТимостн, расположенные в верхней части диаграммы
Герцшпрунга — Рессела, во многих отношениях занимают особое место.
К их числу принадлежат наиболее массивные из наблюдаемых звезд,
определяющие верхний предел массы отдельной звезды. Практически все
звезды верхней части диаграммы Герцшрунга — Рессела интенсивно теряют
вещество, и поэтому от них в значительной степени зависит химическая
эволюция Галактики. Высокая светимость этих объектов свидетельствует
об их недолговечности. Как правило, повышенная светимость свойственна
относительно кратковременным поворотным этапам звездной эволюции,
особенно важным для понимания процессов, протекающих в недрах звезд
и определяющих их энергетику.
Этими и другими особенностями звезд верхней части диаграммы
Герцшпрунга — Рессела объясняется большой интерес, проявляемый к ним
астрофизиками. Благодаря высокой светимости эти объекты можно ис-
следовать более детально, чем другие. Например, только у сверхгигантов
удается сегодня непосредственно наблюдать методом спекл-интерфсро-
метрии неоднородности поверхностной яркости.
За полвека, прошедшие с момента выхода в свет первой и единствен-
ной монографии [1209], посвященной таким объектам, сведения о них
сильно расширились и углубились. Особенно много информации получено
за последние 10—15 лет благодаря применению новых астрофизических
методов внеатмосферных наблюдений в ультрафиолетовом и рентгенов-
ском диапазонах, сверхчувствительных наблюдений в радиоконтинууме и
радиолиниях, наземных и высотных наблюдений в инфракрасном диапазоне.
Такой богатый арсенал наблюдательных средств позволяет буквально
«препарировать» внешние слои звезды, наблюдать раздельно ее фотосферу,
протяженную атмосферу, хромосферу, корону, расширяющуюся оболочку —
звездный ветер.
Специфика наблюдений в различных спектральных областях столь ве-
лика, а наблюдательный материал растет так быстро, что кажется почти
невозможным охватить с какой-либо полнотой все важные результаты в
пределах одной монографии. Тем не менее именно такую задачу поставил
перед собой автор этой книги, известный голландский астрофизик К. де
Ягер, известный советскому читателю как автор переведенной на русский
язык 20 лет назад монографии «Строение и динамика атмосферы Солнца»
(М.: ИЛ, 1962). Новая книга, как и предыдущая, представляет собой об-
6
От редакторов перевода
ширный обзор, в первую очередь наблюдательного материала. Вопросам
теории и интерпретации данных уделено меньше места, но их роль в
изложении велика, поскольку именно они (в частности, теория звездной
эволюции), по мысли автора, дают достаточное основание для совместного
рассмотрения всех объектов, занимающих верхнюю часть диаграммы
Герцшпрунга — Рессела. Основное достоинство этой книги — комплексный
подход к проблеме, стремление извлечь максимум информации из сопо-
ставления данных наблюдений 6 различных областях спектра между собой
и с результатами модельных расчетов. О полноте охвата проблемы можно
судить по библиографии, насчитывающей 1800 ссылок. Следует отметить
достаточно полное отражение работ советских авторов.
Книга весьма полезна и своевременна. Она представит интерес для
специалистов по внутреннему строению звезд, звездной космогонии и звезд-
ной эволюции. Она может служить хорошим справочником для астро-
физиков всех специальностей, поскольку содержит большой объем данных
как наблюдательных, так и теоретических, полученных вплоть до настоя-
щего времени. Книгу можно также рекомендовать в качестве учебного
пособия студентам-астрофизикам старших курсов.
Редакторы и издательство благодарят проф. К. де Ягера за помощь,
оказанную при подготовке русского перевода.
Июнь 1982 г.
Э. Р. Мустель
В. С. Стрелъницкий
ПРЕДИСЛОВИЕ К РУССКОМУ ИЗДАНИЮ
Перевод этой книги на русский язык послужил поводом для критиче-
ского пересмотра издания на английском языке. В этом мне оказали боль-
шую помощь мои коллеги, которые сообщили мне о замеченных ошибках
и опечатках. Среди них я хотел бы особо отметить проф. М. С. Вардю
(Бомбей, Индия) и Э. Р. Мустеля (Москва). В результате был улучшен
стиль изложения и исправлены опечатки в формулах. Кроме того, я ре-
шил заметить рис. ПО новым рисунком, учитывающим более современ-
ные данные.
За короткое время, прошедшее между написанием книги и осущест-
влением ее русского перевода (два года), общие взгляды на предмет этой
книги не претерпели существенных изменений, поэтому не потребовалось
значительной переработки текста.
Я счастлив, что среди читателей моей книги будут советские астрономы,
и буду с нетерпением ждать их критические отзывы. Надеюсь, что моя
книга стимулирует интересные исследования близких к пределу звезд на-
ибольшей светимости.
Мне доставляет удовольствие поблагодарить проф. Э. Р. Мустеля, спо-
собствовавшего переводу книги на русский язык.
Утрехт,
май 1982 г.
Корнелис де Ягер
Звезда очень высокой светимости г] Киля — одна из самых загадочных звезд —
скрыта в светящихся облаках в центральной части этой фотографии, полученной
на однометровом телескопе Шмидта Европейской южной обсерватории в Ла-Силла
(Чили). Фотография охватывает область неба диаметром я=4с. Свойства этой
звезды, а также примечательная история ее изучения описаны более подробно
в разд. 6.17, где на рис. 99 показано, как выглядят т] Киля и ее окрестности
в мягких рентгеновских лучах по данным наблюдений с космической обсервато-
рии «Эйнштейн». (С любезного разрешения Р. М. Уэста, Европейская южная
обсерватория, Женева.)
ПРЕДИСЛОВИЕ
Ни одна область диаграммы Герцли фунта — Рессела не содержит такого
разнообразия звезд, как ее верхняя часть, в которой находятся звезды
самой высокой светимости. Можно ли представить себе более различаю-
щиеся объекты, чем яркая молодая и чрезвычайно горячая звезда Of и
холодный сильно проэволюционировавший гигант типа Миры Кита, или
сверхгигант спектрального класса S, или, возвращаясь к горячим звездам,
компактное ядро планетарной туманности?
Но в этом кажущемся беспорядке есть и порядок, и единство!
В сущности, все звезды высокой светимости так или иначе эволюционно
связаны друг с другом. Эволюция объединяет эти звезды. Во многих слу-
чаях эволюция ускоряется неустойчивостью звезд или по крайней мере
тесно связана с разными ее проявлениями. Звезды высокой светимости
теряют массу непрерывно или в результате внезапных катаклизмов, они
совершают колебания или пульсируют, причем у таких разреженных ги-
гантских объектов эти процессы часто протекают весьма необычным
образом. Иногда эволюция идет настолько быстро, что фундаменталь-
ные изменения можно заметить за время человеческой жизни; уже из-
вестно несколько подобных случаев.
Поэтому я надеюсь, что эта книга продемонстрирует единство всех
звезд высокой светимости при всем их кажущемся разнообразии. Систе-
матизируя материал, я прежде всего старался собрать наблюдательные
данные о звездах высокой светимости разных типов и, показывая их
особенности, стремился подчеркнуть их взаимосвязь. Для этого я широко
использовал перекрестные ссылки на другие разделы книги и более де-
тально описал несколько типичных звезд. Вдобавок я пытался показать,
насколько схожие явления протекают в сильно различающихся звездах.
Естественно, пришлось кратко рассмотреть теоретические вопросы, не-
обходимые для понимания эволюционных зависимостей (гл. 4) и выяв-
ления связей между различными обласгями протяженных звездных
атмосфер (гл. 5 и 6).
Я придерживался терминологии, указанной в IAU Style Book (Transac-
tions of the IAU, XIVB, 1971, p. 254 — 264). Но есть и несколько исключений.
В этой книге я использовал обозначение Те вместо Тс[{ для эффективной
температуры и Мь вместо МЬо1 для абсолютной болометрической звездной
величины. Эти обозначения менее громоздки, и, кроме того, я заботился
о том, чтобы не было путаницы между Те, Тп или Тс1.
Я использовал введенный ван Гендереном термин «гипергигант» вместо
10
Предисловие
обычного «сверхсверхгигант». Наконец, еще одна особенность моего стиля:
я — спектроскопист и у меня язык не поворачивается называть объем про-
странства, заполненный частицами Н+, областью НИ. Символ Н+ обозна-
чает тип частиц, а символ НИ служит для обозначения спектра (который
принадлежит протону!), и поэтому, какой бы спектр ни излучало облако
Н+, он, конечно, не будет спектром НП. Итак, область Н+!
Я посвящаю эту книгу двум людям, вдохновлявшим меня в разные
периоды жизни: отцу, который объяснил мне в одиннадцать лет, почему
красная звезда холоднее голубой, и заинтересовал меня миром звезд, и
моей жене — самой яркой звезде на моем небосклоне!
В ходе подготовки рукописи мне очень много дали живые и весьма
воодушевляющие дискуссии с многими из моих коллег. В Астрономическом
институте в Утрехте это А. Г. Хирн, X. И. Ламерс, К. А. ван дер Хухт.
Я особенно признателен 34 самые плодотворные обсуждения Дж. П. Кас-
синелли, П. С. Конти, М. Фридюнгу, Д. Михаласу.
Я признателен за многочисленные комментарии С. Андриессе,
Л. И. Антиповой, Р. Барбону, Дж. Кастору, Н. Н. Чугаю, К. де Лоуру,
М. У. Фиету, X. Дж. Хабингу, Р. Хаммеру, Д. Б. Хачингсу, К. Кодайре,
Л. Б. Люси, А. Мадеру, А. Г. Масевич, Д. Мортону, Э. Р. Мустелю,
А. Нордлунду, Ф. Прадери, Д. Реймерсу, Л. Розино, Т. П. Сноу, К. Стеркену,
Р. Стотерсу, Т. Цудзи, П. Ульмшнайдеру, Г. Вайяна, А. М. ван Гендерену,
М. С. Варде, Н. Р. Уолборну, Г. Н. Валлерштейну, А. И. Уиллису, О. К. Уил-
сону, А. Уиннбергу и Б. Вулфу.
Несколько моих коллег из Астрономического института в Утрехте
очень помогли мне в подготовке рукописи. Я искренне благодарен
X. Брауну за рисунки. Огромный труд по перепечатке рукописи выпол-
нили г-жи X. ван Эгмонт, П. Гельдерман, А. Гротенбур, У. ван дер Ягт,
Л. Сварт и С. ван дер Вай под руководством Л. Негенборн. Я не могу
не поблагодарить за эффективную помощь мою дочь Эльс Грускамп.
Наконец, мне доставляет удовольствие поблагодарить редактора этой
серии г-на Билла Мак-Кормака, г-жу Н. Поле и г-на Б. Вэнса из изда-
тельства «Д. Рейдель», Дордрехт, за их вклад в издание хорошо оформлен-
ной книги.
Утрехт, 31 января 1980 г.
Корнелис де Ягер
Глава 1
ВЕРХНИЕ ГРАНИЦЫ ДИАГРАММЫ
ГЕРНШПРУНГА - РЕССЕЛА
1. 1. ВВЕДЕНИЕ
Почему нет звезд, превосходящих по светимости несколько миллионов
Солнц, с температурой выше примерно ста тысяч градусов или же ниже
нескольких тысяч градусов?
Какие процессы происходят в звездах, светимость и температура ко-
торых близки к этим предельным значениям и, по-видимому, находящихся
на пределе устойчивости?
Современные наблюдения, осуществленные разнообразными методами,
такими, как ультрафиолетовая спектроскопия высокого разрешения, изме-
рения интенсивности излучения в инфракрасной, микроволновой и рент-
геновской областях спектра, а также утонченные наблюдения в оптической
области, пролили дополнительный свет на различные особенности близких
к неустойчивости звезд и характерные для них процессы. Это такие осо-
бенности, как наличие хромосфер, корон, протяженных оболочек, и такие
процессы, как потеря массы и неправильная переменность.
Я назвал эту книгу «Звезды наибольшей светимости», а не как-нибудь
типа «Сверхгиганты». Я озаглавил ее так потому, что существуют имеющие
важное значение группы звезд, которые обычно не относят к сверхгигантам,
но которым свойственны многие особенности, перечисленные в предыдущем
абзаце; это, например, звезды Ое, Be и звезды Вольфа — Райе. К тому
же термин «сверхгигант» вводит в заблуждение, так как к сверхгигантам
относят звезды очень разной болометрической светимости. Сверхгигант
спектрального класса М имеет примерно такую же болометрическую све-
тимость, как типичная звезда Be. Светимость «сверхсверхгигантов» спект-
ральных классов F и G меньше, чем звезд Of или сверхгигантов класса
В. Звезды-гиганты класса М превосходят по размерам сверхгиганты класса В.
Короче говоря, предметом этой книги являются звезды со светимостью,
большей примерно 103 но особое внимание уделено объектам, которые
близки к пределам, упомянутым в первом абзаце, и особенностям и
процессам, характерным для таких звезд. Книга может оказаться своев-
ременной (как я надеюсь!) благодаря многочисленным интересным на-
людениям последних лет, а также потому, что последняя монография
на эту тему вышла в свет полстолетия назад, когда Цецилия Пейн опуб-
ликовала свой фундаментальный труд «Звезды высокой светимости»
[1209]. Ее книга появилась на важном этапе развития физики звезд, при-
мерно через десять лет после того, как было выведено уравнение Саха
и когда только начинала разрабатываться количественная звездная спектро-
тометрия. В этот жизненно важный для астрономии период книга Пейн
12
Глава 1
в течение многих лет после публикации была основным источником ин-
формации. За прошедшее время фундаментальная астрофизика достигла
значительных успехов. Вдобавок еще примерно 1О40 фотонов звездного
происхождения достигли Земли. Очень малая их доля была собрана теле-
скопами и еще меньше, примерно 1022, фотонов собрали звездные спект-
рографы. Примерно одна сотая этого потока пришла от звезд высокой
светимости. В этой книге мы хотим привести основные выводы, которые
сделали астрофизики по наблюдениям этих 1О20 фотонов.
1.2. ЗВЕЗДЫ НАИБОЛЬШЕЙ СВЕТИМОСТИ
На рис. 1 показана диаграмма Герцшпрунга — Рессела для ярких звезд
Магеллановых Облаков [727]. Она довольно хорошо согласуется с подоб-
ными диаграммами для звезд Большого Магелланова Облака [209, 710,
1175]. Поскольку весь материал относится к звездам двух внегалакти-
ческих систем, используются только два расстояния и поэтому выборка
вполне однородна. По оси ординат диаграммы указана болометрическая
абсолютная звездная величина, которая является мерой полной светимости
Рис. 1. Диаграмма Герцшпрунга — Рессела для ярких звезд в Магеллановых
Облаках [727]. Штриховыми линиями показаны эволюционные треки, рассчитан-
ные в [1484] для звезд без потери массы, а тонкими непрерывными линиями —
треки, рассчитанные в [426 — 428] для звезд с потерей массы. Начальные массы
звезд (в единицах массы Солнца) указаны возле главной последовательности
(жирная линия), а промежуточные и конечные значения при расчетах с потерей
массы — возле соответствующих эволюционных треков.
Верхние границы диаграммы Герцшпрунга — Рессела 13
звезды, выраженной в звездных величинах. Соотношение между абсолютной
звездной величиной М и светимостью L дается выражением
-dM=2,5d lg L.
Болометрические абсолютные звездные величины можно выразить через
болометрическую абсолютную звездную величину Солнца, приняв, что для
него Мь = 4,76“ [314], а полный поток его излучения LQ = 3,83-1033 эрг/с.
Эти данные приводят к соотношениям
L = 3,07 • 1035 • IO 04Л/* эрг/с,
lg L/Lq = 1,9 -0,4 Mb.
(См. также обсуждение соответствующих постоянных в книге Ленга [916,
с. 562]. Использование его данных приводит лишь к незначительным
изменениям.)
Эффективная температура Те связана с потоком энергии nF, излучаемым
с 1 см2 поверхности звезды в 1 с, соотношением
nF = СТ*
и со светимостью L и радиусом R соотношением
4nR2nF = L.
Принимая (Те)о = 5784 К, получаем
lg (R/Ro) = l/2 lg (L/Lg) - 2 lg Te + 7,52. (1.2.2)
Другие полезные выражения можно получить для звезд, у которых
известны видимые звездные величины в полосах В и V. Принимая, что
звезды излучают как абсолютно черное тело, получаем [54]:
В - У= 6900/Т— 0,56 + АХ, (1.2.3)
Mv = -0,06 - 5 lg R + 28 400/Г + Xv, (1.2.4)
где X — малая поправка, роль которой уменьшается при ХТ-> 0, a lim АХ =
= 2,51g (ХгДв) при Т-> со; радиус R выражен в солнечных радиусах.
Рис. 1 показывает, что болометрическая абсолютная звездная величина
ярчайших звезд в Магеллановых Облаках равна приблизительно — И"1,
что соответствует светимости як2-106 £q.
Неопределенность в этом предельном значении светимости может быть
обусловлена ошибками в определении расстояний до Магеллановых
Облаков, которые влияют на шкалу абсолютных звездных величин. Поэ-
тому на рис. 2 приведена диаграмма Герцшпрунга — Рессела для звезд
Галактики, построенная по данным из нескольких источников. Для звезд
ранних спектральных классов мы использовали в основном компиляции
[341, 1433]. Для звезд ранних спектральных классов, сведений о которых
нет в этих компиляциях, так же как и для звезд более поздних клас-
сов, мы воспользовались данными, которые приведены в других разделах
этой книги. Ниже особое внимание уделено звездам HD 93129А,
HD 15570 и т)Саг, имеющим наибольшую светимость среди всех известных
звезд нашей Галактики.
14
Глава 1
Рис. 2. Диаграмма IgL —lgTe для звезд высокой светимости в Галактике,
составленная по данным из различных источников (см. текст). Начальная главная
последовательность (НГП) — по данным [426 — 428, 1484], а для гелиевых звезд —
по данным [1185]. Положение звезд Вольфа — Райе точно не определено.
Если следовать обычному «правилу предосторожности» и не включать
в статистику эти три объекта наибольшей светимости, то снова окажется,
что максимальная светимость равна 2 • 106 L& или 7,6 • 1039 эрг/с. Обширное
исследование примерно 1000 галактических сверхгигантов и звезд спект-
рального класса О высокой светимости подтвердило этот результат [710].
Оказалось, что у звезд класса О наибольшей светимости абсолютная
звездная величина Мв заключена между —10 и —12” Почему же нет
звезд еще большей светимости?
Верхние границы диаграммы Герцшпрунга — Вессела 15
1.3. УСКОРЕНИЕ СИЛЫ ТЯЖЕСТИ ПРОТИВ ДАВЛЕНИЯ ИЗЛУЧЕНИЯ
В 1921 г. Эддингтон [473] высказал предположение, что верхний предел
светимости достигается у тех звезд у которых направленное к центру
ускорение силы тяжести уравновешивается направленным наружу ускоре-
нием, обусловленным давлением излучения. Ускорение силы тяжести равно
0grav = G9Ji/R2, (1.3.1)
а ускорение, обусловленное давлением излучения, есть
-0rad = (7р) dPnJdz = kFnF/c,
где kF — средневзвешенная по потокам на разных частотах непрозрачность
[см. выражение (5.4.16)].
Учитывая, что nF = L/(4nR2), получаем, одновременно определив вели-
чину rf,
rf = -0rad/0grav = kFL/(4ncGW). (1.3.2)
Предполагая, что верхний предел светимости звезд Llim достигается при
rF = 1, получим
Llim = 4nGWlc/kF = 2,52 - 104£КДг (1-3.3)
Введем безразмерные параметры / = L/LG и т = 9Л/ЯЛО. Подставляя
= 1,99-1033 г, Ьо= 3,83-1033 эрг/с, получаем
/lim= 1,31-IO4 m/kF. (1.3.4)
На основании формулы (1.3.4) легко сделать некоторые выводы, ка-
сающиеся атмосфер горячих сверхгигантов, поскольку у них непрозрач-
ность kF обусловлена почти исключительно рассеянием на свободных элект-
ронах. Если химический состав атмосферы подобен солнечному, то коэф-
фициент рассеяния
<те % 0,3 см2/г. (1.3.5)
Значение соотношения (1.3.4) состоит в том, что оно позволяет установить,
равна ли светимость звезд максимальной светимости их пределу Эддингтона
либо она выше или ниже него. Оно не дает однозначного ответа на вопрос,
почему нет звезд со светимостью больше %2-106 L& поскольку любой
наблюдаемой светимости в соответствии с этим соотношением можно
сопоставить некоторое значение массы. Вопрос состоит лишь в том,
реально ли это значение массы. Например, подстановка значения ое, да-
ваемого соотношением (1.3.5), в формулу (1.3.4) показывает, что предпо-
лагаемая максимальная светимость 1 — 2-106 соответствует массе звезды
46Ш(& Это значение примерно в 2 раза меньше, чем можно было бы
ожидать по расчетным эволюционным трекам для звезд разных масс на
рис. 1. Оно ниже, чем самые высокие выводимые из наблюдений зна-
чения для самых массивных звезд (см. разд. 2.4 и табл. VIII).
Из сказанного следует вывод, что большинство звезд максимальной
светимости, по-видимому, не достигает предела Эддингтона, следовательно
16
Глава 1
они должны иметь устойчивые атмосферы. Этот вывод кажется тривиаль-
ным, однако это неверно, поскольку именно в самой верхней части ди-
аграммы Герцшпрунга — Рессела есть несколько весьма неустойчивых
звезд, которые интенсивно теряют массу и хаотически изменяют свой
блеск.
Чтобы продолжить обсуждние устойчивости атмосфер, рассмотрим
конкретные звезды. Для этого мы собрали в табл. I основные данные
о нескольких звездах наибольшей светимости, охватывающих большой
диапазон эффективных температур. Мы даже включили новую V1500
Cyg 1975, самую быструю и достигшую наибольшей светимости из всех
известных новых; параметры в табл. I соответствуют фазе максималь-
ного блеска. Эддингтоновский предел светимости для горячих звезд рас-
считан, как описано выше, а для холодных звезд мы использовали дан-
ные, полученные по моделям очень разреженных звездных атмосфер [415].
Табл. I показывает, возможно несколько неожиданно, что только у
новой V 1500 Cyg 1975 светимость в максимуме блеска превосходила эд-
дингтоновскую. Светимость всех остальных неэруптивных звезд, даже
т]Саг, по-видимому, ниже этого предела. Но так ли это в дейст вительности?
В наших расчетах, рассматривая устойчивость атмосферы, мы предпола-
гали, что гравитации противодействует только давление излучения. Но есть
и другие силы: в разд. 1.6 будет показано, что для большинства звезд
высокой светимости ускорение, обусловленное диссипацией турбулентной
энергии, может быть доминирующим фактором, определяющим строение
верхних слоев атмосфер неустойчивых звезд. В гл. 5 будет показано, что
наличие сильных фраунгоферовых линий может привести к увеличению
kF в несколько раз (до «10), а это понизит эддингтоновский предел
светимости.
Таблица 1
Параметры и эддингтоновские светимости некоторых хорошо изученных звезд
HD 93250 £Рир т] Саг VI500 Cyg 1975 в максимуме блеска р Cas aSco VYCMa
Спектральный O3V((f)) класс 04 ef Ql(A0Ia+) F8Ia+ Ml.5 lab М3—M5el
Те, К 52500 46000 29000 9000 5000 3600 2700
lg(i/iG) 6,4 6,2 6,5 5,9 5,3 4,7 5.7
Эд1/та(- 120 80 115 1 25 20 ?
R/Rq 20 20 60 360 600 700 3000
йг, 10“6 9Ло/год 0,2 8 50000 * 25 3 200
lg (£ ,'L G)1:dd См. подробнее 6,7 6,5 6.7 4,6 8,3 9,5 —
в разделе * J —ШЫг=6-10’ 3.3 5адго за ~ 3.2 10 сут. 6.17 9.5 и 9.6 3.8 3.11 6.16
Верхние границы диаграммы Герцшпрунга — Рессела
17
Отметим далее, что для гелиевых звезд (у которых сте»0,15) при
массе 109Не (типичная масса звезды Вольфа — Райе) или 0,6991 о (типичная
масса ядра планетарной туманности) логарифмы эддингтоновской свети-
мости lg I = 5,94 и 4,7 соответственно. Это означает, что с данной точки
зрения ядра планетарных туманностей устойчивы, а звезды Вольфа — Райе
либо неустойчивы, либо близки к пределу устойчивости в зависимости
от точного значения их светимости (см. обсуждение в разд. 3.4).
1.4. УЧЕТ СООТНОШЕНИЯ МАССА - СВЕТИМОСТЬ
Вопрос, почему нет звезд со светимостью, превышающей %2-106 Lq,
остается пока без ответа. Ясно, что уравнение (1.3.4) имело бы единствен-
ное решение, если бы было известно соотношение между L и 931. Тогда
можно было бы определить и 1^, и 9Лтах. Эмпирические данные о мас-
сах и светимостях звезд главной последовательности и теоретические ис-
следования показали, что между массой звезды и ее светимостью сущест-
вует определенное соотношение (рис. 14). В ограниченном интервале масс
или светимостей это соотношение можно аппроксимировать выражением
I = const тп. (1.4.1)
Для т 7, согласно [663], п = 3,7, а, согласно [1019] (см. также разд. 2.4),
в интервале, простирающемся до несколько больших светимостей, п х
х 3,88. Однако в дальнейшем с увеличением массы показатель степени
п уменьшается. Для 4,6 < 1g/ < 6,7 рис. 13 дает и = 3,0 [ср. с уравнением
(2.4.2)], но если учесть только звезды самой высокой светимости, в том
числе сильно проэволюционировавший объект BD +40с 4220, то и = 2,7.
Подстановка формулы (1.4.1) в формулу (1.3.4) дает
/„т=(1,28-104Д>)л/<п-1). (1.4.2)
При п х 3,8 и kF = 0,3 имеем
igU = 6,3; (M„)lim=-11й,
однако при п = 2,7, что соответствует области наибольших масс и свети-
мостей, получаем
lg U = 7,4; (Mfc)linl=-14m!
При и = 1 предельное значение светимости бесконечно велико.
Этот результат показывает, что для звезд главной последовательности
эддингтоновский предел светимости, определяемый только с учетом сил
гравитации и давления излучения, фактически не существует! Это объяс-
няется тем, что с увеличением массы и светимости показатель степени
п уменьшается и в предельном случае для гипотетических очень массив-
ных звезд должен приближаться к единице. Этот результат является
следствием соотношения Эддингтона (1.3.3) и может быть понят качест-
венно: для звезд с Гг%1 рост массы вызывает пропорциональное уве-
личение светимости, при этом п = dL/dVR х 1.
Причина, по которой предел устойчивости атмосфер все же явно су-
2-1092
18
Глава 1
шествует, будет рассмотрена в разд. 1.6. Это диссипация механической
энергии нетепловых стохастических движений, которая накладывает верхний
предел на массу и светимость атмосфер звезд, поскольку она приводит
к появлению градиента давления и, следовательно, силы, которая может
противостоять гравитации в оболочках сверхгигантов.
1.5. ЭФФЕКТИВНОЕ УСКОРЕНИЕ СИЛЫ ТЯЖЕСТИ,
ВЛИЯНИЕ ДАВЛЕНИЯ ИЗЛУЧЕНИЯ
В вышеизложенном важную роль играло то обстоятельство, что эф-
фективное ускорение силы тяжести geff принимает значения, близкие к
нулю, вблизи предела устойчивости звездной атмосферы. Из уравнения
(1.3.2) следует:
деН 0gray(l ^/)- (1.5.1)
Вводя обозначения г = R/Rq, t = T/TQ и учитывая, что д1д® = тг~2 и
/ = r2t4, с помощью (1.3.4) находим
giim = 8-10-5 к£д& (1.5.2)
Подставляя ое из (1.3.5), (7/)о = 5784 К и уо = 2,76-104 см/с2, получаем,
что, например, при te = 2, т. е. для звезд поздних подклассов В, дНт = 10,
а при te — 10, т. е. для звезд ранних подклассов О, <?Нт = 6,5 • 103. Устойчивы
лишь те звездные атмосферы, в которых д превосходит ghm. Однако у
звезд, у которых grgrav близко к дНт, дм очень близко к нулю и может
значительно изменяться с высотой в атмосфере. Иногда де{( может даже
стать отрицательным в тех областях атмосферы, где kF велико. Насколько
де{[ могут быть близки к 0?
Чтобы ответить на этот вопрос, рассмотрим положение 14 сверхгиган-
тов и гипергигантов спектральных классов А и В на диаграмме
0Р (= 5040/7/) — 1g д (рис. 3), на которую нанесена также кривая <д,т в соот-
ветствии с уравнением (1.5.2). Все рассматриваемые звезды располагаются
правее кривой gi,im (как и следовало ожидать!), при этом, как видно на
рис. 3, реальный предел значений д (штриховая линия) отстоит от тео-
ретического предела примерно на Alg д — 0,4.
Изложенного выше достаточно для предварительного знакомства. Для
звезд, близких к пределу устойчивости, необходим более обстоятельный
анализ влияния давления излучения. Такой анализ выполнен в [884] на
основе детальных моделей атмосфер, рассчитанных в [883]. Ускорение,
обусловленное давлением излучения, определяется выражением
= (4л/с) f xvnF„dv. (1.5.3)
Поскольку j nFvJvooT4, grad также приближенно пропорционально Т4
О
Зависимость от Т и Р приводит к отклонениям от этой пропорциональ-
ности. +1
На рис. 4 изображен ход величины xvHv с v, где Hv = l/2 f (р) dp,
Верхние границы диаграммы Герцшпрунга — Рессела
19
Рис. 3. Положение кривой gljm на диаграмме 6е — lg g [1475, 1476]. Точками
отмечены галактические объекты, звездочками — объекты Большого Магелланова
Облака. Нижняя огибающая для наблюдаемых звезд (штриховая линия) не совпа-
дает с теоретической кривой gUnr
для звезд ранних спектральных классов с lg g = 4 и показан вклад
в эту величину разных групп спектральных линий при трех значениях Те.
Ускорение, обусловленное давлением излучения, на уровне, соответст-
вующем оптической глубине tRoss = 10~4, рассчитанное по формуле (1.5.3)
для разных значений lg g и Те, показано на рис. 5. Прямая линия соот-
ветствует пропорциональности giad величине Т4 Рис. 5 также ясно пока-
зывает, что звезды ранних спектральных классов могут быть устойчивыми
2»
20
Глава 1
Рис. 4. Зависимость xvHv от частоты v для звезд с тремя разными значениями
Те и 1g д = 4 [884]. Диаграмма показывает спектральные линии, вносящие основ-
ной вклад в ускорение, обусловленное давлением излучения. Для звезд поздних
подклассов В важную роль играет пик в ближней ультрафиолетовой области,
обусловленный однократно ионизированными элементами группы железа.
лишь при довольно больших значениях д^. Отклонения от прямой де-
монстрируют влияние на дгад разных сильных спектральных линий для
звезд с различными эффективными температурами.
1.6. ВЛИЯНИЕ ВРАЩЕНИЯ И ТУРБУЛЕНТНЫХ ДВИЖЕНИЙ
В предыдущих разделах мы, следуя Эддингтону, предполагали, что
устойчивость звездной атмосферы определяется только равновесием силы
гравитации и силы, обусловленной градиентом давления излучения.
Но существует еще одна сила, направленная наружу, — сила, обуслов-
ленная вращением. Для твердотельно вращающейся поверхности звезды
0rot = -®2Й cos Р, (1.6.1)
где р — широта на поверхности звезды. Этот эффект особенно важен
для звезд типа Be.
Далее, мелкомасштабные турбулентные движения, так называемая
Верхние границы диаграммы Герцгипрунга — Рессела
21
Рис. 5. Ускорение, обусловленное давлением излучения lg glaA, как функция Те
для различных значений lgt/,av [884]. Прямая соответствует gni ос Т*, tRoss = 10-4.
микротурбулентность (см. разд. 2.7), оказывают давление
= a'prjj,
где г(1 — амплитуда скоростей микротурбулентных движений. Множитель а'
порядка единицы, он равен г12, если распределение по скоростям гауссово.
Диссипация энергии турбулентных движений приводит к появлению гра-
диента турбулентного давления и соответствующего ускорения
0в = (1/₽)^(а>2)/^. (1.6.2)
Макротурбулентные движения также оказывают давление Рм, равное
среднему от соответствующей части тензора потока импульса pvtvk. Вели-
чина Рм связана с передачей импульса от восходящих элементов к нисхо-
дящим.
Макротурбулентное давление, оцененное таким образом (подробности
см. в [1154]), можно представить в виде
Рм « a"pv2M,
где а" — безразмерный параметр порядка единицы. Следовательно, в общем
случае, когда поле случайных скоростей описывается некоторым спектром
22
Глава 1
турбулентности, имеем
Р, = ар <г,2>, (1.6.3)
Л = (1/р)^(ар<1’(2»/^, (1.6.4)
где а [F (/с)] — безразмерный параметр, зависящий от спектра турбулент-
ности F (к) (см. разд. 2.9). Предполагается, но пока не доказано, что а ~ 1.
Итак, в самом общем случае
(Jeff = 9grav "Ь flrad 3“ Qt 3" flrot» (1.6.5)
где отдельные члены определяются формулами (1.3.1), (1.5.3), (1.6.4) и (1.6.1)
соответственно.
Известно, что в тех холодных звездах, у которых непосредственно
под фотосферой существуют достаточно протяженные конвективные зоны,
могут возникать сильные мелкомасштабные турбулентные движения, спо-
собные распространяться наружу. Следовательно, можно ожидать, что во
внешних частях атмосфер холодных звезд существует сильная турбулент-
ность различного масштаба.
Однако имеются сообщения о том, что и в атмосферах горячих звезд
происходят турбулентные движения со скоростью, близкой к скорости
звука s, а иногда даже превосходящей ее. Очевидно, что подобные дви-
жения должны оказывать большое влияние на состояние устойчивости
атмосферы, поскольку при vt х s имеем арг2 « 2a.NkT, так что турбулент-
ное давление приблизительно равно газовому давлению. Кроме того, можно
ожидать, что в атмосферах, в которых скорость турбулентных движений
(сверх) звуковая, происходит значительная диссипация турбулентной энергии.
Эти факторы радикально изменяют строение атмосферы по сравнению
с подобной атмосферой без турбулентных движений. Из уравнения (1.6.4)
можно заключить, что в атмосферах, где скорость турбулентных движений
близка к скорости звука или превосходит ее, эффективное ускорение силы
тяжести в основном определяется турбулентностью.
Чтобы оценить относительную роль трех компонентов ускорения, срав-
ним условия в атмосферах двух сверхгигантов. В табл. II сопоставлены
две модели атмосфер с характерными температурами 42000 и 4500 К
и одинаковым де{( = 10. Сравниваются величины, соответствующие т0>5 =
= 0,3; Н — высота однородной атмосферы. В горячей атмосфере ускорение,
обусловленное давлением излучения, по абсолютной величине много больше
принятого эффективного ускорения, поэтому ускорение силы тяжести также
должно быть порядка 2 • 103, так что — giad «ggrav. Давление излучения
понижает geff почти до нуля. В холодной атмосфере давление излучения,
по существу, отсутствует, и де({«ggrav. Для оценки скорости турбулент-
ных движений, необходимых, чтобы градиент турбулентного давления был
сопоставим с другими силами, мы записали (очевидно, не совсем корректно)
уравнение (1.6.4) в упрощенном виде:
v,dvt = —gtdz.
Приняв д, = — де{{ и Az = Я, находим значения vt&u„ по которым можно
получить разные комбинации vt и Ац. Примеры возможных комбинаций
Верхние границы диаграммы Герцшпрунга — Рессела
23
Таблица II
Приближенное сравнение gefr, gra(i, g, в двух моделях атмосфер сверх-
гигантов с gefr=10
Величины v, и Ar, = (dv,/dz) Н в двух нижних строках таблицы выбраны
в качестве примера и оценены по значению v,Av,. найденному в пред-
положении gt = — gefr и Az=H
Величина Значение Размерность
Т 42000 4500 К
geff 10 10 см/с2
т5000 0,3 0,3
н5000 0,3 5,9-10~3 см2/г
1,1 2,4-10’ г/(см- с2)
Р 1,7-10"13 6,4- !0~ 9 г/см-'
Н 7-ЮН 3,7-10'0 см
£rad -1,7- IO’ -5-10“3 см/с2
vt Av, 700 40 км2/с2
v, 45 10 км/с
(dv,/dz)H 15 4 км/с
приведены в нижней части табл. II. [Очевидно, что можно выбрать и
другие комбинации v, и (dvt/dz) и И]. Снова видно, что для того, чтобы уско-
рение, обусловленное турбулентностью, было сравнимо с эффективным
ускорением, могут потребоваться (сверхзвуковые скорости. Этот вывод
легко понять, если учесть, что газовое давление Рд = */2 рг^ и турбулент-
ное давление Pt = ар <г,2> сравнимы, когда число Маха vt/vtb порядка
единицы (см. обсуждение в [614]). Необходимые скорости, выраженные
в числах Маха, примерно равны для горячих и холодных сверхгигантов.
Такие скорости действительно наблюдаются, однако, по-видимому, у сверх-
гигантов ранних спектральных классов vt/vth немного выше, чем у сверх-
гигантов поздних классов.
Вывод из этого беглого сравнения состоит в том, что для более осно-
вательного изучения устойчивости звезд наибольшей светимости необходим
критический анализ их полей скоростей. Этот вывод еще более усилива-
ется тем, что в звездных атмосферах, близких к пределу устойчивости,
имеют место направленные наружу движения, для которых часто харак-
терны большие энергии и потоки энергии. Подобные движения способны
в свою очередь привести к сильной турбулентности, которая может уси-
лить неустойчивость. В этой связи представляется важным следующее
замечание [410].
Обратимся к уравнению (1.6.4). Легко показать, что если существует
градиент турбулентного давления, то должна происходить диссипация по-
тока механической энергии
Fm = 0p<r2>s, (1.6.6)
где 0 — множитель порядка единицы из — скорость звука. Формула (1.6.6)
справедлива только тогда, когда скорости г2 имеют стохастическую при-
роду и связаны с возмущениями давления. Направленные потоки также
24
Глава 1
вносят вклад в турбулентное давление, только связанные с ними потоки
энергии по порядку величины равны р (Аг)3. Сравнение формул (1.6.4) и
(1.6.6) приводит к выражению
л~-(7Р)^(ад/^- (1-6-7)
Величина s очень слабо зависит от высоты (поскольку s практически
пропорционально величине Т1/2, которая медленно меняется в верхней
фотосфере), поэтому отличие gt от нуля у многих звезд, в том числе
и у горячих сверхгигантов, указывает на то, что в таких звездах сущест-
вуют направленные наружу потоки механической энергии Fm 0, которые
к тому же диссипируют. В результате вокруг таких звезд могут возникать
теплые (по сравнению с фотосферой. — Ред.) хромосферы или горячие
короны, что и наблюдается.
Эти выводы могут оказаться полезными при установлении верхней
границы области существования атмосфер холодных звезд. Поскольку у
таких звезд grad пренебрежимо мало по сравнению с д„ то для холодных
атмосфер, находящихся на пределе устойчивости, имеем
0grav + 0«=O. (1.6 8)
Учитывая соотношения (1.3.1) и (1.6.7) и принимая приближенно, что ско-
рость звука не зависит от высоты (это допустимо при оценках поряд-
ков величин), условие (1.6.8) можно преобразовать к виду
dFJdz = GWlps/R2. (1.6.9)
Теперь запишем s = (уР/р)1/2 (где у = ср/с„) и dFjdz = fFnJH. Здесь
Н = ЧЯТ/pg — высота однородной атмосферы, а /—доля механической
энергии, которая диссипирует на пути, равном Н. Далее, обозначив
д = G9R/R2, преобразуем (1.6.9) к виду
JFm = (yW2PT112. (1.6.10)
Подставив в формулу (1.6.10) у = 5/3, р = 1,44 (значение для холодных раз-
реженных атмосфер), газовую постоянную 91 = 8,3-10’ и учитывая, что
предельное значение Р/д « 300 на малых оптических глубинах в холодных
и очень разреженных атмосферах (см., например, [415]), получаем
/Fm«3105 дТ1'2. (1.6.11)
Чтобы проиллюстрировать смысл этого выражения, рассмотрим совокуп-
ность наблюдаемых верхних пределов светимостей холодных звезд, которая
на диаграмме Герцшпрунга — Рессела определяется линией, тянущейся от
(lg Те, lg L/Lq) = (4,0, 6,05) до (3,5, 5,5). Для звезд, расположенных вдоль
этой линии, мы принимаем значения масс, приведенные в табл. III, и
поскольку R связано с Те и L уравнением (1.2.2), находим приведенные
в табл. III значения д и предельных величин fFm. Чтобы представить
себе диапазон этих величин, примем <г2>1/2 = s, 0 = 1 и определим Fm
с помощью уравнения (1.6.6). Зная Fm, находим /. Как видим, /«10 3
вдоль большей части линии. Однако для самых холодных звезд / быстро
стремится к единице. Таким образом, есть указания на то, что очень
Верхние границы диаграммы Герцшпрунга — Рессела
25
Таблица III
Верхние пределы светимости для холодных звезд:
эффекты диссипации потока механической энергии
lgb/Eo 6,05 5,8 5,6 5,5
igT 4,0 3,8 3,6 3,5
1,65 1,48 1,16 1,0
g, см/с2 9,0 1,9 0,23 0,08
fFm 2,7-108 4,5-10’ 4,3-106 1,3-106
Дприбл.) 2-10“3 3-10“3 0,2 0,5
умеренной диссипации механической энергии (иначе говоря, уменьшения
турбулентного давления с высотой) должно быть достаточно для объясне-
ния наблюдаемого предела светимости звезд промежуточных спектральных
классов, но чтобы объяснить отсутствие очень высоких светимостей у хо-
лодных звезд, по-видимому, необходимо допустить высокие темпы дис-
сипации, если нет других причин, например эволюционных.
1.7. «ГРАНИЦЫ» ДИАГРАММЫ ГЕРЦШПРУНГА - РЕССЕЛА
Хотя верхняя часть диаграммы (lg L, 1g Те) довольно равномерно засе-
лена звездами, диаграмма, приведенная на рис. 2, свидетельствует о том,
что имеются границы с трех сторон: со стороны высоких светимостей,
со стороны высоких и со стороны низких температур. Граница со стороны
высоких светимостей определяется различными факторами. Равновесие
между направленным к центру звезды ускорением силы тяжести и на-
правленным наружу ускорением, обусловленным диссипацией энергии
турбулентных движений, существенно для всего диапазона значений Те.
В области высоких температур дополнительный вклад вносит давление
излучения. На рис. 6 в области низких температур проведена линия, вдоль
которой ggray + g, = 0, и указаны последовательные значения fFm. Отметим,
что из условия (1.6.8) с необходимостью следует, что в атмосферах, в
которых оно выполняется, имеет место диссипация механической энергии
[уравнение (1.6.7)], приводящая к нагреву верхней атмосферы и тем самым
способствующая потере массы. Формулируя этот вывод иначе, можно
сказать, что в данной области диаграммы Герцшпрунга — Рессела эво-
люция звезд может сопровождаться заметной потерей массы. Однако,
пытаясь объяснить отсутствие массивных красных гигантов, не следует
упускать из виду и иные аспекты эволюции — эволюционные треки могут
не достигать этой области диаграммы не вследствие потери звездами
массы, а по иным причинам (ср. гл. 4).
Правая граница диаграммы Герцшпрунга — Рессела (в области низких
температур) описана в разд. 4.1, где объясняется, что трек Хаяши от-
мечает местоположения полностью конвективных гидростатически равно-
весных звезд. Звезды, которые лишь частично находятся в конвективном
равновесии, располагаются слева от трека Хаяши, в то время как звезд
в более чем полном конвективном равновесии, очевидно, не существует.
26
Глава I
Рис. 6. Границы верхней части диаграммы Герцшпрунга — Рессела (описание
в тексте). Штриховые прямые — линии постоянных радиусов.
Объекты, которые не находятся в гидростатическом равновесии, такие,
как коллапсирующие протозвезды, могут располагаться и правее трека
Хаяши. Отметим, что точное положение трека Хаяши слегка зависит от
массы звезды и что треки Хаяши описывают местоположения гидроста-
тически равновесных звезд, находящихся как на стадии сжатия к главной
последовательности, так и на самых поздних стадиях эволюции. На рис. 6
показаны треки Хаяши для звезд с массами 7ЯИ G [756] и 19Jio.
Для левой части диаграммы — области высоких температур — следует
рассмотреть два случая.
В случае невырожденных звезд считается, что большинство нормаль-
ных звезд — это, по существу, водородные звезды, и они располагаются
на главной последовательности или справа от нее. Однако есть звезды
и левее главной последовательности, для них характерно повышенное со-
держание гелия. Мы предполагаем, что высокотемпературная граница ди-
Верхние границы диаграммы Герцшпрунга — Рессела
27
аграммы практически совпадает с начальной главной последовательностью
для чисто гелиевых звезд, местоположение этих звезд обсуждается в
разд. 4.2. На рис. 6 нанесена начальная главная последовательность для
гелиевых звезд. Звезды, которые только частично состоят из гелия, на-
ходятся справа от этой кривой.
В качестве следующего шага можно рассмотреть начальные главные
последовательности чисто углеродных, чисто кислородных и т. д. звезд.
Для углеродных звезд начальная главная последовательность расположена
с высокотемпературной стороны от гелиевой. Это подтверждается расче-
тами моделей чисто гелиевых звезд: после того как у звезды образуется
заметное углеродное ядро, она может переместиться влево от гелиевой
начальной главной последовательности [1186]. Начальная главная после-
довательность углеродных звезд была рассчитана Солпитером [1337]
(рис. 60).
Вырожденных звезд высокой светимости при рассматриваемых нами
температурах не существует: звезды высокой светимости с температурами,
близкими к 105 К, должны иметь радиусы от 0,1 до 10 Ro (как по-
казывают линии постоянных радиусов на рис. 6); экстраполяция соотноше-
ния 9Ji — R для вырожденных объектов показывает, что при таких радиусах
массы звезд должны быть столь малыми, что вещество не может быть
вырожденным (см., например, [1360, р. 98]). Можно ли представить себе
гипотетический белый карлик с R = 10-2 R& L= 104 L& который имел
бы Те, = 6105 К [см. соотношение (1.2.2)]? При массе 19ЛО полная ки-
нетическая энергия частиц такого объекта $NkTdV, где Т— температура в
недрах звезды, была бы близка к 2-1041 Т эрг. Поскольку светимость
такой звезды 4-Ю37 эрг/с, время ее жизни было бы 5-103 Т с. Даже
при температуре в недрах в сотни миллионов кельвинов она прожила
бы всего около 104 лет. Кроме того, время жизни значительно сокра-
щают нейтринные потери энергии. Поэтому подобные объекты должны
быть очень редкими.
1.8. ТЕРМИНОЛОГИЯ,
ИСПОЛЬЗУЕМАЯ ПРИ ОПИСАНИИ ПРОТЯЖЕННЫХ АТМОСФЕР
А. Внешние слои звезд. Поскольку многие свойства и параметры звезд,
рассматриваемых в этой книге, связаны с протяженными атмосферами,
звездным ветром, потерей массы, теплыми и горячими звездными обо-
лочками (хромосферами и коронами), представляется полезным ввести под-
ходящую терминологию. При этом мы отчасти будем следовать [332].
Атмосфера — это область, в которой образуются линии поглощения.
Обычно фотосферу считают частью атмосферы.
Фотосфера — это область, в которой образуется непрерывный спектр.
Хромосфера (см. определение в разд. 6.1). Обычно это зона, в которой
температура превосходит Те, с малой (<1) оптической толщиной в кон-
тинууме и большой (>1) оптической толщиной в сильных линиях.
Оболочка (envelope) — окружающая звезду область, в которой образуются
эмиссионные линии. Температура в оболочке не обязательно выше, чем
28
Глава 1
в фотосфере, однако плотность должна быть достаточно высокой, чтобы
эмиссионные линии были доступны наблюдениям. В большинстве случаев
оболочка расширяется, и тогда возникает звездный ветер (см. ниже).
Звездный ветер — направленное наружу движение вещества в атмосфере
или оболочке с v (г) > 0 и обычно с dv/dr > 0.
Корона — оболочка, в которой Г» Тр11о1.
Обособленная оболочка (shell) — оболочка, в которой локально выполня-
ется условие dp/dr > 0. (Отметим, что в обычных оболочках dp/dr < 0.)
Б. Температура. Термин «температура» (7) во многих случаях означает
не более чем простой термодинамический параметр, который используется
для описания исходящего от звезды потока излучения, распределения частиц
по скоростям, состояний возбуждения и ионизации атомов.
Эффективная температура Те — это температура абсолютно черного
тела, которое имеет такой же радиус, как и звезда, и такой же интеграль-
ный поток излучения (проинтегрированный по v или X).
Яркостная температура ТЬг — температура абсолютно черного тела,
которое имеет такой же радиус, как и звезда, и излучает такой же
поток энергии в единичном интервале длин волн (вблизи данной длины
волны. — Ред.).
Радиационная температура на частоте v Tr (v) — это значение 7, которое
после подстановки в формулу Планка В (v, Т) удовлетворяет закону
Кирхгофа ev/xv = В (v, Т), где е„ и — коэффициенты излучения и погло-
щения соответственно.
Цветовая температура Тс — это температура абсолютно черного тела,
которое в определенном интервале длин волн имеет кривую распределения
энергии (по частоте или длине волны) такой же формы или с таким
же наклоном, как и звезда.
Кинетическая температура Тк — это параметр, описывающий посредст-
вом закона Максвелла распределение частиц по скоростям (не обязательно
в интервале от v = 0 до оо).
Электронная температура Те1 — это кинетическая температура элект-
ронов.
Температура возбуждения Тех — это параметр, описывающий через
посредство формулы Больцмана относительную населенность двух или
более энергетических уровней атома или иона.
Ионизационная температура Tt — это параметр, описывающий через
посредство уравнения Саха относительное число ионов в двух или более
состояниях ионизации.
Глава 2
ОСНОВНЫЕ НАБЛЮДАЕМЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
ЗВЕЗД НАИБОЛЬШЕЙ СВЕТИМОСТИ
2.1. КЛАССИФИКАЦИЯ ПО СПЕКТРАМ И СВЕТИМОСТЯМ
В гарвардской классификации звезды распределяются по спектральным
классам О, В, А,..., М в порядке уменьшения температур фотосфер.
В йеркской системе, или системе Моргана — Кинана (сокращенно МК),
звезды помимо этого подразделяются на классы светимости в порядке
ее убывания от I до V [1093]. Таким образом строится двумерная
спектральная классификация. Сначала все сверхгиганты были отнесены к
классу светимости I, однако довольно скоро выяснилось, что к этому
классу принадлежат звезды, слишком сильно различающиеся по абсолют-
ной звездной величине, и поэтому требуется дальнейшее подразделение.
Кроме того, был добавлен еще один класс — «сверхсверхгиганты» [507],
к которому первоначально были отнесены четыре наиболее красные из
самых ярких звезд в Большом Магеллановом Облаке. Им приписывают
класс светимости 0 (нуль), но обозначают также 1а — 0, или 1а+ [808].
Первоначально обозначение с индексом «+» не употреблялось, потому
что этот знак используется при описании звезд-гигантов, где он означает
«имеющий меньшую светимость, чем...» [507]. Однако в настоящее время
обозначение 1а+ используется часто, и мы будем применять его в этой
книге. Как правило, сверхсверхгиганты мы будем называть гипергигантами
(следуя [1636]).
Итак, имеются следующие классы светимости:
1а+ — сверхгиганты наибольшей светимости (гипергиганты),
1а
lab
lb — сверхгиганты наименьшей светимости,
II — яркие гиганты,
Списки стандартных звезд для йеркской классификации были опубли-
кованы Морганом и Кинаном [1093, р. 33, 39], они частично основаны
на пересмотренных ранее опубликованных списках стандартов. Стандартные
объекты для классификации звезд спектрального класса О предложены
в [352, 1678]. Опубликован «Revised МК Spectral Atlas of Stars Earlier than
Sun» [1095]. Атлас спектров наиболее холодных звезд (класса G и более
поздних) опубликован в [811].
Йеркская классификация ярких стандартных сверхгигантов в соответ-
ствии с фундаментальными работами Моргана и его сотрудников приве-
дена в табл. IV.
Поскольку йеркская классификация — это эмпирическая и качественная
30
Глава 2
Таблица IV
Йеркская классификация ярких стандартных сверхгигантов |810, 1094] (пересмот-
ренная Морганом и Кинаном в 1973 г. [1093])
Звезды с пересмотренными классами отмечены звездочками, КС—класс светимости
Звезда Спек- траль- ный класс КС Звезда Спек- траль- ный класс КС Звезда Спек- траль- ный класс КС Звезда Спек- траль- ный класс КС
HD46223* 04 eOri* во 1а X Aur В5 lab £Ori 09.5 lb
HD46150* 05 xOri * ВО,5 1а aCyg В9 lab tJPcr* Bl lb
£Рир* 05 f X2Ori В2 1а 44Cyg F5 lab rjLeo AO lb
15Моп* 07 o2CMa ВЗ 1а о1 СМа КЗ lab aLep* FO lb
тСМа* 09 lb 55Cyg ВЗ 1а aOri М2 lab a Per* F5 lb
цСМа В5 1а P Cam GO lb
pOri* В8 1а £Cep KI lb
aCyg* А2 1а 119Tau М2 lb
<pCas F0 1а
5CMa F8 1а
pCep М2 1а
классификация по виду спектров, она нуждается в калибровке. Результаты
калибровки для сверхгигантов спектральных классов АО — G0 приведены
на рис. 7 [174]. Обратите внимание на большой разброс точек, обуслов-
ленный погрешностями в принятых расстояниях до звезд, ошибками клас-
сификации и «космической дисперсией», которая характеризует степень
неоднозначности соотношения между спектральными классами и свети-
мостями звезд.
При переходе к все более высоким температурам понятие классов
светимости постепенно теряет смысл, в особенности для спектральных
подклассов, более ранних, чем примерно 05, поскольку для ранних звезд
класса О линии на диаграмме Герцшпрунга — Рессела, соединяющие звезды
одного класса светимости, имеют тенденцию сближаться. Например,
скопление Trumpler 14 содержит звезду HD 93129А класса ОЗ If* и звезду
HD 93129В класса O3V, звездные величины которых различаются всего
на 1,5т [1675]!
В гарвардской системе классификации каждый класс делится на десять
подклассов ОЗ, 04, ..., ВО, В1, ..., В9, АО... и т. д. Однако было сочтено
полезным ввести промежуточные подклассы 05,5, 06,5, ..., 09,5, В0.5, а
в [1670] введены даже подклассы 09.7, В0.2 и В0.5.
Самые ранние звезды относятся к спектральному подклассу 03.
Первоначально гарвардская классификация была основана на визуальной
оценке отношений интенсивностей спектральных линий. Существенным усо-
вершенствованием был бы переход к измерениям отношений эквивалент-
ных ширин линий одного и того же элемента в разных состояниях
возбуждения или ионизации. Это дало бы количественно прокалиброванную
* Обозначение f поясняется ниже.
Наблюдаемые характеристики звезд наибольшей светимости
31
Рис. 7. Абсолютные визуальные звездные величины сверхгигантов спектральных
классов А и F, калибровка йеркской классификации [174]. Обратите внимание
на большой разброс точек. Класс светимости 1а+ представлен на этой диаграмме
всего лишь одной точкой! 1 — члены скоплений, 2 — члены ассоциаций или звезды,
для которых приведены усредненные результаты определений двумя или более
методами, 3 — звезды, параметры которых определены только одним методом или
для которых разные методы дают сильно отличающиеся результаты.
спектральную классификацию, основанную на температурах возбуждения
или ионизации. Так, для классификации звезд спектрального класса О
использовано отношение эквивалентных ширин линий Не1 14471 и
Hell 14541 [336, табл. 3; 341; 1093] (рис. 8 и табл. V).
Для спектральной классификации звезд классов от К 5 до МО исполь-
зуются отношения интенсивностей линий Са! 14226 и Fel 114144, 4325.
Классификацию звезд, более поздних, чем М2, осуществляют по полосам
TiO. Полосы VO определяют подкласс М7. Разработана фотоэлектрическая
двумерная система классификации сверхгигантов класса М, основанная
на наблюдениях в восьми узких полосах в основном ТЮ (0,71 мкм) и
CN (0,81 и 1,10 мкм) [1737] (см. подробнее в разд. 3.11).
32
Глава 2
Рис. 8. Предсказываемая разность логарифмов эквивалентных ширин линий Не1
Х4471 и Hell Х4541 при различных значениях 1g д по моделям без ЛТР [62].
Рисунок заимствован из работы [328].
Из изложенного в гл. 1 ясно, что звезды с экстремально высокими
светимостями находятся на пределе устойчивости. На неустойчивость
атмосферы указывают переменность блеска звезды (гл. 8) и наличие в
спектре эмиссионных линий. Как правило, эмиссионные линии являются
индикаторами протяженной атмосферы. Звезды с эмиссионными линиями
в спектрах обычно имеют более высокую светимость, чем звезды того же
спектрального класса без эмиссионных линий [508]. Исследовалась связь
[344] между светимостью звезды и наличием у нее протяженной атмосферы,
на присутствие которой указывает интенсивность эмиссии в линии На.
На рис. 9 показано отношение интенсивностей линий На и Ну как функция
М„ для звезд — членов скоплений. Для сравнения укажем, что значения
этого отношения, предсказываемые на основе плоскопараллельных моделей
Наблюдаемые характеристики звезд наибольшей светимости
33
Таблица V
Критерии классификации для звезд ранних подклассов
спектральною класса О,
основанные на отношении эквивалентных ширин линий Не! X 4471
и Не11Х4541 |341]
1g И7 = 1g И7 (X 4471) - lg!P(X4551)
Предел IgFF Спектральный Предел , подкласс
-0,45 -0,60 < 05.5 < -0,30 05 < -0,45 04 < -0,60 ОЗ Линия Не1Х4471 отсутствует
атмосфер в отсутствие ЛТР [62], близки к 1 и лишь слегка зависят от
спектрального класса (указанного на правой оси ординат). Для моделей с
малыми ускорениями силы тяжести g предсказываемое значение равно
1,3. Рис. 9 показывает, что для всех звезд, более слабых, чем М„ = — 6m,
наблюдаемое отношение близко к предсказываемому, но для более ярких
звезд оно меньше предсказываемого, что выражается либо в тенденции
к исчезновению линии На, либо даже в появлении этой линии в эмиссии.
Последнее обстоятельство следует сопоставить с тем фактом, что эмиссия
На является характерным указанием на присутствие оболочек (разд. 3.2).
Интересно отметить, что светимости самых ярких звезд ранних спект-
ральных классов различаются очень мало даже при больших различиях
в отношении интенсивностей На/Ну. Это означает, что у таких звезд при
одной и той же светимости оптические толщины оболочек могут иметь
сильно различающиеся значения.
Спектры звезд, имеющие бальмеровские эмиссионные линии, обычно
обозначаются добавлением буквы е после указания спектрального класса.
Слабые эффекты обозначают, используя скобки: (е). Буква р указывает,
что спектр не удается объяснить в рамках представлений о «нормаль-
ных» или расширяющихся оболочках. Звезды Of — это звезды спектраль-
ного класса О, у которых линия N III вблизи Х4640 и линия Hell Х4686
наблюдаются в эмиссии, а звезды 0(1) и О ((f)) — это соответственно звезды,
у которых линия Hell слаба или наблюдается в поглощении. Последо-
вательность ((f)), (f), f звезд класса О является последовательностью воз-
растающих светимостей (см. разд. 3.2).
2.2. КРИТЕРИИ АБСОЛЮТНОЙ ЗВЕЗДНОЙ ВЕЛИЧИНЫ
И СВЕТИМОСТИ
Наилучший метод определения абсолютных звездных величин звезд —
это, конечно, метод, основанный на определении расстояний до них по
параллаксам или другими способами. Найдены светимости 50 звезд спект-
рального класса О в скоплениях и ассоциациях [336]. После того как
3-1092
34
Глава 2
Рис. 9. Зависимость между Л1„ и отношением наблюдаемых интенсивностей линий
На и Ну, которое является критерием протяженности атмосферы [344]. Кружки —
На в поглощении, точки — На в эмиссии. Для моделей плоскопараллельных
атмосфер в отсутствие JITP предсказываемое отношение интенсивностей близко
к 1. Точные значения отношения в зависимости от спектрального класса для
звезд главной последовательности указаны на оси ординат справа, для моделей
с меньшим ускорением силы тяжести отношение интенсивностей На и Ну близко
к 1,3. Для звезд с М„ > — 6" отношение интенсивностей близко к предсказывае-
мому, в этом случае линии формируются в плоскопараллельной атмосфере.
У звезд с Mv < — 6” линия На ослабевает или переходит в эмиссию, что сви-
детельствует о все большей и большей протяженности оболочки. Наблюдается
тенденция к усилению эмиссии с уменьшением М„, однако разброс точек настолько
велик, что интенсивность линии На нельзя использовать для достаточно точного
предсказания Л1„.
Наблюдаемые характеристики звезд наибольшей светимости
35
абсолютные звездные величины определены для достаточного числа звезд,
их можно использовать, чтобы вывести связь между некоторыми спект-
ральными характеристиками и абсолютными звездными величинами и
таким образом установить критерии светимости.
Начнем со звезд спектральных классов О и В. Хотя разность эквивалент-
ных ширин линий гелия может служить удобным критерием для опре-
деления lg g и, следовательно, светимости (рис. 8), все же лучшим кри-
терием светимости является отношение интенсивностей линий SilV и Не1.
В этой связи укажем, что составлен список эквивалентных ширин резо-
нансного дублета SilV (1400 А) в спектрах 118 звезд спектральных клас-
сов О и В, наблюдения выполнены с помощью телескопа, установленного
на борту орбитальной астрономической обсерватории (ОАО) [1197].
Для звезд подклассов ВО —В6 и В8—А5 в [1311] установлены соот-
ношения между результирующей эквивалентной шириной JVnel линии На
(т. е. суммой абсорбции и эмиссии, выраженной в единицах эквивалентной
ширины прилегающего континуума) и абсолютной визуальной величиной
Mv, а также связь между эквивалентной шириной эмиссионного компонента
и М„ для этих двух групп звезд. Таким же образом найдено [1312], что
существует линейная зависимость между средней эквивалентной шириной
H^Sill) линий Sill XZ6347 и 6371 и абсолютной визуальной величиной
з»
ис. 10. Зависимость между и средней эквивалентной шириной линии кремния
для звезд подклассов В9 — А2 [1312]. Для звезд, у которых интенсивность линии
кремния может быть переменной, показан полный интервал наблюдаемых значе-
ний [1312].
36
Глава 2
М„ для сверхгигантов подклассов В9 — А2 (рис. 10): М„ = —6,56 W'(Sill) —
— 2,52 со значительным разбросом (0,4т). Эквивалентная ширина изменя-
ется от 0,38 А при Мг = — 5т до 0,84 А при М,. = — 7,9™. Согласно [506],
это соотношение (слегка проэкстраполированное) не выполняется для од-
ного из ярчайших гипергигантов Малого Магелланова Облака SMC
HD7583 (АО 1а"), у которого М„ = -9,1т, а И7(Sill) всего лишь 0,40.
Такое же расхождение, близкое к двукратному, наблюдается и у менее
ярких сверхгигантов Малого Магелланова Облака. Этот результат может
означать либо то, что соотношение, найденное в [312], не выполняется
для звезд с М„ < — 8т, либо то, что в сверхгигантах Малого Магелланова
Облака имеет место более чем двукратный дефицит кремния. Имеются
и другие указания на дефицит металлов в сверхгигантах Малого Магел-
ланова Облака (см., например, [733]). Критерием светимости для сверх-
гигантов подклассов от F5 до G2 служит произведение Е эквивалентных
ширин линий OI Х.7774 и Fel А.7748, которое связано с Mv соотношением
М„ = 1О,98£ — 1,79 [1272]. Для более холодных звезд критериями свети-
мости являются отношения интенсивностей линий SrII Z4O77 и Fel Z4063 и
других, а также интенсивности полос CN и СО [807, 1451, 1804, 1805].
Интересная попытка прокалибровать абсолютные звездные величины
звезд ранних спектральных классов очень высокой светимости предпринята
в [219], где использовались кратные звезды. Статистические соотношения,
связывающие показатели цвета и абсолютные звездные величины, покрас-
нение звезд и т. д., лучше известны для карликов, чем для гигантов или
сверхгигантов. Используя эти характеристики вторичных компонентов
двойных систем и предполагая, что они не успели проэволюционировать,
можно с неплохой точностью найти абсолютную звездную величину ярких
объектов.
2.3. ШКАЛА ЭФФЕКТИВНЫХ ТЕМПЕРАТУР И БОЛОМЕТРИЧЕСКАЯ
ПОПРАВКА
Лишь в немногих случаях эффективная температура звезд была опре-
делена непосредственно, т. е. по результатам абсолютной фотометрии и
измерений видимых радиусов.
Если R — радиус звезды и d — ее расстояние от Земли, а наблюдаемый
поток излучения у Земли, исправленный на межзвездное поглощение, равен
/[эрг/(см2 с)], то поток излучения nF и эффективную температуру фото-
сферы звезды Тс можно вычислить с помощью соотношения
QTe4 = nF = (d/R)2f= 4f/Q2, (2.3.1а)
где 0 = 2R/d (рад) — угловой диаметр звезды. Если расстояние до звезды
d также известно, то можно определить радиус и, следовательно,
Подобным же образом для монохроматических потоков имеем
nFx = 4f^2. (2.3.16)
Использование этих соотношений дало для некоторых из наиболее горя-
чих звезд удивительно низкие значения Те: 32 500 К для звезды £ Pup
Наблюдаемые характеристики звезд наибольшей светимости
37
спектрального класса 04 ef (разд. 3.2) и 30 200 К для звезды у2 Vel (WC8).
Однако у звезд с очень протяженными атмосферами и со звездным
ветром, оптически толстым в некоторых областях спектра, радиус может
зависеть от длины волны, что приводит к занижению Те. Этим можно
объяснить, почему у некоторых звезд температуры фотосфер, определен-
ные по спек тральным линиям, выше, чем рассчитанные по L и R.
На другом конце оси температур для otOri (Бетельгейзе, М2 lab) на
основе измерений потоков и анализа моделей атмосферы были найдены
значения эффективной температуры Те = 3900 + 150 К и 3580 К [1355,
1568]. Такие весьма высокие для звезды позднего спектрального класса
значения температуры могут быть обусловлены сферичностью, на что,
по-видимому, указывают результаты измерений диаметров звезд типа
Миры Кита - самой о Cet и R Leo [894]. Оказалось, что диаметры этих
звезд в сильных полосах поглощения TiO вдвое превосходят их диаметры
в континууме (какими бы они ни были!). Отсюда следует, что радиусы
областей, излучающих в континууме, меньше, а эффективные температуры
выше.
В табл. VI приведены результаты «непосредственных» (основанных на
измерениях потоков и угловых диаметров) определений Те для ряда звезд
промежуточных и поздних спектральных классов. Данные табл. VI заим-
ствованы в основном из работы [314].
В большинстве других случаев эффективная температура определялась
косвенными методами. Известно несколько таких методов:
а. Изящный метод итераций для одновременного определения Те и
6 предложен в [146]. Предполагается, что Д измерено в широком ди-
апазоне X, так что величина f может быть найдена интегрированием по
X, причем, если необходимо, значения Д в ненаблюдавшихся областях
спектра определяются экстраполяцией. Пусть известно приближенное зна-
чение Те. Расчеты с помощью моделей дают тогда для данной длины
волны X поток излучения от звезды nFx. Из соотношения (2.3.16) находим
первое приближение для 6, которое после подстановки в (2.3.1а) дает новое
значение Те. Если оно отличается от первого приближения, то итерацион-
ный цикл повторяется. Процесс быстро сходится, как показано, в частности,
в [1571] для aOri. Этот метод применяла также Андерхилл [1591], которая
уже после одной итерации получала хорошее согласие расчетных значений
угловых диаметров с результатами измерений в [628]. В дальнейшем в
[1594] были оценены этим методом диаметры 170 звезд. Результаты
(рис. 11) демонстрируют хорошо известный факт: эффективные температуры
сверхгигантов ниже, чем звезд главной последовательности тех же спект-
ральных классов. То обстоятельство, что значения Те, определенные по
потокам, ниже значений, определенных по линейчатым спектрам, может
быть проявлением протяженной атмосферы.
б. Метод, похожий на описанный выше, состоит в аппроксимации
наблюдаемых изменений интенсивности излучения с длиной волны в кон-
тинууме модельными расчетами [963, 1100]. Этим методом найдено соот-
ношение между эффективной температурой и спектральным классом для
сверхгигантов 1b спектральных классов от G до М [963, 1642]. Этот
Таблица VI
Соотношение между спектральным классом и эффективной температу-
рой Те для звезд высокой светимости
а. Результаты определений по измеренным потокам излучения звезд
на Земле и их угловым диаметрам
Звезда Спектральный класс re, к Погрешность Источник
y2Vel WC8+O9I 32 510 ±2520 [314]
WC8 30200 [1749]
£Pup 04 ef 32 510 ±1930 [314]
£Ori 09.5 lb 29 910 ±2110 »
eOri BO la 24 820 + 920 »
xOri B0.5 la 26 390 + 1270 »
pCMa Bl II—Ш 25 180 + 1130 »
eCMa B2II 20990 ±760 »
TjCMa B5Ia 13 310 ±560 »
POri B8Ia 11550 ±170 »
a Car FOIb-II 7460 ±460 »
SCMa F8 la 6110 ±430 [1568]
aOri Ml.5 lab 3 900 ±150 [1352]
19 Psc C 3 050 + 200 »
XCnc N 2 700 ±100
6. Результаты определений no потокам инфракрасного излучения
[146, 1355]
Звезда Спектральный класс те, к Погрешность Источники
ЬСМа F8Ia 5 880 + 390 [146]
а Саг FOIb-II 7210 ±170 [146]
POri B8Ia 11 180 ±210 [146]
aUMa K0 III 4 730
PGem K0 III 5 360
a Boo K2III 4 060
у And КЗ II 4200
а Таи K5 III 3 490
р And M0 III 3 520
aCet Ml.5 III 3 560
aSco Ml.5 III 3 560
aOri Ml —М2 la—lb 3 580
TUCVn М2 III 3 530
pCep М2 la 3 600
pPeg М2.5 II—III 3 530
S Per M4Ia 2 700
a Her M5Ib—II 3 400
VYCMa M5 la 2740
gHer M6III 3 450
RS Cnc M6III 3 350
RXBoo M8 III 3150
YCVn C5.4 3 440
TXPsc C6.2 3 790
Наблюдаемые характеристики звезд наибольшей светимости 39
метод применялся для оценки Те звезд поздних спектральных классов
[1355] на основе фотометрических измерений в интервале 1—5 мкм. Сла-
бая сторона метода в том, что неизвестно влияние межзвездного погло-
щения. Кроме того, для звезд с очень малыми де„ результаты могут
быть ненадежны из-за ненадежности самих моделей атмосфер этих звезд.
в. Эффективные температуры можно также найти путем сравнения из-
меренных эквивалентных ширин линий с их значениями, рассчитанными
по моделям атмосфер. Так, в [327, 331] для определения эффективных
температур звезд ранних спектральных классов использовались измеренные
отношения эквивалентных ширин линий Hel 14471 и Hell 14542 в сочетании,
с предсказаниями этих отношений по моделям атмосфер. Калибровочная
кривая приведена на рис. 8, а найденные Те для горячих звезд (более
ранних, чем ВО) — на рис. 11.
г. Несколько определений Те выполнены методом Занстры, суть которого
в сравнении потоков излучения в двух далеко отстоящих друг от друга
полосах длин волн, так что, по существу, определяются не эффективные,
а цветовые температуры. В [1103] построена шкала цветовых температур
звезд ранних спектральных классов, погруженных в газовые туманности.
Применен метод Занстры и использованы в качестве исходных данных
интенсивности свечения туманностей в линии На и видимые звездные
величины звезд. Метод Занстры основан на предположении, что все фотоны,
излучаемые звездой в лаймановском континууме, в конце концов пере-
излучаются туманностью в бальмеровских линиях и бальмеровском кон-
тинууме. Число фотонов, испущенных в лаймановском континууме, равно
Nl=] (nFJhv) dv [(см2 • с)“ *],
VL
где vL — частота границы серии Лаймана. Тогда ожидаемый на Земле поток
излучения в линии На от туманности, находящейся на расстоянии d и
окружающей звезду радиуса R, будет равен
r 4nR2NLhc ,__О4Л г „ г vt
10 •
где 1а — длина волны линии На, q~1 — доля бальмеровских фотонов, из-
лученных в На, Аа — межзвездное поглощение в На,
Поскольку выражение (2.3.16) — это, по существу, соотношение между
R2/d2 и видимой звездной величиной звезды в определенной полосе спектра,
можно скомбинировать значение потока в звездном лаймановском конти-
нууме, найденное по наблюдаемой интенсивности излучения туманности
в На, с видимым блеском звезды (в других областях спектра. — Red.)
и определить цветовую температуру. Последук>щее сравнение с распре-
делением энергии по частоте, найденным по моделям фотосфер, даст тргда
информацию об эффективной температуре звезды.
Модификация метода Занстры состоит в использовании бальмеровской
линии Hell 11640 — аналога линии На для оценки потока непрерывного
излучения Hell с 1 < 228 А. Мы будем называть этот метод «гелиевым
методом Занстры».
Метод, до некоторой степени подобный описанному, использован в
40
Глава 2
30
50
04 OS 05.5 06 06.5 07 07.5 08 08.5 09 09.5
Спектральный класс
Рис. 11. Шкала эффективных температур для гигантов и сверхгигантов ранних
спектральных классов. Кружки и точки — по данным [328]. Кружки с вертикаль-
ной линией — класс светимости III, наполовину зачерненные кружки — ПИ, зачер-
ненные кружки — I или И. В тех случаях, когда Мортон и Конти приписывали
звезде разные спектральные классы, результаты двух определений соединены
горизонтальной чертой. Для сравнения приведены результаты определений мето-
дом Занстры (сплошная линия) [1103]. Прямые крестики — данные [1248], а косые
крестики — данные [314] для звезд класса О, погруженных в туманности, квадра-
тик — данные [1594] для одного сверхгиганта. Штрих-пунктирная линия — синте-
тическая зависимость [531] для сверхгигантов (см. также табл. VII).
[1248] для определения эффективных температур звезд, окруженных туман-
ностями, в числе которых были звезды спектрального класса О, ядра
планетарных туманностей и звезды Вольфа — Райе. Исходным материалом
служили данные абсолютной ультрафиолетовой фотометрии, полученные
с голландского астрономического спутника. На основании результатов
измерений, исправленных при необходимости на (оцененное) влияние излу-
чения в линиях, были получены распределения энергии в континууме,
которые, как оказалось, довольно хорошо согласуются со спектром абсо-
лютно черного тела. В одном случае имелась возможность сравнить по-
лученную таким путем «температуру абсолютно черного тела» с Те, и
Наблюдаемые характеристики звезд наибольшей светимости 41
согласие оказалось хорошим. Дополнительно были определены занстров-
ские температуры. Они в большинстве случаев хорошо согласовывались
с Те, найденными на основе фотометрии в непрерывном спектре. Светимости
были найдены, исходя из данных фотометрии в видимой области спектра
и значений радиусов, определенных по наблюдаемой светимости на Z45OO,
в предположении, что распределение энергии по спектру такое же, как у
абсолютно черного тела с температурой, равной занстровской температуре
Т.. Эта аргументация кажется порочным кругом, но поскольку при А.4500 R
зависит только от Т„ то Те ос Т]/4, так что процедура сходится. Выведен-
ное таким образом соотношение Те — спектральный класс сравнивается
с соотношениями, найденными другими методами, на рис. 11.
Аналогичным путем можно получить информацию о цветовой темпе-
ратуре возбуждающей звезды по наблюдаемым значениям радиопотоков
[691], поскольку радиоизлучение обусловлено ионизацией туманности
ультрафиолетовым излучением звезды. Большой разброс данных на
рис. 11 вызывает разочарование, однако он, возможно, отражает физиче-
ские различия между звездами одних и тех же спектральных подклассов.
Занстровские температуры, которые, по существу, являются цветовыми
температурами, как правило, меньше температур, определенных другими
Рис. 12. Соотношение между Те и спектральным классом. Кружки — результаты
непосредственных определений, треугольники — данные [1642], зачерненные круж-
ки — данные [963], квадратики — горячие сверхгиганты [1594], косые крестики —
холодные сверхгиганты, прямые крестики — усредненные данные по холодным
сверхгигантам [1355], штрих-пунктирная кривая — синтетическая зависимость [531]
(см. табл. VII).
42
Глава 2
методами. Быть может, этим объясняется часть различий? Может играть
роль и то, что большая часть излучения звезд очень ранних спектральных
классов приходится на ненаблюдаемую очень далекую ультрафиолетовую
область спектра (Х<912 А, за лаймановским скачком).
На рис. 12 приведено наилучшее с нашей точки зрения соотношение
Те — спектральный класс для звезд промежуточных и поздних спектраль-
ных классов; рисунок представляет собой компиляцию данных табл. VI
и результатов работ [963, 1355, 1594, 1642]. Синтетическая зависимость
[531] для сверхгигантов и гигантов приведена также в табл. VII.
Для очень поздних гигантов и сверхгигантов главным образом спект-
ральных классов М, R, N, S, С и MS в [1353] установлена связь между
показателями цвета звезды (в основном R — I) и так называемыми «черно-
тельными цветовыми температурами». Этот термин содержит избыток
информации: цветовая температура обычно определяется как температур-
ный параметр планковского распределения, который обеспечивает наилуч-
шее согласие этого распределения с наблюдаемым в определенном ин-
тервале непрерывного спектра. Следовательно, в [1353] опубликовано соот-
ношение между инфракрасным показателем цвета R — I и цветовой тем-
пературой TR_l в инфракрасном диапазоне длин волн. Однако от этого
соотношения до соотношения между Те и спектральным классом, по-ви-
димому, еще очень далеко. Во всяком случае, у немногих звезд, у которых
Те можно измерить «непосредственно» [1353, 1355], различие между TR_,
и Те весьма велико. Значения Те для звезд поздних спектральных классов,
приведенные в табл. VI, — это результаты немногочисленных «непосредст-
венных» измерений, средние между значениями Те, найденными в пред-
положении о полном потемнении дисков звезд к краю и в предположе-
нии об однородной яркости дисков.
В [932] определены Те и болометрические поправки для сверхгигантов
класса М по наблюдаемым распределениям энергии в области спектра
0,36 — 3,4 мкм и оценкам потока излучения на больших длинах волн.
В [530] опубликовано соотношение между эффективными температурами,
показателями цвета и болометрическими поправками для гигантов класса
М. Для нескольких звезд класса N эффективные температуры были опре-
делены по измерениям угловых диаметров. Эффективные температуры
этих звезд заключены в интервале 2500 — 3000 К [1688] (ср. с разд. 3.11).
Эффективные температуры и болометрические поправки ВС = Mv — Мь
тесно связаны. Использовав данные о температурах, показателях цвета и
болометрических поправках для звезд, более горячих, чем Солнце [313, 314],
и для сверхгигантов и гигантов класса М [530, 932], а также соотно-
шение температура — показатель цвета для сверхгигантов классов К и М
[1642], Флауэр [531] определил соотношения между показателем цвета
B — V, спектральным классом, болометрической поправкой и эффективной
температурой. Сводка Флауэра для сверхгигантов и гигантов приведена
в табл. VII. Болометрические поправки для самых горячих звезд известны
с некоторой степенью уверенности практически только для звезд главной
последовательности.
Наблюдаемые характеристики звезд наибольшей светимости
43
Таблица VII
Шкала эффективных температур и болометрических поправок ДЛЯ гигантов
И сверхгигантов [531]
Сверхгиганты Гиганты
B-V мк 7^ К igre вс B—V МК Те, к lgre вс
-0,33й 05.5 40495 4,607 -3,73 -0,33 Об 39280 4,594 -3,50
-0,31 37135 4,570 -3,46 -0,31 07,5 35410 4,549 -3,25
-0,29 07.5 34060 4,532 -3,20 -0,30 08,5 33620 4,527 -3,12
-0,28 09 32615 4,513 -3,06 -0,29 09,5 31920 4,504 -2,99
-0,26 29910 4,476 -2,79 -0,28 30310 4,482 -2,87
-0,25 ВО 28640 4,457 -2,68 -0,26 27320 4,437 -2,60
-0,23 26265 4,419 -2,40 -0,25 25940 4,414 -2,48
-0,20 23065 4,363 -2,02 -0,23 23 385 4,369 -2,22
-0,18 21115 4,325 -1,76 -0,21 В1 21080 4,324 -1,97
-0,17 В1 20260 4,307 -1,67 -0,20 20015 4,301 -1,84
-0,16 19400 4,288 -1,56 -0,18 18045 4,256 -1,58
-0,12 ВЗ 16315 4,213 -1,16 -0,17 ВЗ 17135 4,234 -1,46
-0,11 В4 15625 4,194 -1,05 -0,16 16265 4,211 -1,34
-0,08 В5 13 720 4,137 -0,82 -0,12 В7 13 220 4,121 -1,07
-0,05 В7 12050 4,081 -0,64 -0,11 В8 12550 4,099 -0,72
-0,025 В8 10915 4,038 -0,51 -0,08 В9 11400 4,057 -0,46
0,00 В9 10255 4,011 -0,38 -0,05 В9,5 10 545 4,023 -0,32
0,05 А2 9120 3,960 -0,17 -0,025 АО 10000 4,000 -0,24
0,07 А4 8790 3,944 -0,10 0,00 А1 9570 3,981 -0,19
0,10 А5 8510 3,930 0,00 0,05 А2 8995 3,954 -0,09
0,14 А8 8205 3,914 0,09 0,07 8790 3,944 -0,06
0,20 F0 7800 3,892 0,14 0,10 АЗ 8 510 3,930 -0,03
0,33 F5 7000 3,845 0,13 0,14 А5 8205 3,914 -0,20
0,50 F8 6210 3,793 0,08 0,20 7800 3,892 0,00
0,60 5835 3,766 0,04 0,33 F1 7000 3,845 0,01
0,70 5525 3,743 -0,01 0,43 F5 6500 3,813 -0,01
0,88 G2 5070 3,705 -0,12 0,50 6210 3,793 -0,03
0,92 G3 4990 3,698 -0,14 0,60 5 875 3,769 -0,06
1,04 G6 4755 3,677 -0,22 0,70 G1 5 585 3,747 -0,10
1,16 G9 4530 3,656 -0,35 0,80 5 300 3,724 -0,16
1,30 К2 4280 3,632 -0,46 0,88 G5 5085 3,706 -0,22
1,45 КЗ 4030 3,605 -0,67 0,92 G6 4990 3,698 -0,26
1,54 К4 3 875 3,588 -0,84 1,04 4720 3,674 -0,37
1,61 К7 3750 3,574 -1,00 1,16 К2 4465 3,650 -0,49
1,70 3500 3,544 -1,43 1,30 4185 3,622 -0,66
1,72 3250 3,512 -1,72 1,45 К4 3905 3,592 -0,92
1,76 М4 3000 3,477 -2,50 1,54 К8 3 750 3,574 -1,19
1,80 2800 3,447 -3,36 1,61 3 500 3,544 -1,66
44
Глава 2
2.4. МАССЫ МАССИВНЫХ ЗВЕЗД
Самый надежный способ определения масс звезд — это непосредствен-
ное вычисление по наблюдаемым параметрам орбит компонентов двойных
систем. Косвенные методы основаны на расчетах по звездным моделям,
практически же — на сравнении расчетных эволюционных треков звезд раз-
ных масс с наблюдаемыми положениями на диаграмме Герцшпрунга —
Рессела либо на определении параметров фотосфер: зная д и R, можно
найти массу звезды ЭЛ.
Сначала мы обобщим результаты, полученные прямыми методами, а
затем сопоставим их с данными, найденными косвенно. Для звезд с из-
вестными болометрическими абсолютными звездными величинами
(разд. 2.3) информация о массах позволяет установить соотношение масса —
светимость. В этом разделе мы ограничимся обсуждением масс массивных
звезд ранних спектральных классов, лежащих на главной последователь-
ности или вблизи нее. Результаты самых последних определений собраны
в табл. VIII. Приведенные в табл. VIII данные относятся к звездам,
которые можно считать непроэволюционировавшими или слабо проэво-
люционировавшими (последнее относится к звездам класса Of), и поэтому
они наилучшим образом подходят для установления соотношения масса —
светимость. Ниже будут рассмотрены также массы проэволюционировав-
ших звезд разных типов: звезд Вольфа — Райе (разд. 3.4, табл. XIV), звезд
типа £ Aur (разд. 3.10, табл. XXI), массивных компонентов рентгеновских
двойных систем (разд. 4.11, табл. XXXV), новых звезд после вспышки
(разд. 9.3, табл. XLIV).
Первый современный систематический обзор масс и светимостей ви-
зуально-двойных [637] опубликован в 1963г., в нем рассмотрены в основном
звезды промежуточных масс. Позже были опубликованы данные о мас-
сивных звездах. Составлена сводка [1484, 1487] масс массивных звезд
ранних спектральных классов, определенных по 50 хорошо исследованным
затменным двойным, среди компонентов которых десять сверхгигантов.
В [1019] систематизированы данные о массах и светимостях 40 визуаль-
ных и затменных двойных, а также примерно сотни систем, для которых
можно определить лишь суммарную массу компонентов. В обзоре [732]
рассмотрены массы массивных спектрально-двойных с видимыми спектра-
ми обоих компонентов. Сводка масс непроэволюционировавших и проэво-
люционировавших массивных двойных приведена в [1605]. Самые массив-
ные известные пары — это HD 47129 (звезда Пласкетта), массы компонентов
которой 58*№О < < 100ЭЛо и 649ИО < ЭЛ2 < 909Ло [741], и V729 Cyg =
= BD 40° 4220 — контактная двойная система с массами компонентов 'JJij =
= 58,7 + 9,19ЛО и ЭЛ2 = 13,7 ± 6,39Ле [940, 941]. Согласно более ранней
оценке [155], массы компонентов меньше. Масса главного компонента
VV Сер сначала оценивалась в 80 —849Э1О [107, 1217], но эти значения
оказались завышенными [746] (табл. XXI). Масса звезды Boss 1985 спект-
рального класса М2ер lab меньше 34ЯЛе [360].
В табл. VIII собраны результаты наилучших определений масс звезд
из перечисленных выше сводок, а также несколько недавних определений,
Наблюдаемые характеристики звезд наибольшей светимости 45
Таблица VIII
Массы непроэволюционировавших или слегка проэволюционировавших массивных
(ВД>15ЗДе) звезд ранних спектральных классов, вычисленные по элементам орбит
двойных систем
Обозначение Название Спектральный класс SWsin3/, 9JIq Источники
HD 93205 А 03 V 08 V >39 [341, 350]
HD 93403 А O5.5((l)) > 5,2/sin3/ [341, 1542]
HD 206267 Об 09 18,7 6,5 [376]
BD +40'4220 V729Cyg O7fla O6fla 47 ±7 11 + 5 [155]
59±9 14±6 -11,4 -7,9 [941]
HD 57060 UWCMa O7f— 07 24 29 [1484]
(29СМа) 08.5 If 19,3 23,2 -8,7 -6,6 [1019, 1905]
23 30 -9,3 [733]
46 34 [942]
HDE 228854 V382Cyg 07 08 37 33 [1484]
HD152248 O7f 24,4 22,5 -10 [423, 682]
HD 166734 07 If 091 29 31 [345]
HD 159176 07 07 38 38 -8,8 -8,8 [351, 423, 959]
HDE 228766 07.5 05.5f 34+10 23±5 [1007]
HD47129 Звезда 08 V 08(1) ~51 ~64 -8,5 [1484]
< Пласкетта 58-100 64-90 [741]
HD 19820 08 08 18,9 9,2 [Ю8]
HD1337 AOCas 09 III 09 III 19 26 -8,3 -7,3 [1487]
18 23 Hutchings, Hill, 1971
25 29 [940, 941]
HD36486 SOriA 09.5 II В 28 10 -9,1 -5,5 [423, 1484]
HD198846 YCyg 09.5 IV 09.5 IV 18 18 [732]
HD 25638 SZCam BO 21 6 -7,6 -4,3 [1019]
HD193611 V748Cyg BOV BOV 15 15 -6,6 -6,4 [1019, 1484]
HD 35652 lUAur BOp Blp 17,4 11,8 -6,1 -6,3 [987]
-6,6 -6,4 [470]
HD 93206 QZCar BOIb 09 V 16,7 28 [943]
HD216014 AH Cep B0.5 IV В 0.5 IV 16 14 -7,3 -6,9 [732, 1019]
HD163181 V453Sco B0.5 la BOV 14,3±0,6 24,9 + 0,6 -9,9 -6,5 Wood word.
13 22 Koch, 1975
HD 42933 5 Pic BO. 5 III B0.5-B3 16 7 [725]
HDE 227696 V453 Cyg BO.5 IV BO.5IV 16,8 ±0,9 12,9 + 0,7 -6,4 -5,9 [1484]
HD 218066 CW Cep B0.5 V B0.5V 11,9+0,1 11,2 + 0,1 [896]
HD65818 VPup Bl V Bl.5 17,4 9,6 -5,1 -3,8 [896] [470, 1376, 1484]
HD 10516 tpPerBl III-Vpe 29+14 3,8±1,7 [1234]
HD190967 V448Cyg BIIb-II 09.5 V 18 22 -6,8 -7,6 [1487]
HD151890 p1 Sco B1.5V B3 12,8 8,4 -4,5 -3,2 [1019, 1376, 1487]
HD 34333 EOAur B3 III B3III 20 20 -5,8 -5,3 [423, 1484]
HD 33357 SXAur B3.5 B6 7,8 4,7 -3,9 -2,2 [277]
46
Глава 2
Рис. 13. Соотношение масса — светимость, построенное на основе данных о доста-
точно массивных звездах из сводки [637] и дополненное для звезд больших
масс данными по двойным звездам из табл. VIII (кружки) и оценками масс по
параметрам фотосфер [426] (крестики), см. табл. IX; звездочки — компоненты мас-
сивной контактной двойной системы V729 Cyg (BD + 40е 4220).
при этом мы ограничивались весьма массивными звездами: ЭЛ > 159ЛО.
Для компонентов двойных систем с известными болометрическими
светимостями имеющиеся данные о массах позволяют построить диаграм-
му масса — светимость. Рис. 13 основан на данных [637], дополненных
результатами упомянутых выше современных определений для массивных
звезд (табл. VIII) и данными из табл. IX.
В [1019] на основании компиляции данных для звезд с —
< +10,5т выведено эмпирическое соотношение
1g (ЭЛ/^о) = 0,504 - 0,103 Мь,
Наблюдаемые характеристики звезд наибольшей светимости
47
из которого, используя формулу (1.2.1), получаем
lg (9Л/ЭЛО) = 0,014 + 0,2581g (L/L^. (2.4.1)
Рис. 13 позволяет вывести соотношение
Мь = 1,6 - 7,51g (ЭИ/ЭЛ©) при -12 < Mb < -7”,
откуда, учитывая формулу (1.2.1), получаем
lg (L/LJ = 1,26 + 3,0 1g (ЯИ/ЯМ при 4,7 < lg (L/I.^ < 6,7. (2.4.2)
Если ограничиться наиболее массивными звездами, то коэффициент при
1g (ЭЛ/ЭЛ©) будет равен 2,7 (рис. 13).
Далее, можно сравнить результаты «непосредственных» вычислений, в
частности табл. VIII и рис. 13, с результатами теоретических расчетов
и «косвенных» определений.
На рис. 14 сопоставлены соотношение масса — спектральный класс по
результатам наблюдений и теоретические соотношения, найденные для
невращающихся звезд с химическим составом (X, Z) = (0,739, 0,021) (сплош-
ные линии) или (X, Z) = (0,739, 0,044) (штриховые линии). В каждой паре
кривых верхняя относится к звездам на начальной главной последователь-
ности, а нижняя — к звездам главной последовательности на той стадии
эволюции, когда их эффективная температура минимальна.
Существует хорошее согласие между эмпирическими данными и теоре-
тическими предсказаниями: наблюдаемые звезды не выходят за пределы
нижней кривой, что касается звезд в верхнем правом углу диаграммы,
то, это, по-видимому, проэволюционировавшие объекты. Однако вследствие
почти линейной связи между 1g £01 и спектральным классом диаграмма
не позволяет делать какие-либо выводы о возможности смещения звезд
в диагональном направлении (от верхнего левого к нижнему правому углу).
Для этого необходимо сравнить наблюдаемые положения отдельных
звезд на диаграмме Герцшпрунга — Рессела с теоретическими эволюцион-
ными треками. Таким образом (рис. 15) в результате сравнения наблю-
дательных данных с эволюционными треками [1484] для звезд без потери
массы сделан вывод [337], что наиболее массивные звезды могли бы
иметь массы, превосходящие даже 120301^!
Однако такие большие значения не подтверждаются наблюдениями.
Например, следуя [908], можно сравнить оценку массы двойной V729 Cyg
(BD 40° 4220) (O7f + 061) по трекам, равную ~ 8О9Л©, со значениями, вы-
численными по элементам орбиты, ЭЛ (071) = 50 ± 10ЭЛ©, ЭЛ (061) =
= 13 + 5ЭЛ© (табл. VIII). Уже одно это сравнение наводит на мысль, что
массы, определенные по моделям, могут оказаться завышенными почти
вдвое. Наиболее вероятное объяснение дает рис. 1: потеря вещества ведет
к уменьшению масс массивных звезд до 2/3 или 1/2 исходного значения
еще на начальных стадиях эволюции на главной последовательности.
Приведенный выше пример действительно относится к (слегка) проэволю-
ционировавшим звездам. Другое, менее вероятное объяснение, которое
все же не следовало бы забывать, состоит в том, что в модельных
расчетах могут быть ошибки. Если принять модели [1490], рассчитанные
с использованием непрозрачностей Карсона [241], то приходится допустить,
48
Глава 2
Спектральный класс
Рис. 14. Диаграмма масса — спектральный класс для наблюдаемых звезд и теоре-
тических моделей [1484]. Эмпирические значения масс определены по данным
об орбитах затменных двойных. Наиболее надежные определения масс обозначены
зачерненными символами. Квадратики — звезды классов светимости I и II, тре-
угольники — звезды классов III и IV, кружки — звезды класса V, ромбики — класс
светимости неизвестен. Теоретические кривые основаны на расчетах моделей
невращаклцихся звезд с химическим составом (X, Z) = (0,739, 0,021) (сплошные
линии) или (0,739, 0,044) (штриховые линии). Верхняя и нижняя кривые в каждой
паре относятся соответственно к начальной главной последовательности звезд
и к последовательности звезд с минимальными эффективными температурами
на главной последовательности [1484].
что звезды верхней части главной последовательности имеют более низкие
Те, а следовательно, меньшие болометрические поправки, светимости и
массы.
В заключение опишем несколько определений звездных масс по ис-
следованиям фотосфер. В [426] найдены радиусы трех сверхгигантов клас-
сов О и В: Ori, в Ori, т] СМа — по данным об их угловых диаметрах
и расстояниях; значение д было найдено спектроскопически. Если есть
основания предположить, что определенное спектроскопически gcff = ggrav
и что R не зависит от длины волны, то можно найти ЯП (см. табл. IX)
из соотношения lg = lg </Krav — 41g Те — 0,4Мь + 12,49 [1173]. (О пре-
делах применимости этого выражения см. [1652].)
Для звезд, угловой диаметр которых неизвестен, но известно расстояние
и М„ (о2 СМа, HD7583 и HD 33579 в табл. IX), Те, а следовательно,
Рис. 15. Диаграмма lg Те — Мь для наблюдаемых звезд спектрального класса О
и теоретические эволюционные треки [1484] для звезд с массами 15, 30, 60 и 120 Ш1О
с химическим составом (X, Z) = (0,75, 0,02) на стадии горения водорода в ядре
[337]. Кружки — звезды класса Of, зачерненные кружки — все остальные звезды
спектрального класса О: О, О ((f)), О (1), Ое ..., косые крестики — звезды скопления
Тг 14, прямые крестики — звезды скоплений Тг 16/Сг 228.
ВС и деП определяются по спектрам. Зная ВС и Те, с помощью соот-
ношения (1.2.2) можно найти R и, зная д, вычислить 9И. Первые резуль-
таты, полученные путем исследования атмосфер, обобщены в [673]:
£ Per (Bl lb) 379Ие
aCyg(A2Ia)14®ie
HD 33579 (A5Ia+) 452RO
5 СМа (F8Ia+) 34®lo
Если нанести эти данные на теоретическую диаграмму Герцшпрунга —
Рессела, то окажется, что теоретические массы больше эмпирических, и их
4-1092
Таблица IX
-по [426]) R/Rq 1g д [см/с2] IgWSR©) 24±3 3,2 + 0,2 [62] 1,52±0,21 34±4 3,0+ 0,1 [904] 1,62±0,12 62±8 2,2 + 0,2 [1593] 1,35±0,21
Массы и светимости избранных сверхгигантов (верхняя часть Му И) ВС Мк 10 d ПС [1432] [314] [314] ь [314] пс — 6,4” l,95m —2,9±0,3m —9,3±0,3m 0,48+0,04 468 -6,8 1,50 —2,5±0,1 -9,3 ± 0,3 0,69±0,04 457 -7,0 2,44 -0,9 ±0,1 -7,9 ±0,1 0,75 ±0,06 772
Спектральный класс 09.5 1b RJ Л >—< н—1 О СО со
Звезда О eOri rjCMa
е
£
8
2
х
+1 +1 +1
+1 +1 +1
^QQ
oil
Наблюдаемые характеристики звезд наибольшей светимости 51
отношение может достигать 2. Это обстоятельство можно учесть при ин-
терпретации эволюционных треков массивных звезд рассчитанных без
учета потери массы.
2.5. РАДИУСЫ ЗВЕЗД ВЫСОКОЙ СВЕТИМОСТИ
Фундаментальная работа Хэнбсри Брауна и Твисса (см. обзор [629])
способствовала разработке метода интерферометрических измерений угло-
вых диаметров звезд 6. Другой метод состоит в использовании данных
об абсолютных потоках излучения или эффективных температурах, по-
скольку в этом случае величина 6 может быть вычислена с помощью
соотношения (2.3.1). Кроме того, 6 можно измерить непосредственно ме-
тодом покрытий звезд (см. обзор [94]). При известных расстояниях до
звезд знание угловых диаметров дает возможность «непосредственно»
определять радиусы одиночных звезд (но не компонентов двойных систем).
Существует еще несколько косвенных методов определения R: по фор-
муле (1.2.2), связывающей Мь и Те, или с помощью выражения
lg (R/Kq) = 0,2Mb - 2,5 lg Te + 8,47. (2.5.1)
Учитывая соотношение между радиусом, абсолютной и видимой звездными
величинами и угловым диаметром, получаем связанную с предыдущей
формулу, впервые выведенную в [1725] и несколько модифицированную
в [94]:
1g Те + 0,1 С = 4,221 - 0,1 К, - 0,51g 0, (2.5.2)
где С — болометрическая поправка, Vo — визуальная звездная величина в
системе UBV, исправленная на покраснение, 0 — угловой диаметр звезды
в миллисекундах дуги.
Правую часть формулы (2.5.2) часто обозначают как Fv; значение этого
определения состоит в том, что величина F у линейно связана с десятич-
ным логарифмом визуальной поверхностной яркости звезды. Построены
графики [94, 96, 97] зависимости между Fy и различными показателями
цвета. Соотношение между Fv и показателем цвета (F — R)o, по-видимому,
не зависит от класса светимости для звезд всех спектральных классов
от 04 до М8 и звезд классов S и С. Следовательно, фотометрические
наблюдения в системе FR дают Fy, причем
Fy= 3,84 - 0,32 (V— R)o при (V— R)o < 0,8m.
Трудность в применении этого метода заключается в том, что часто тем-
пература Те очень плохо определена. Однако в работе [146] учтено то
обстоятельство, что поток инфракрасного излучения весьма слабо зависит
от эффективной температуры, и использованы измерения потоков в ди-
апазоне 2—13 мкм для одновременного определения эффективной темпе-
ратуры Те и углового диаметра 0 методом последовательных приближений,
описанным в разд. 2.3, а. По-видимому, при наилучших условиях этот
метод позволяет определять 0 с точностью до 5%.
4*
52
Глава 2
Андерхилл [1591] выполнила аналогичные расчеты Те, описанные в
разд. 2.3, ее результаты хорошо согласуются с результатами Хэнбери
Брауна. Только для звезд £ Pup (HR 3165) и a Eri Андерхилл получила
меньшие значения Те. Эти расхождения несомненно связаны с неоднознач-
ностью определения Те для звезд с протяженными атмосферами.
В табл. X приведена сводка угловых диаметров сверхгигантов, опре-
деленных различными описанными здесь методами. Из-за неуверенности
в законе потемнения дисков звезд к краю интерпретация любых на-
блюдений угловых диаметров несколько неопределенна. Поэтому предпо-
лагается или полное потемнение к краю (интенсивность излучения 7(8)
меняется как I (0) cos 8), или диск предполагается однородным. Различия
в значениях 6 обычно малы (см. табл. X).
Другая неопределенность, уже упомянутая в разд. 2.3 и в особенности
присущая самым холодным и самым ярким звездам, связана с тем, что
они имеют протяженные атмосферы, которые, следовательно, нельзя счи-
тать плоскопараллельными, а это приводит к зависимости радиусов звезд
от длины волны. «Диаметры», измеренные в молекулярных полосах по-
глощения, могут оказаться много больше (есть указания на двукратные
расхождения!), чем диаметры, измеренные в непрерывном спектре [894].
Кроме того, из-за существования вокруг подобных звезд рассеивающих
пылевых оболочек видимые диаметры могут оказаться больше, чем реаль-
ные диаметры фотосфер, даже если радиальная оптическая толщина
оболочки очень мала. В [1659] таким образом объясняется кажущееся
несоответствие между значениями углового диаметра a Ori, найденными
интерферометрически и по потокам излучения (см. соответствующие дан-
ные в табл. X). Это также объясняет, почему наибольшие расхождения
между определенными разными методами диаметрами приходятся на
короткие длины волн, в то время как с ростом А результаты определений,
по-видимому, согласуются лучше (см. также обсуждение результатов на-
блюдений a Ori в разд. 3.11). В [1653] обращается внимание на то,
что показатель цвета звезды примерно пропорционален умноженной на
пять разности логарифмов радиусов, найденных по измерениям в двух
диапазонах длин волн.
Зная 0 и тригонометрические параллаксы, можно найти радиусы: на-
пример, радиусы a Sco и а Ori оказались равными 700 и 600Rq соот-
ветственно.
Особенно хорошие ^результаты достигаются при комбинировании дан-
ных фотометрических и спектральных наблюдений затменных двойных
с полученными независимо данными о расстояниях до звезд и с соот-
ношением, определяющим поверхностную яркость Fy. Таким способом
в [896] очень точно определены параметры трех затменных двойных:
CW Сер, V453 Cyg и AG Per (см. также табл. XI).
Радиусы звезд легко определить также в том случае, когда звезды
образуют фотометрическую (затменную) двойную систему. Если наблюда-
ются еще и спектры обоих компонентов, то данный метод позволяет
сравнить соотношение спектральный класс — радиус с соотношением, пред-
сказываемым на основе расчетов эволюции звезд.
Наблюдаемые характеристики звезд наибольшей светимости
53
Таблица X
Видимые угловые диаметры сверхгигантов 0 в миллисекундах дуги [75, 94, 96,
146, 629, 894, 974, 1293, 1295, 1355, 1569, 1591, 1688|
F — значения, найденные по абсолютным потокам, О — методом лунных покрытий,
I — интерферометрически, S — методом спекл-интерферометрии
е
Звезда Спектральный класс Однородный диск Полное потемне- ние к краю Fv Метод Примечания
у2 Vel WC8 + 09 I 0,43 ±0,05 0,44 ±0,05 I Кратная
звезда
С Pup O4ef 0,41 ±0,03 0,42 ±0,03 4,20 1
0,33 ±0,02 F
?Ori 09.5 lb 0,47 + 0,04 0,48 ±0,04
eOri BO la 0,67 + 0,04 0,69 ±0,04 4,03 1
xOri B0.5 la 0,44+0,03 0,45 ±0,03 4,20 I
т]СМа B5Ia 0,72 ±0,06 0,75 ±0,06 4,04 I
POri B8 la 2,43 ±0,05 2,55 ±0,05 4,00 I
2,67 ±0,08 F
а Саг FO lb - II 6,1 ±0,7 6,6 ±0,8 3,89 I
7,08 + 0,19 F
5СМа F8 la 3,29 + 0,46 3,60 + 0,50 3,80 I
3,89 + 0,5 F
aSco Ml.5 lab 41 ±2 3,32 О
42 ±2 I
42 F
a Ori Ml .5 lab 54 +3 3,31 I
49±1 74 +1 S
53 + 4 S
J7±3 F
47 F
a Her M5Ib —II 40 F
UAri M4- M6e 6,11 ±0,34 О Переменная
S Psc M5- M7e 3,84 ±0,37 О Переменная
RLeo M6.5e —M9e 76 5 О
30±7 Si
54±9 S г 0 зависит
40-56 FJ от фазы
V Cnc S3 —S9e 2,8 0,8 О
о Cet M6e 34 + 7 s |
0 зависит
103 + 20 5
60 FJ от фазы
WSgr M8e 5,21 ±0,42 О Переменная
AQSgr C7(N3) 5,48 ±0,45 О
—
Это особенно важно для тех двойных систем, в которых может про-
исходить обмен веществом между компонентами. В этом случае сравнение
радиусов звезд с вычисленным радиусом полости Роша (разд. 4.10.1) —
хороший способ определить, возможен ли обмен веществом в системе.
54
Глава 2
Радиусы компонентов некоторых хорошо изученных затменных Таблица XI двойных
Двойная система Спектральный класс R. «о Источник
V729Cyg* O7fla O6fla 30±2 28±2 [155, 1007]
(BD+40C4220) 33 + 9 17±4 [941]
29 СМа 08 la <07 12,3 ±1,2 [725]
Al Aur BOp Blp 5,0 8,5 [987]
V453 Sco B0.5 la В 26 + 3 9,0 ±0,7
23 >9 [725]
CWCep B0.5V B0.5V 5,40±0,10 4,95 ±0,10 [896]
V453 Cyg B0.5 IV B0.5V 9,33 ±0,30 5,74 ±0,18 [896]
VPup Bl V Bl .5 6,1 ±0,5 5,2 ±0,6 [1376]
p1 Sco B1.5V B3 5,3 ±0,2 5,0 ±0,2 [1376]
AG Per B4V B5V 2,87±0,10 2,60 ±0,10 [896]
♦ Контактная система, см. табл. VIII.
В табл. XI приведены результаты нескольких современных определений
радиусов компонентов фотометрических двойных. Этот список, конечно,
не полон. У тесной почти контактной двойной звезды 29 СМа радиус
главного компонента близок к теоретическому радиусу Роша [733]. То
же самое имеет место в системе V729Cyg.
2.6. ЭФФЕКТИВНОЕ УСКОРЕНИЕ СИЛЫ ТЯЖЕСТИ
У ЭКСТРЕМАЛЬНЫХ ОБЪЕКТОВ
Зная массы и радиусы звезд, можно определить ускорение силы тя-
жести в их атмосферах. У неустойчивых звезд эффективное значение уско-
рения деП может значительно отличаться от ggm.
Звезды с эмиссионными линиями в спектрах, по-видимому, находятся
на пределе устойчивости. Это очень ясно продемонстрировано в [1697],
где сравнивались результаты многоцветных наблюдений сверхгигантов в
Большом Магеллановом Облаке с результатами теоретических расчетов,
основанных на моделях атмосфер Михаласа [1059] и де Ягера и Невена
[414]. На рис. 16 приведена зависимость (В — U) от (V—B) для звезд
Большого Магелланова Облака, а также указаны линии равных ви-
димых звездных величин тв (тонкие линии). Теоретические расчеты по-
зволяют провести линии равных gcff. Прямая жирная линия в нижней
части рисунка — зависимость для показателей цвета абсолютно черного
тела, к которой должны приближаться показатели цвета звезд с экстре-
мально малыми д. В действительности предполагается, что показатели цвета
абсолютно черного тела соответствуют теоретическому случаю, когда эф-
фективное значение ускорения силы тяжести равно нулю (см. также гл. 5).
Наблюдаемые характеристики звезд наибольшей светимости
55
Рис. 16. Наблюдаемые и рассчитанные соотношения между показателями цвета
у звезд Большого Магелланова Облака [1697]. Жирные линии — кривые gat = const
по модельным расчетам, тонкие линии — кривые V = const для наблюдаемых звезд,
штриховые линии — линии постоянных эффективных температур для моделей.
Жирная прямая в нижней части диаграммы — показатели цвета абсолютно чер-
ного тела.
На рис. 17 изображена в сущности та же двухцветная диаграмма,
что и на рис. 16, однако на ней указаны спектральные классы звезд
и положения большинства звезд с эмиссионными линиями в спектрах.
Нанесена также звезда самой высокой светимости Большого Магелланова
Облака HD 33579. Интересно отметить, что все звезды с эмиссионными
линиями фактически попадают на прямую для абсолютно черного тела.
Это подтверждает предположение о том, что в атмосферах данных объек-
тов эффективное значение ускорения силы тяжести близко к нулю.
Из рис. 17 следует, что у сверхгигантов без эмиссионных линий в
спектрах lg gcff а 1 и может достигать даже 2 у ранних звезд класса В.
Для сверхгигантов более поздних спектральных классов Парсонс на основе
шестицветной фотометрии 57 объектов классов F3 — G3 нашел, что у звезд
класса светимости 1b величина lggeff уменьшается от 2,0 у объектов
класса F3 до 1,2 у объектов класса G3. У сверхгигантов ранних под-
классов А величина lg gct( заключена в пределах от 1 до 2 [68].
Для звезд более поздних спектральных классов значения getf известны
плохо, но, как правило, они малы. Например, у Арктура (аВоо, КО III)
lg Serf = 1,48 + 0,15 [147], тогда как у звезд более поздних спектральных
56
Глава 2
Рис. 17. Положение звезд различных спектральных классов на двухцветной
диаграмме (В — U) — V — В для сверхгигантов Большого Магелланова Облака
[1697]. Положение звезд главной последовательности отмечено кружками на
штриховой линии. Границы между спектральными классами сверхгигантов отме-
чены тонкими линиями. Объекты с эмиссионными линиями в спектрах попадают
на линию, соответствующую абсолютно черному телу.
классов — красных гигантов и сверхгигантов — наблюдаются много мень-
шие значения деП.
2.7. РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ЯРКОСТИ ПО ПОВЕРХНОСТИ СВЕРХГИГАНТОВ’
Мощный метод спекл-интерферометрии [892, 893], позволяющий в прин-
ципе достичь теоретического предела разрешающей способности телеско-
пов, дал возможность наблюдать детали на поверхности звезд наиболь-
ших угловых диаметров. К настоящему времени этим методом была
успешно исследована Бетельгейзе (a Ori, М 1.5 lab) [170, 581, 937, 1741],
а также несколько двойных систем и звезд с околозвездными оболоч-
ками [149].
Метод спекл-интерферометрии основан на предположении, что для
источника достаточно малых угловых размеров и для волнового фронта
достаточно малой площади влияние атмосферной турбулентности в тече-
ние любого достаточно малого промежутка времени заключается в оди-
наковом отклонении волнового фронта для излучения, приходящего от
всех частей источника. Следовательно, изображение звезды (источника
Наблюдаемые характеристики звезд наибольшей светимости 57
достаточно малых угловых размеров) в фокальной плоскости телескопа,
полученное с временем экспозиции, малым по сравнению с характерным
временем изменений оптических характеристик атмосферы Земли (МО мс),
окажется разложенным на несколько четких изображений — «пятнышек»,
случайным образом смещенных относительно друг друга, причем каждое
из них, по существу, является изображением звезды, полученным с раз-
решением, соответствующим разрешающей силе телескопа. Сведение от-
дельных спекл-изображений в одну общую картину позволяет получить
результирующее изображение с разрешением, соответствующим практи-
ческой разрешающей силе телескопа.
Этот метод применялся [937] для исследования a Ori в области кон-
тинуума 15100 ± 50 А и в полосе TiO 15180 ± 50 А и получено, что ди-
аметр звезды составляет 0,049 ± 0,001" в непрерывном спектре и 0,053 ±
± 0,001" в молекулярной полосе в предположении о равномерном рас-
пределении интенсивности излучения по диску звезды, и 0,074 ± 0,001 и
0,079 ±0,001", соответственно, в предположении, что распределение интен-
сивности имеет максимум в центре диска. Удалось получить «изображение»
a Ori, и, хотя особо подчеркивался предварительный характер результа-
тов, это «изображение», вероятно, имеет какие-то слабые детали, слегка
превосходящие уровень шумов и сохраняющиеся от наблюдения к наблю-
дению. Подобные детали отсутствовали у у Ori, которая наблюдалась
в качестве звезды сравнения. Однако реальность существования деталей
была поставлена под сомнение, поскольку при последующем исследовании
[1741] они не были обнаружены. Бетельгейзе — объект с очень сильным
потемнением к краю /// (0) = 1 + р (cos 0 — 1), где р = 0,75 ± 0,13 в непре-
рывном спектре вблизи 15100 и р = 0,93 ± 0,03 в полосе TiO вблизи 15200.
2.8. МАГНИТНЫЕ ПОЛЯ ЗВЕЗД ВЫСОКОЙ СВЕТИМОСТИ
Измеряемые магнитные поля звезд представляют собою результат
усреднения по поверхности звезды. Они оказались весьма слабыми у тех
немногих объектов высокой светимости, для которых были выполнены
подобные измерения. Погрешность обычного фотографического метода,
основанного на измерении зеемановского расщепления линий в продоль-
ном поле Яц, как правило, не меньше 100 Гс. Фотоэлектрическим методом,
разработанным Северным и др. [1398], пока исследованы лишь немногие
сверхгиганты. Для у Cyg (F8 Ip), согласно этим измерениям, продольный
компонент поля довольно хаотически флуктуирует со временем между
— 170 и +.200 Гс. Быть может эти флуктуации обусловлены звездными
пятнами. У Р Ori (В81р) величина Нв изменяется от —100 до +260 Гс.
В нескольких случаях наблюдался кроссовер-эффект (менялся знак Яц за
время наблюдений). Приведенная авторами ошибка измерений равна
±40 Гс для у Cyg и ±10 Гс для р Ori.
Другой сверхгигант промежуточного спектрального класса, у которого
было обнаружено магнитное поле, — это Канопус (a Car, F01b), для ко-
торого в работе [1271] по наблюдениям в течение трех лет (1973 — 1976 гг.)
58
Глава 2
установлено, что индукция магнитного поля систематически изменяется
в пределах от +600 до —100 Гс с периодом 22,35 дня. Этот период в пред-
варительном порядке был отождествлен с периодом вращения звезды.
В таком случае структура магнитного поля звезды должна была остава-
ться практически неизменной, по крайней мере в течение периода на-
блюдений.
Единственный сверхгигант позднего спектрального класса, у которого
обнаружено магнитное поле, — это W Сер (М2 lab, см. табл. XXI). У него
продольный компонент поля изменяется от +850 до —360 Гс [931].
2.9. ТУРБУЛЕНТНЫЕ СКОРОСТИ
Исследования полей случайных скоростей в атмосферах сверхгигантов
пока находятся в зачаточном состоянии. Прежде всего трудно отличить
уширение спектральных линий, обусловленное вращением, от уширения,
вызванного макротурбулентностью. Кроме того, только спектры, получен-
ные с самым высоким доступным разрешением и хорошего фотометри-
ческого качества, позволяют разделить различные составляющие поля
скоростей.
Необходимо отделить эффекты макротурбулентных движений от эф-
фектов вращения, что затруднительно и неоднозначно. Один из методов
заключается в исследовании функции распределения полуширин линий у
звезд близких спектральных классов. Для 64 сверхгигантов спектральных
классов от 09,5 1а до А5 1а было показано [1309], что крупномасштабные
движения играют в уширении спектральных линий по крайней мере такую
же важную роль, как и вращение. Можно принять, что минимальная из
наблюдаемых ширин линий соответствует «макротурбулентному компо-
ненту поля скоростей» С,м. Тогда в интервале спектральных классов от
09.5 1а до А5 1а отношение к скорости звука s составляет от 3 до
4 [907]. Другой метод заключается в анализе Фурье профилей различных
линий. Профили, уширенные вращением, имеют чашеобразную форму, а
профили, уширенные макротурбулентностью, обычно считаются гауссовы-
ми, что, возможно, и неверно [1658]. Этим методом найдено [471], что
у ранних сверхгигантов « 30 км/с, у звезд главной последовательности
макротурбулентные скорости, по-видимому, малы.
Необходимо подчеркнуть, что использование упомянутых методов мо-
жет привести к путанице, поскольку микротурбулентность тоже вызывает
уширение линий, так что описанные методы скорее дают результат
совместного действия макро- и микротурбулентности. Эта неопределен-
ность ясно продемонстрирована в [608] при исследовании a Cyg (А2 In).
Оказалось, что один и тот же набор профилей линий может соответст-
вовать очень разным комбинациям поля крупномасштабных лучевых ско-
ростей и микротурбулентных скоростей, например (£м, £м) = (1, 15 км/с)
и (15, 6 км/с).
М икротурбулентный компонент уширения линии в большинстве слу-
чаев определяется методом кривых роста. Струве и Элви [1504] нашли,
что растет с увеличением светимости; подобная же корреляция обна-
Наблюдаемые характеристики звезд наибольшей светимости 59
ружена [1313] для сверхгигантов спектрального класса А. Отметим, что
надежные результаты можно получить только тогда, когда исследование
основано на хороших моделях атмосфер. В среднем значения заклю-
чены в пределах от 0,5s до s, хотя бывают и исключения: анализ xCas
(Bl la) методом кривой роста дал £м = 20 км/с (В. J. Kovachev,
Н. W. Duerbeck. Acta Astron., 26, 305, 1976).
Некоторые данные [607, 902] указывают на то, что микротурбулент-
ные скорости сверхгигантов порядка 10 км/с в глубоких слоях и возрастают
до 20 км/с в самых внешних слоях. Однако об анализе изменений с
глубиной, вероятно, говорить еще рано.
Обобщены данные [907] по микротурбулентным скоростям ряда сверх-
гигантов класса светимости 1а, нескольких сверхгигантов 1b и звезды
£ Pup класса O4ef. Отбирались только звезды, для которых имеются
надежные результаты, полученные на основе анализа моделей атмосфер.
Эти результаты, приведенные вместе с данными из других источников в
табл. XII, показывают, что микротурбулентные скорости преимуществен-
но заключены в интервале от примерно 0,5s до s.
Для сверхгигантов менее экстремальных спектральных классов G0 —
К5 класса свегимости 1b найдены [963] средние значения = 2,5 +
+ 0,5 км/с и = 5 + 3 км/с. Эти значения соответствуют примерно
0,5s и s.
Ожидаемые турбулентные скорости у звезд поздних спектральных
классов можно вычислить в предположении, что турбулентность обуслов-
лена акустическими волнами, которые генерируются в конвективных зонах
звезд. Эдмундс [477] использовал значения потоков акустической энергии,
Таблица XII
Микротурбулентные скорости в атмосферах нескольких сверхгигантов, для которых
есть надежные модели атмосфер
Данные в основном заимствованы из [907]. Приведенные значения Те и lgg
соответствуют принятым при построении моделей
Звезда Спектральный класс Te, 103 к lg0 Cg, «м/с Источники
£Рир O4ef 50 4,0 5 [1428, 1221]
HD 164402 BOIb 33 4,1 10 [453]
eOri B0 la 29 3,0 15 [903, 909]
HD 96248 Bl lab 26 3,3 10 [453]
02 СМа B3 la 20 2,5 24 [909, 1639]
т]СМа B5Ia 19 2,3 15 [909, 1593]
POri B8 la 14 1,9 5 [378, 909]
HD 21389 A0 la 11 1,0 9 [68]
“Cyg A2Ia 9,9 1,0 10 [68]
6Cas A3 la 9,3 1,0 10 [68]
я Per F5 lb 6,4 1,6 5 [1203]
pCas F8Ia — — 10 [907]
P Aqr G2Ib 5,7 1,4 10 [1203]
60
Глава 2
вычисленные в [421] для разных Те и д, и модели звезд, построенные в
[238, 1223] для расчета среднеквадратичных амплитуд акустических волн
у звезд с Те от 4000 до 8000 К и 1g д от 1 до 5. Эдмундс принял, что
справедливо обычное соотношение Fac = pr2s. Его результаты качественно
согласуются со значениями турбулентных скоростей, известными для не-
большого числа звезд поздних спектральных классов.
Микро- и макротурбулентность и понятие «спектра турбулентности».
Неудовлетворительное состояние интерпретации эмпирических данных о
полях скоростей звезд частично обусловлено причинами наблюдатель-
ного характера — для большинства спектров звезд спектральное разреше-
ние и точность фотометрии слишком малы и не позволяют извлечь всю
информацию, содержащуюся в спектральной линии. Однако неудовлетво-
рительная ситуация отчасти связана и с отсутствием ясности в исполь-
зовании терминов «микротурбулентность» и «макротурбулентность».
Положение можно улучшить, если ввести понятие «спектр турбулент-
ности». Когда поле лучевых скоростей раскладывается на фурье-компо-
ненты, спектр турбулентности описывается функцией К (k) dk, которая задает
кинетическую энергию лучевых компонентов поля скоростей с волновыми
числами от к до к + dk. Здесь, как обычно, к = 2п/1, где I — длина волны
фурье-компонента. Обычно предполагается, что поле скоростей ограни-
чено некоторым наименьшим волновым числом к0, соответствующим са-
мой большой длине волны 10. Часто принимается также, что /0 »Н, где
Н — высота однородной атмосферы. Кроме того [1611], в большинстве
случаев с точностью до множителя 2 величина Н равна шкале оптиче-
ских глубин 0, определяемой посредством соотношения
dz = Qd 1g т.
Рассмотрим далее влияние спектра турбулентности на бесконечно узкую
спектральную линию, не уширенную вследствие затухания или тепловых
движений. Кроме того, предположим, что спектральная линия образована
излучением, покидающим звезду в точке х ее поверхности. Наблюдаемая
линия будет иметь определенный профиль, отражающий распределение
скоростей в фотосфере вдоль луча зрения, поскольку линия формируется
в результате лучистого переноса в фотосфере.
Если обозначить эту функцию распределения скоростей <р (и) (с условием
[ Ф (г) dv = 1), то, согласно [409], макротурбулентный компонент ушире-
ния линии для некоторой точки х на диске звезды определяется как
первый момент фх(и):
£м..г = J v<px(y)dv,
а микротурбулентный компонент — как второй момент:
00
Сц,х= [ (у - ^м)2 <px(v)dv.
Для всего диска
а=f &..j (х) dY и =f & xi (х) dx,
Рис. 18. Макро- и микротурбулентные функции фильтрации для звездных атмосфер
в зависимости от fc0. Вверху — для случая изотропной турбулентности: сплошные
линии — функции, рассчитанные в [416], штриховые линии — результаты более
точных расчетов [464]. Внизу — для случая радиальных пульсаций [416].
где 1 (х) — интенсивность выходящего из точки х излучения и й -
элемент площади диска.
Отсюда ясно, что микротурбулентность и макротурбулентность — это
не просто асимптотические предельные случаи поля скоростей, как часто
считают. При непрерывном спектре турбулентности движения с самыми
малыми длинами волн вносят полный вклад в микротурбулентный ком-
понент уширения линий. Движения с большими длинами тоже вносят
62 Глава 2
вклад, но в меньшей мере. И наоборот, движения с очень большими
длинами волн вносят полный вклад в макротурбулентный компонент
уширения, а вклад движений с меньшими длинами волн падает с уменьше-
нием I. В этой связи полезно ввести понятие «микро- и макротурбулент-
ных функций фильтрации» [409]. В безразмерной форме эти функции
выражаются через fcO, где 0 — шкала оптических глубин, определенная
выше. На рис. 18 изображены функции фильтрации, рассчитанные для
слабых линий в рамках упрощенной модели атмосферы [1658]. Они по-
казаны для двух случаев: изотропной турбулентности и радиальных пуль-
саций. Функции фильтрации для случая изотропной турбулентности были
рассчитаны вновь [464] для более близкой к действительности модели
экспоненциальной атмосферы с постоянными характеристиками. Линия не
предполагалась бесконечно тонкой, и учитывался лучистый перенос. Уточ-
ненная функция фильтрации [464] для микротурбулентности также приве-
дена на рис. 18.
2.10. СКОРОСТИ ВРАЩЕНИЯ ЯРКИХ ЗВЕЗД
Трудность определения скоростей вращения звезд по наблюдаемым
профилям линий связана с тем, что профили, уширенные макротурбулент-
ностью и вращением, очень похожи. На рис. 19 представлены средние
экваториальные скорости вращения звезд более поздних классов, чем 08,
по данным классического исследования Боярчука и Копылова [183].
Звезды с эмиссионными линиями в спектрах и другие пекулярные объекты
при составлении этой диаграммы не учитывались. Скорости вращения
сверхгигантов, по-видимому, довольно малы: от 70 км/с у звезд спект-
ральных классов 09 —ВО до 25 км/с у звезд спектральных классов от
В до F. Этот вывод подтвержден на основе сравнения теоретической ди-
аграммы Герцшпрунга — Рессела для невращающихся звезд с диаграммой
для массивных звезд ранних спектральных классов, построенной по на-
блюдениям [1484].
У звезд с эмиссионными линиями в спектрах скорости вращения выше.
Из данных [183] следует, например, что у звезд класса ВОе средняя
экваториальная скорость вращения равна примерно 415 км/с, а у звезд
класса В более поздних подклассов она равна примерно 345 км/с. Как
будет показано в разд. 3.6, существует связь между характеристиками
эмиссионных деталей в спектрах звезд Ое и Be и скоростями их вра-
щения.
На рис. 19 не приведены данные о звездах спектрального класса О,
однако выборка, включающая 205 звезд этого класса, исследована в
[339]. Согласно [339] (рис. 20), функция распределения по скоростям вра-
щения звезд главной последовательности (класс светимости V) бимодальна:
она имеет большой максимум вблизи 100 км/с, меньший максимум около
300 км/с и провал в окрестности 200 км/с. Функция распределения по
скоростям вращения звезд класса светимости I имеет только один мак-
симум — приблизительно при 100 км/с. Как наиболее быстро, так и наибо-
о
<0
ю
CJ
о
о
Ф и
*
|Ц
ф
ю
см
£
ф
ю
см
§
ф
ф
ф
ю
со
см
§
ю
ф
8
Рис. 19. Сводка средних экваториальных скоростей вращения звезд [371], составленная на основе данных [184].
Звезды с эмиссионными линиями в спектрах не учитывались.
и й И н
64
Глава 2
Рис. 20. Скорость вращения звезд спектрального класса О как функция спект-
рального класса и класса светимости [339]. Кружки — звезды главной последо-
вательности V, треугольники — гиганты III, точки — сверхгиганты I.
лее медленно вращающиеся звезды при переходе к более ранним под-
классам встречаются все реже и исчезают совсем в подклассах ОЗ и 04.
Аналогично для выборки из 256 звезд поздних подклассов В [1782]
примерно у половины спектральные линии узки и их ширины, обусловлен-
ные, по-видимому, только эффектом вращения, соответствуют скоростям
вращения с максимумом в интервале 30 — 70 км/с. Скорости вращения
остальных звезд выше, до л35О км/с.
Очевидно, что измеряется не сама экваториальная скорость вращения,
а ее проекция t>cq sin i, где i — угол наклона полярной оси к лучу зрения.
Показано [731, 745], что отношение полной ширины на уровне половины
максимума интенсивности линии в ультрафиолетовой области к ширине
линии в видимой области зависит от отношения угловой скорости вра-
щения к критической угловой скорости ot>/cocrit и угла i (рис. 21). Объяснение
этого эффекта просто: он обусловлен тем, что потемнение к краю в
ультрафиолетовой области всегда гораздо сильнее, чем в видимой, потому
что при данном изменении температуры поток излучения (для абсолютно
черного тела) в ультрафиолетовой области изменяется значительно силь-
нее, чем в видимой области. Результаты, показанные на рис. 21, были
получены на основе упрощенных моделей при имеющем существенное
значение предположении, что гравитационное потемнение в соответствии
с законом потемнения фон Цейпеля пропорционально (1 — К sin 9), где
К — переменный коэффициент гравитационного потемнения и 9 — угол,
образуемый выходящим излучением с внешней нормалью. Гравитацион-
Рис. 21. Отношение уширений линий в видимой и ультрафиолетовой областях
спектра как функция со/<всгй и i [745] при Те = 21 000 К, потемнении к краю
0,7 —1,0 и коэффициенте гравитационного потемнения 0,25.
ное потемнение обусловлено тем, что у звезды в лучистом и тепловом
равновесии локальный поток излучения пропорционален локальному гра-
диенту гравитационного потенциала. У быстровращающейся звезды этот
градиент может сильно меняться при переходе от полюса к экватору.
Предположение о гравитационном потемнении связывает скорость враще-
ния звезды с зависимостью ширин спектральных линий от длины волны.
Следовательно, задав параметры фотосферы, можно в принципе опреде-
лить req и i по измерениям ширин линий в визуальной и ультрафиоле-
товой областях спектра. Так, для £ Per (Bl lb), у которой геч sin i = 72 км/с,
veq »280 км/с, i = 15° и <o/(ocrit «0,9 [745]. Для звезды у Cas (ВО IVe),
у которой req sin i = 300 км/с и t>cril = 550 км/с, найдены i = 47е, req = 420 км/с
и <o/cocri, = 0,75. Однако если проекция скорости вращения t>eq sin i равна
400 км/с, то i л 65°, veq = 450 км/с, <o/cocril = 0,82.
Для £ Pup (O4ef) в предположении, что vcq sin i = 175 км/с, i>crit =
= 530 км/с, были найдены veq = 175 — 210 км/с, i 50°, o/tocrit = 0,33 —0,40.
(См., однако, разд. 3.2, где для этой звезды мы приводим значение
% sin i х 300 км/с.)
5-1092
66
Глава 2
2.11. ПОЛЯРИЗАЦИЯ ИЗЛУЧЕНИЯ ЗВЕЗД
С ПРОТЯЖЕННЫМИ АТМОСФЕРАМИ
Излучение некоторых звезд с протяженными атмосферами оказалось
линейно поляризованным в континууме. Линейная поляризация, степень
которой в двух случаях достигает 8 и 13 % соответственно, была обна-
ружена у красных переменных звезд £866, 867], у звезд типа Миры Кита
[466], у гигантов и сверхгигантов спектральных классов К и М [465,
839], у звезд Be (см. разд. 3.3), у у Cas [487, 1235, 1397], у одной звезды
Ое [652] у звезд класса Of [651].
Наибольшая степень поляризации излучения зарегистрирована у пеку-
лярного сверхгиганта VY СМа спектрального класса М: 22 + 2% на А =
= 0,36 мкм [644, 1403] (ср. обсуждение результатов наблюдений этой
звезды в разд. 6.16).
Обнаруженная [651, 652] линейная поляризация излучения в континууме
четырех звезд класса Of и звезды А Сер (Ое) переменна, однако только
две из этих пяти звезд двойные. Переменность поляризации излучения
указывает на наличие у звезд протяженных несферических и нестационар-
ных фотосфер. У А Сер характерное время вариаций степени поляриза-
ции порядка суток [652]. Степень поляризации излучения нескольких очень
холодных звезд, исследованных Крушевским и Койном [867] и Тинбер-
геном и др. (1980), также переменна, с характерными временами перемен-
ности от порядка суток до года (у a Ori и а Sco).
Различают два случая. У некоторых звезд поляризация, в особенности
если она усилена в инфракрасной области, может быть обусловлена около-
звездной пылевой оболочкой. Этот случай обсуждается в разд. 6.12.
У других звезд, таких, как звезды классов Of и Be (см. разд. 3.2 и
3.6), а также у поздних сверхгигантов, причину следует скорее искать
в эффектах протяженности и несферичности газовой фотосферы.
Отклонения от сферической симметрии могут быть вызваны вращением
звезды или наличием таких образований, как дискообразная оболочка,
простирающиеся за пределы фотосферы волокна и т. п. В случае газовой
атмосферы (без пылевых частиц) поляризация обычно вызывается рассея-
нием на электронах, свободных (томсоновское рассеяние) или связанных
(рэлеевское рассеяние). Степень поляризации описывают четырьмя парамет-
рами Стокса: I, Q, U и V, где I — интенсивность излучения, Q и U — па-
раметры линейной поляризации, а V— мера эллиптичности поляризации
(при У=0 излучение поляризовано линейно).
Мы не будем приводить здесь выражений для параметров Стокса,
а также уравнений, описывающих рассеяние, а отошлем читателя, на-
пример, к книге Ленга [916].
В приложении к звездным атмосферам задачу можно упростить, при-
няв, что происходит однократное рассеяние (т. е. рассматривать лишь по-
следний акт рассеяния). Более сложный метод исследования многократного
рассеяния был разработан Чандрасекаром (см. обзор [279]) для чисто
рассеивающих атмосфер и применен другими для изучения звезд и Солнца.
Обычно ожидаемая степень поляризации излучения у звезд главной по-
Наблюдаемые характеристики звезд наибольшей светимости 67
следовательности очень мала, намного ниже 1 %. Для очень протяжен-
ных атмосфер можно ожидать больших значений.
Упрощения. В обсуждаемых в этом разделе случаях (сверхгиганты или
очень протяженные атмосферы) можно упростить анализ, рассматривая
для томсоновского и рэлеевского рассеяний лишь линейную поляризацию
и однократное рассеяние на частицах, расположенных на большом рас-
стоянии от фотосферы (приближение «короны»).
Угловое распределение излучения при однократном томсоновском рас-
сеянии в расчете на один электрон
пт(ф) = 3/4Hei(l + cos2 <р), (2.11.1)
где сте| = 0,0665 см-1, ф — угол между направлениями падающей и рассеян-
ной волн.
При рэлеевском рассеянии в расчете на один атом (см. [1596, р. 180])
Ок (ф) = <Мф) (<К>А)4 Е/„ (2.11.2)
где <ХГ> — взвешенное среднее длин волн резонансных линий атома (для
водорода <ХГ> к 1026 A), fr — их силы осцилляторов, Е/г — число электро-
нов во внешней оболочке, Х(» <Х,» — длина волны.
Рассмотрим случай, когда рассеивающий элемент находится на рас-
стоянии г от звезды (проекция этого расстояния р, рис. 22). Интенсивность
излучения с электрическим вектором, ориентированным тангенциально по
отношению к лимбу звезды, обозначим It(e). интенсивность излучения с
электрическим вектором, направленным радиально, — 1Г (е). Степень поля-
ризации равна
р = (7,-7г)/(7,+7Д (2.11.3)
Следуя Шустеру [1381], Миннарту [1080], Баумбаху [112], ван де Хюлсту
[1613], работы которых обобщены в обзоре Унзольда [1596], разложим
среднюю интенсивность излучения, приходящего в точку с радиусом-
вектором г, на составляющие nF2A(r), где А пропорционально среднему
квадрату компонентов электрического вектора, совершающих колебания
в любом перпендикулярном к радиусу-вектору направлении, и nF В (г) для
компонента электрического вектора вдоль радиуса-вектора. Тогда полная
средняя интенсивность излучения в точке с радиусом-вектором г равна
J (г) = nF [2А (г) + В (г)]. (2.11.4)
Здесь F — средняя яркость поверхности звезды, причем
п 2п п]2
nF = j J 7 cos 9 sin 9 <79 <7ф к2п J 7 cos 9 sin 9 49. (2.11.5)
оо о
Последнее равенство предполагает, что звезда сферически симметрична.
При больших г звезду можно рассматривать как точечный источник,
следовательно, в пределе при г-»оо величина А (г)—>(2г2)-1 и В(г)->0.
Шустер [1381] и Миннарт [1080] показали, что А (г) и В (г) можно вы-
числить непосредственно: при данном г их значения зависят от закона
потемнения к краю. Таблицы для вычисления А и В при нескольких
5*
68
Глава 2
Рис. 22. Схема, поясняющая вычисление степени поляризации излучения в «при-
ближении короны» [1596].
значениях коэффициента потемнения к краю приведены ван де Хюлстом
[1613]. Направления и амплитуды колебаний электронов, рассеивающих
падающее излучение, задаются эллипсоидом колебаний с осями А, А и В;
этот эллипсоид и определяет степень поляризации света, излученного в
данном направлении.
Пусть пе и nR — концентрации свободных и связанных электронов в
точке с радиусом-вектором г. Тогда интенсивность излучения, рассеянного
во всех направлениях, равна
4л5 = itF (2А + В) (атпе + oRnR), (2.11.6)
где 5 — средняя функция источника.
Функция источника для излучения с электрическим вектором, соверша-
ющим колебания перпендикулярно плоскости, проходящей через центр
звезды, и параллельно ей, соответственно равны
St = 3/8 FA (г) (отпе + vRnR),
Sr = 3/sF [А (г) cos2 <р + В (г) sin <р] (огие + <rRnR), *2Л L7)
где <р — угол между направлениями г и оси у (рис. 22). Интегрирование
вдоль оси у с учетом самопоглощения дает компоненты интенсивности
Наблюдаемые характеристики звезд наибольшей светимости
69
I, и /г; они определяют вектор поляризации в точке (х, z) на небесной
сфере.
До сих пор мы ограничивались рассмотрением рассеяния в плоскости
восток — запад. Рассмотрим теперь рассеивающий элемент, расположенный
в точке, радиус-вектор которой образует углы ф и (90° — ф) с направ-
лениями север — юг и восток — запад соответственно (рис. 23). Этот слу-
чай можно свести к рассмотренному выше поворотом вокруг оси, парал-
лельной оси у, проходящей через центр звезды. Обозначим угол, стяги-
ваемый дугой KL, через %. Тогда cos % = 5шфсо8ф и угол ф на рис. 22
следует заменить на это значение %. Угол поворота LKM определяется
выражением
sin LKM = (sin ф — cos х cos ф)/8Ш х sin ф.
Полная поляризация для излучения звезды в целом вычисляется интегри-
рованием по всем точкам небесной сферы, окружающим звезду, что
дает вектор поляризации р.
Обычно при наблюдениях линейной поляризации измеряются параметры
Стокса Qh U, причем положительное направление оси Q (6 = 0) соответст-
вует направлению север — юг в экваториальной системе координат. Тогда
угол поляризации равен ф = 1/2 arctg(U/2). Угол ф возрастает в направ-
лении против часовой стрелки.
Результаты теоретических вычислений вектора поляризации опублико-
ваны в [1235]. В системе координат, связанной с вращающейся звездой,
угол поляризации определяется таким образом, что он равен 0, когда
вектор поляризации параллелен оси вращения звезды. Для данной точки
в оболочке звезды вычисляются количество рассеянного излучения и ло-
кальные параметры Стокса q и и (геометрию задачи см. в [1235]).
70
Глава 2
Параметры Стокса Q и U определяются путем интегрирования по всему
объему оболочки.
Сравнение результатов вычислений с наблюдениями звезды у Cas (Be)
подтверждает предположение о том, что звезда окружена вращающимся
осесимметричным газовым диском (см. разд. 3.6).
Чтобы объяснить поляризацию излучения красных переменных и звезд
типа Миры Кита, вычислена [1216] степень линейной поляризации излуче-
ния звезд с протяженными атмосферами в предположении, что их асим-
метрия обусловлена вращением (очевидно, что невращающиеся звезды
должны быть симметричными и их излучение не должно быть поляризо-
вано). Кроме того, параметром служил наклон оси вращения звезды
к лучу зрения.
Сделав определенные предположения и приняв разумное значение от-
ношения f центробежного ускорения на экваторе к ускорению силы тя-
жести, удалось получить хорошее согласие между результатами теории
и результатами наблюдений [466, 1866]. Значение f яа 0,5 в большинстве
случаев дает степень поляризации, близкую к наблюдаемой.
Глава 3
СПЕКТРАЛЬНЫЕ И ДРУГИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
ОСНОВНЫХ ГРУПП ЗВЕЗД ВЫСОКОЙ СВЕТИМОСТИ;
ТИПИЧНЫЕ ОБЪЕКТЫ
3.1. ЗВЕЗДЫ КЛАССА О И ЗВЕЗДЫ ВЫСОКОЙ СВЕТИМОСТИ КЛАССА В
Поскольку основная доля потока излучения горячих звезд спектраль-
ных классов О и В приходится на ультрафиолетовую область спектра,
исследование этой спектральной области имеет большое значение. Прог-
рессу в этой области исследований способствовали наблюдения с помощью
различных спектрометров ультрафиолетового излучения, установленных
на космических аппаратах, запущенных в 1970-х годах, таких, как инстру-
менты Висконсинской обсерватории на борту спутника НАСА ОАО-2
[312], орбитальный звездный спектрометр S59 Утрехтской обсерватории
на спутнике ESA TD-1A [163], совместный инструмент (Калэм — Эдин-
бург - Льеж) S2-68 на спутнике ESA TD-1A [163], принстонский инстру-
мент на спутнике «Коперник» [1306, 1433], спектрометр с объективной
призмой на «Скайлэбе» [667], гронингенский ультрафиолетовый фотометр
на голландском астрономическом спутнике [1634], баллонный спектрограф
высокого разрешения для близкой ультрафиолетовой области BUSS [849],
международный спутник для исследований в ультрафиолетовой области
спектра IUE [1747, 1759]. Рентгеновское излучение звезд ранних спект-
ральных классов было открыто в основном с борта обсерватории «Эйн-
штейн» — НЕ АО-2 [582].
В [1629] опубликовано отождествление линий в спектрах девяти звезд
высокой светимости, наблюдавшихся с помощью S59. В табл. 1 этой
работы приведен список всех звезд, для которых опубликованы отождест-
вления линий в ультрафиолетовой области. В [1433] приведены спектры
60 звезд классов О и В, среди которых 13 сверхгигантов. В [311] при-
ведены спектры низкого разрешения (12—22 А) 164 звезд, в области
X 1160 — 3000, полученные на спутнике «Коперник». Опубликован каталог
спектров низкого разрешения (»20 А) 1356 звезд, наблюдавшихся с по-
мощью S2-68 со спутника ESA TD-1A [766]. Второй каталог S2-68 содержит
данные ультрафиолетовой фотометрии более чем 30 000 звезд [1550].
Классификация звезд спектрального класса О основана на отношении
интенсивностей линий Hel Х4471 и Hell Х4541, т. е. описывает последова-
тельность ионизационных температур звезд Звезды класса ОЗ имеют
самую высокую ионизационную температуру: в их спектрах линия Не!
Х4471 отсутствует (отметим, однако, что найдена [870] очень слабая линия
поглощения Х4471 в спектре звезды класса ОЗ очень высокой светимости
HD 93250; см. разд. 3.3). Списки звезд спектрального класса О, класси-
фицированных указанным методом, можно найти в [344, 1673, 1678]. Для
звезд, более ранних чем Об, такие списки опубликованы в [341].
72 Глава 3
Основные группы звезд высокой светимости
73
Измерены [327, 330] эквивалентные ширины линий Ну и На в спект-
рах звезд класса О, и опубликованы диаграммы этих величин в зави-
симости от спектрального подкласса и класса светимости. В [1067] эти
диаграммы сравнивались с результатами расчетов, основанных на сфери-
чески симметричных моделях звездных атмосфер [1066] и на моделях
плоскопараллельных атмосфер в отсутствие ЛТР [62]. Результаты сопостав-
ления показаны на рис. 24. Видно, что линии в спектрах сверхгигантов
имеют, как правило, наименьшие эквивалентные ширины. Все звезды клас-
сов, более ранних чем 06.5, в этом смысле подобны сверхгигантам
Рис. 24. Логарифмы эквивалентных ширин lg W линий На (вверху) и Ну в зави-
симости от спектрального класса [330]. Значения lg W для сферических моделей
атмосфер в отсутствие ЛТР, показанные горизонтальными линиями вблизи под-
класса Об, помечены символами у или а (о значении этих символов см. в списке
обозначений в приложении и в гл. 5); данные плоскопараллельных моделей
атмосфер в отсутствие ЛТР (жирные линии) помечены соответствующими значе-
ниями 1g д [62]. Кружки — звезды главной последовательности, кружки с вертикаль-
ными линиями — звезды класса светимости III; наполовину зачерненные кружки —
звезды класса НИ; зачерненные кружки — звезды классов И или f; крестики —
звезды класса светимости I; £ —эмиссионная линия с отрицательной эквивалент-
ной шириной, абсолютная величина которой указана положением символа; вер-
тикальные стрелки — значение W выходит за пределы рисунка [1067].
(см. разд. 3.2). Рис. 24 указывает на то, что у большинства сверхги-
гантов, более поздних чем 07, 1g д < 3. Здесь д — это ускорение силы
тяжести; ожидаемые значения 1gде„ должны быть ниже.
Для интерпретации спектров звезд классов О и В на основе моделей
атмосфер представляются также важными результатами расчетов эквива-
лентных ширин 59 спектральных линий Sill, Silll и SilV при Те = 15 000—
— 35 000 К, 1g д = 3,0 — 4,5 [798]. Отношение эквивалентных ширин линий
SilV 11394 и CIV 11548, 1551 — великолепный индикатор спектрального
подкласса для звезд ВО — В2 [668].
Как показали наблюдения на космической обсерватории «Эйнштейн»
[636, 1400], многие звезды ранних спектральных классов О, ранних под-
классов В и звезды Вольфа — Райе — являются источниками рентгеновского
излучения. Их рентгеновская светимость в диапазоне 0,2—4 кэВ состав-
ляет Lx «5 -1033 эрг/с. Отношение Lx к светимости в оптическом ди-
апазоне Lv составляет несколько десятитысячных; во всем интервале ран-
них спектральных классов это отношение не обнаруживает четкой за-
висимости от спектрального класса. Еще до этих наблюдений в [256,
659] (ср. разд. 6.11 и 7.3) в результате исследований линий в оптической
и ультрафиолетовой областях спектра были найдены указания на то,
что звезды спектрального класса О и ранних подклассов В окружены
тонкими, но весьма плотными коронами. Следует выяснить, имеют ли
короны форму сферических оболочек, или это скорее волокнистые обра-
зования. Из соображений устойчивости более вероятной представляется
последняя модель.
У большинства сверхгигантов спектральных классов О, В и А (так же
как и у других звезд класса О и Ое) в спектрах есть инфракрасные избытки,
которые обнаруживаются только в области 1 > 10 мкм [91]. Возникновение
избытков объясняется излучением истекающего ионизованного газа, более
горячего, чем звезда. Показано [1194, 1195, 1793], что при истечении
с постоянной скоростью, когда плотность падает обратно пропорциональ-
но квадрату расстояния от звезды, интенсивность испускаемого свободно-
свободного излучения пропорциональна v2/3 (разд. 6.3). В работе [91]
использованы наблюдения инфракрасных избытков истекающего вещест-
ва, чтобы определить потерю массы (разд. 7.5). Представляет интерес
сообщение [1535] об обнаружении полосы СО в спектре звезды с силь-
ным покраснением 9 Сер (HD 206165; В2 1b), однако этот результат тре-
бует дополнительной проверки. Если эти молекулы действительно около-
звездные, то они должны образовываться на весьма значительном рас-
стоянии от звезды в результате охлаждения звездного ветра.
Долю двойных систем среди звезд спектральных классов О и В опре-
делить трудно, поскольку звездный ветер, который иногда переменен,
искажает результаты измерений лучевых скоростей. Из исследованной в
[339] выборки, насчитывающей 205 звезд класса О, 11 % определенно
двойные, а 44%, вероятно двойные. В то же время, согласно [156],
только 2 из исследованной выборки 18 ярких звезд класса О двойные,
однако, согласно [564], 50% звезд классов 04—В5 и 40% звезд класса
С) — двойные. Отношение масс компонентов в двойных системах с компо-
74
Глава 3
нентами класса О, как правило, близко к единице. В табл. VIII
(разд. 2.4) приведены массы, светимости и спектральные классы лучше
всего исследованных двойных звезд спектральных классов О, Of и В.
Интересна массивная контактная двойная BD + 40° 4220 в ассоциации
Лебедь ОВ2 (ср. табл. VIII и XI). Эта система оказалась рентгеновским
источником, светимость которого в интервале 0,2 — 4 кэВ равна Lx =
= 71033 эрг/с [636]. Эту пару следует отнести к числу «слабых» рент-
геновских двойных систем. Известно несколько «сильных» двойных рент-
геновских источников со светимостями Lx л 102—104 LQ. Почти все они
состоят из сверхгиганта раннего спектрального класса и вырожденного
спутника. Их параметры приведены в табл. XXXV (гл. 4).
В табл. XIII приведены основные параметры нескольких хорошо изу-
ченных сверхгигантов ранних спектральных классов.
В качестве типичных звезд, описанных в этом разделе, выбраны сверх-
гиганты £ Ori А (09.5 lb) и а Саш (09.51а).
Видимая звездная величина £ Ori A = + l,9m. Объект расположен
на расстоянии 468 пс, так что М„ = — 6,4га (табл. IX и XIII). Угловой
диаметр, определенный в предположении полного потемнения к краю,
равен 0,48-10 3" [629], следовательно, радиус звезды составляет 24 Ro
(16,8 106 км). По спектроскопическим данным определено [62], что
1g 3 = 3,2 и Те = 31000 К, а, согласно [388], Те = 29 000 ± 2100 К. При
таких значениях Те болометрическая поправка ВС = —2,93"’ [314], отсюда
Мь = —9,Зт. Согласно [1433], болометрическая звездная величина Мь =
= — 9,5'”. При указанных выше Rug масса звезды £01 = ЗЗШ1О. Чтобы
дать представление о точности оценки 9Ji, укажем, что при расстоянии
550 пс (такое значение также встречается в литературе) Мь = — 9,7т и
ЭЛ = 459ЛО [1476]. Согласно [1579], rrot sin i = 127 км/с, в хорошем согла-
сии с более поздним результатом [471]: rrot sin i = 120 км/с. В [471] опое
делен также макротурбулентный компонент уширения линий vM = 30 км/с.
Для исследований изменения температуры с расстоянием за пределами
фотосферы использовались профили* линии Hot [256, 472, 659]; были
найдены свидетельства «коронального» увеличения температуры (до не-
скольких сотен тысяч кельвинов). Основание короны, скорее всего, рас-
положено близко к фотосфере, и она не простирается далее примерно
2,5 R*. Затем температура снова понижается, вероятно, вследствие ре-
комбинационного высвечивания. Вне области короны скорость звездного
ветра должна возрастать. По оценкам ряда авторов, темпы потери мас-
сы ~10-6ЭЛе/ год. Детальный анализ хода температуры во внешних
слоях £ Ori А и потери массы дан в разд. 7.3 (см. также табл. XXXIX).
Фотосфера сверхгиганта a Cam исследована в [1523] сравнением
спектров (непрерывного до 1100 А и линейчатого) с предсказаниями на
основе плоскопараллельных моделей атмосфер как при ЛТР, так и в
отсутствие ЛТР. В первом случае согласие с наблюдениями было лучше
и были найдены следующие значения параметров фотосферы: Те = 29 000+
* Ошибка в нуль-пункте шкалы длин волн в работах [256, 659] мало влияет
на результаты (ср. разд. 7.3).
76
Глава 3
+ 2000 К, отношение содержаний Не/Н = (Не) = 0,16, vt = 20 км/с, но оценка
vt весьма ненадежна. Согласно [471], rrot sin i = 100 км/с, vM = 20 км/с.
Кроме того, М„ = — 6,7 + 0,7m, следовательно, Mb= — 9,6т. Используя соот-
ношение масса — светимость (рис. 13), получаем Эй = 32 + Igf/grav =
= 3,05 + 0,3. Эффективное ускорение силы тяжести де[{ = ggTav + grad х 2,3.
Профили двух самых сильных бальмеровских линий На и HP нельзя
описать в рамках плоскопараллельных моделей атмосфер ни при ЛТР,
ни в отсутствии ЛТР. Линии имеют профили типа PCyg, и они должны
формироваться в звездном ветре, следовательно, важную роль должна
играть потеря массы. Скорость звездного ветра вдали от звезды испы-
тывает быстрые вариации с характерными временами от суток до часов.
Самые сильные вариации наблюдаются в линиях, формирующихся на
самых больших расстояниях от звезды [418] (разд. 8.5).
3.2. ЗВЕЗДЫ КЛАССОВ Of И Oef
Звезды классов Of и Oef имеют наибольшую светимость среди всех
звезд ранних подклассов О. На диаграмме Герцшпрунга — Рессела они
располагаются в области главной последовательности с самой высокой
температурой и светимостью или над ней.
Первоначально к классу Of были отнесены звезды с эмиссионными
линиями NIII 7+.4634, 4640, 4642 и линией Hell А.4686 [1230]; в их спект-
рах часто наблюдаются и другие небальмеровские эмиссионные линии.
Постепенно критерии классификации изменились: Уолборн [1670] и Конти
и Лип [344] относят к классу Of звезды с эмиссионными линиями
Hell А.4686. Затем была введена дальнейшая детализация: символом ((f))
стали обозначать звезды класса О с линиями NIII в эмиссии, а линией
Х4686, ясно видимой в поглощении; символом (f) обозначают звезды
класса О с эмиссионными линиями NIII, у которых линия поглощения
А4686 слаба или отсутствует; символом f обозначаются звезды с сильны-
ми эмиссионными линиями NIII и А4686. У ранних звезд Of наблюда-
ются в поглощении линии NV 7,7.4604, 4620. У поздних звезд Of
(Об — 09.5) наблюдаются линии CIII А.5696 в эмиссии и CIII А.8500 в
поглощении. После того как было установлено [344], что наличие в
спектре эмиссионной линии Hell 7,4686 коррелирует с наличием эмисси-
онной линии На и что присутствие этих двух линий указывает на су-
ществование оболочки, Конти [332] предложил обозначать символом Of
звезды класса О с оболочками даже тогда, когда наблюдается только
эмиссия в На. Мы не будем пользоваться этим обозначением, чтобы
не путать звезды Of и Ое.
Уолборн (см., например, [1683]) ввел обозначение f* для спектров,
в которых эмиссионная линия NIV 7,4058 сильнее, чем комплекс линий
NIII 7.7.4634, 4640, 4642, a f+ для обозначения того, что линии SilV
7.7.4089 + 4116 являются эмиссионными в дополнение к линии Hell 7.4686
и комплексу линий NHL Образование этих эмиссионных линий, возможно,
связано со звездным ветром весьма высокой концентрации, так что
символы «*» и «+» обозначают последовательное уменьшение концентра-
Основные группы звезд высокой светимости
77
ции частиц в звездном ветре. Известны три звезды Of*; для них харак-
терны слабые эмиссионные линии SilV, и все три относятся к спектральному
классу O3f*. Это HD93129 А в туманности Киля [337, 354, 1671], VI Cyg
№ 7 в ассоциации Лебедь ОВ2 [710, 1677] и HDE 269810 в Большом
Магеллановом Облаке [1683].
Класс Ое ввели Конти и Лип [344]. У этих звезд «профиль эмиссион-
ной линии Hell Z4686 подобен наблюдаемому у звезд Ое: центральная
эмиссия с центральным самообращением, так что создается впечатление
двойной эмиссионной линии. Бальмеровские эмиссионные линии обычно
не наблюдаются». Как и в спектрах звезд Ое, другие линии в спектрах
звезд классов Oef и O(ef) имеют широкие абсорбционные компоненты,
что указывает на большие скорости вращения. Знаменательно, что все
эти звезды относятся к очень ранним спектральным подклассам, не более
поздним, чем 06.5. Среди 130 звезд класса О, классифицированных в
[344, Table 1], только 4 звезды принадлежат к классу Oef: £ Pup (О4е1),
HD 14442 (Обе!), >- Сер (Обе!), BD + 60° 2522 (06.5 Ше!) - и одна звезда -
к классу O(ef): HD192281 (05.5 (ef)). Классификация ef, безусловно по-
лезная, не является общеупотребительной.
На рис. 25 приведена верхняя часть диаграммы Герцшпрунга — Рес-
села для звезд ранних спектральных классов, на которой показано по-
ложение звезд классов Of, О(!) и О((!)) Галактики. Звезды Of и 0(f)-
это обычно объекты наибольшей светимости, следовательно, эмиссия в
линии Hell Х4686 характеризует светимость, а последовательность ((f)), (!),
f описывает возрастание светимости подобно последовательности V, III,
I [1684]. Увеличение интенсивности эмиссионных линий NIII комплекса
Х4686 связано с уменьшением д, а значит, с увеличением L [1065, 1068].
Согласно [737], для звезд O6f — O9f Мь = —10,3 + 0,3m. Кроме того, из
рис. 25 следует, что: 1) большинство звезд, более ранних чем Об, — это
звезды Of или О (f); 2) большинство звезд с массами, превышающими
50SOTq, - это звезды Of или О (!). (По-видимому, эти выводы не вполне
справедливы в отношении звезд класса 03 [341], но это может быть
связано с выбором критерия классификации.) Наиболее ранние звезды
класса Of относятся к спектральному подклассу O3f, введенному в [1671].
В Малом Магеллановом Облаке самая ранняя звезда класса Of имеет
подкласс O4III(n)(f) [1685].
Рис. 25 позволяет предположить, что все звезды класса Of весьма мас-
сивны. Это следует из сравнения положения звезд на диаграмме Герц-
шпрунга — Рессела с теоретическими эволюционными треками, рассчитан-
ными с учетом потери массы [427]. Прямые определения масс должны
основываться на анализе элементов орбит компонентов двойных систем.
Не все звезды класса Of принадлежат к двойным системам [353]; зна-
чения масс нескольких двойных класса Of приведены в табл. VIII.
О потере массы звездами класса Of свидетельствуют эмиссионные
линии в их спектрах, в особенности линии с профилями типа Р Cyg в
ультрафиолетовой и видимой областях спектра. Типичные профили спект-
ральных линий нескольких звезд класса Of воспроизведены на рис. 26
Для HD 152408 (08 If), HD 108 (071!) и 9 Sge (08 If) [344]. Характерна силь-
78
Глава 3
Рис. 25. Вверху: диаграмма Герцшпрунга — Рессела для звезд спектрального
класса О. Кружки — звезды класса светимости V или звезды О((1)); кружки с вер-
тикальной чертой — объекты классов светимости III или I; наполовину зачерненные
кружки — звезды O(f); зачерненные кружки — звезды Of. Линии — эволюционные
треки звезд с исходными массами 60 и 40 ®iG, рассчитанные с учетом потери
массы. Внизу — схематическое изображение верхнего рисунка. Нижняя кривая —
начальная главная последовательность звезд класса О; верхняя кривая — граница
по М„. Между этой линией и штриховой линией расположены звезды класса Of.
В заштрихованной части диаграммы находятся все звезды, у которых наблюда-
ются эмиссионные линии CIII 15696, а также линии 1X4485 и 4503. Крестики —
звезды с эмиссионной линией CIII 14647,50, кружки — звезды с эмиссионной
линией SilV 1 4089. Нанесен эволюционный трек звезды с постоянной массой,
равной 30 SRq. (Диаграмма заимствована из [329], внесены некоторые изменения.)
ная эмиссионная линия На с профилем типа Р Cyg у 9 Sge и профиля типа
Р Cyg у линии Не! 15876 в спектре HD 152408 и Hell 14686 в спектре HD 108.
Примечательно, что профиль линии поглощения 15876 в спектре 9 Sge
очень асимметричен, а профиль линии 14686 симметричен. Наглядное
сравнение профилей эмиссионных линий На и Hell 14686 в спектрах че-
тырех звезд классов O3f — O4f выполнено в [332]. Подобие форм и асим-
метрии профилей указывает на то, что линии образуются в одной и той
Основные группы звезд высокой светимости
79
Рис. 26. Нормированные профили линий На, Hel 15876 и Не 14686 в спектрах
сверхгигантов класса Of HD 152408 HD 108 и 95 Sge [344].
же области оболочки. Полная ширина линии На соответствует скорости
примерно 103 км/с. Профили линий наводят на мысль о высоком темпе
потери массы. В спектре X Сер (O6ef) профили линий Hell 14686 и На
претерпевают от ночи к ночи изменения с амплитудой «1 % [340, 744].
Статистический анализ средних длин волн линий в спектрах звезд
класса Of дал значение лучевой скорости (К-член) К = —29 + 3 км/с [352].
Такое значение К (его подтвердил также Линде [973], нашедший
К = — 25 км/с) показывает, что звездный ветер значителен уже на уровне
атмосферы, и дает независимое указание на интенсивное истечение вещества
из звезд класса Of. Этот вывод подтверждается также явной связью
между эквивалентной шириной W эмиссионного компонента линии Hell
14686 и пекулярной скоростью звезд г»рес. Приближенно lg IV (14686) —
= 2,6 + 0,016 срес, где W выражено в мА, a vpcc — в км/с. Тем же путем в
[353] по спектрам звезд класса Of найдено, что в фотосфере существует
градиент скорости, показывающий, как формируется истечение. Средний
градиент скорости для семи исследованных звезд класса Of равен
7 км/(с-эВ), при этом не выявляется систематической зависимости от
спектрального подкласса.
Сводка данных о потере массы звездами класса Of приведена в
разд. 7.4 и табл. XXXIV.
Как показывают данные инфракрасных наблюдений, некоторые звезды
класса Of окружены пылевыми туманностями. Сообщалось [317] о двух
подобных объектах: NGC7635 [центральная звезда BD+60е 2522
(06.5 ПИ)] и IC 1470 (центральная звезда класса 071). См. также разд. 6.15.
Линейчатые спектры. Кроме уже упомянутых линий в видимой области
80
Глава 3
спектра интерес представляют линии CIII 114647 — 4651 и 5696. Спектры
звезд Of в ближней инфракрасной области исследованы в работах [34,
1069]. На фоне усиленного инфракрасного континуума наблюдается един-
ственная эмиссионная линия Hel 110 830. Она есть у всех сверхгигантов
класса Of (были исследованы звезды подклассов от ОЗ If до 09 If), но
практически не встречается в спектрах звезд класса О V, или О ((f)). Кроме
того, наблюдаются линии CIII 118500, 9701 — 9715. В спектрах несколь-
ких звезд имеются слабые эмиссионные линии водорода серии Пашена,
в частности Р8 и линия Hel 110 124, а в спектрах некоторых звезд нет
ни абсорбционных, ни эмиссионных линий.
Интерпретация линейчатых спектров с их необычными профилями и
интенсивностями линий довольно трудна. Имеется сходство между эмис-
сионными спектрами звезд класса Of и звезд Вольфа — Райе, но есть
и существенные различия. Например, в атмосферах звезд Вольфа — Райе
наблюдается «аномальное» содержание водорода, а у звезд класса Of
содержание водорода такое же, как у других звезд спектрального класса
О. В работе [344] приводятся некоторые качественные соображения о том,
как объяснить различие линий, наблюдаемых в спектрах звезд Ое или
Be, профили которых имеют центральную несмещенную абсорбцию на
фоне эмиссии, и линий с профилями типа PCyg, наблюдаемых у не-
которых (но не у всех) звезд класса Of (рис. 27). В предложенной
в [344] упрощенной картине предполагается, что эмиссионные линии фор-
мируются в расширяющейся оболочке, толщина которой может быть
сравнима с радиусом фотосферы. Обычно в оболочке dT/dr < 0; в той ее
части, которая находится между наблюдателем и фотосферой, должны
возникать линии поглощения, а в областях, не проецирующихся на фото-
сферу, образуются эмиссионные линии. (Если подходить более строго, то
эта упрощенная картина некорректна — результирующий профиль линии
определяется характером изменений функции источника с высотой в атмо-
сфере. Если Senv > Bph„t, то в части оболочки, проецирующейся на фото-
сферу, линия поглощения не образуется; кроме того, важную роль может
играть перераспределение излучения по частоте внутри контура линии;
дальнейшее обсуждение см. в разд. 6.2.) Таким образом, профили линий
типа Р Cyg в спектрах звезд класса Of указывают на существование
расширяющихся оболочек (левая часть рис. 27), а симметричные профили
спектральных линий с поглощением в центре, наблюдаемые у звезд Ое и
Be, можно объяснить быстрым вращением с пренебрежимо малым расшире-
нием (правая часть рис. 27). Положение усложняется, когда скорости
истечения и вращения сравнимы. Хотя приведенное объяснение элементарно
и схематично, оно полезно! Можно рассмотреть и другие геометрические
модели и соответствующие следствия для наблюдаемых спектров.
Рассмотрим теперь интерпретацию нескольких линий, характерных для
спектров звезд класса Of. Линии СШ 15696 (Зр1Р° — 3diD) и 18500
(Зх1^ — Зр1Р°) вызывают интерес потому, что первая из них наблюдается
в эмиссии, а вторая — в поглощении. Предлагалось [1069] объяснить
эту особенность образованием линии в относительно протяженной оболоч-
ке, где коэффициент дилюции порядка 0,1. Однако в результате анализа
Основные группы звезд высокой светимости
81
Рис. 27. Идеализированное геометрическое представление расширяющейся (слева)
или вращающейся (справа) сферической оболочки [344]. Заштрихованная область
позади звезды не видна наблюдателю; абсорбционный компонент образуется
в зачерненной области перед звездой, эмиссионные компоненты линий возникают
в объеме, расположенном по сторонам от звезды. В случае расширения оболочки
абсорбционный компонент смещен в фиолетовую сторону, а эмиссионный компо-
нент находится в центре. Суммарный профиль является профилем типа Р Cyg.
Если звезда вращается, то как эмиссионный, так и абсорбционный компонент
не смещен. Суммарный профиль имеет характерный двойной эмиссионный пик.
[239] не соответствующего условиям ЛТР поведения этих линий на основе
детального совместного решения уравнений статистического равновесия
для населенностей уровней и уравнений переноса, удалось воспроизвести
наблюдаемое поведение линий в модели плоскопараллельной атмосферы!
Объяснение заключается в относительной перенаселенности уровня 3d
вследствие рекомбинации С4+, сопровождающейся каскадными переходами
вниз, тогда как населенность уровня Зр (промежуточного) уменьшается
из-за двухфотонных переходов, которые связывают уровень Зр с (нижележа-
щими) уровнями 2р2 (*S, 'D). Поэтому для А.5696 Тех > ТЬт, и возникает
эмиссионная линия, а для Х8500 осуществляется противоположное нера-
венство. Подобное поведение населенностей имеет место при любой тем-
пературе, превышающей «7000 К.
Возникновение эмиссионных линий NIII, которые первоначально слу-
жили основным критерием для отнесения звезды к классу Of, можно
объяснить подобным же образом на основе детального анализа перехо-
дов между всеми энергетическими уровнями иона N++, включая также
6-1092
82
Глава 3
переходы между этими уровнями и уровнями иона N3+ [1065, 1068]. Верх-
ние уровни (3d) наблюдаемых переходов NIII заполняются благодаря
диэлектронной рекомбинации с уровня иона NIV, с которого возможна
автоионизация. Перенаселенность уровней 3d по отношению к нижнему
уровню Зр, в результате которой температуры возбуждения переходов ста-
новятся выше яркостной температуры континуума в прилегающей области
и возникают эмиссионные линии, обусловлена к тому же высокими зна-
чениями вероятностей переходов с уровня Зр вниз. Таким образом, для
появления эмиссионных линий NIII должно быть достаточно велико
содержание ионов N3+. Показано также, что эмиссионные линии NIII
могут возникать в плоскопараллельных атмосферах и поэтому не являются
индикаторами оболочек [1068]. Итак, поведение линий СШ и NIII в спект-
рах звезд класса Of можно понять в рамках предположения об их
возникновении в плоскопараллельных атмосферах — оно попросту отра-
жает особенности сочетаний температуры и плотности. Однако эмиссия
в линии Hot (и в линии Hell 14686, которая коррелирует с эмиссией в На)
обусловлена существованием оболочки [1063].
Следовательно, у звезд О ((f)), в спектрах которых нет эмиссионных
линий Hell 14686, нет и оболочек, и для них должен быть характерен
низкий темп потери массы. Звезды же Of, в спектрах которых есть эмис-
сионные линии Hell, имеют оболочки, и у них темп потери массы
больше. По этой причине предложено относить к классу Of звезды класса
О с оболочками, на существование которых указывает эмиссия в линиях
Hell 14686 и (или) На [332].
Типичная звезда Of — £ Pup, самая горячая из ярких звезд Of. Ее
спектральный класс — 041 (n) f [1673] или же O4ef [344]. Спектр звезды
в видимой области был описан в [99, 100, 332, 653], в ультрафиолето-
вой области — в [695, 1108] и очень подробно в [1111]. Спектр, прокалиб-
рованный в абсолютных единицах (разрешение от 12 до 15 А), получен
в ракетном эксперименте [207].
Сводка основных параметров звезды £ Pup опубликована в [908]: рас-
стояние d = 450 + 50 пс [193], Mv — —6 + 0, 25га, ВС = — 4,5'", следовательно,
Мь = —10,6т, L = 1,44 106 Lo; угловой диаметр 0 = (4,2 + 0,3) • 10~4 [628],
откуда R, — 20,3 ± 2,7 RG; радиус фотосферы, по-видимому, меньше:
Rph = 16ЛО; ускорение силы тяжести на расстоянии R* от центра звезды
1g д = 3,8 + 0,2 см/с2. Из этих данных следует, что 971 = 60 — 90971 & Можно
оценить массу, сравнив положение звезды на диаграмме Герцшпрунга —
Рессела с расчетными эволюционными треками; этот метод дает 971 =
= 100971о [337] (см. также разд. 2.4). Результаты подобных оценок зависят
от теоретически предсказанных эволюционных треков звезд и могут ока-
заться завышенными, как показано в разд. 2.4.
Звезда быстро вращается, есть несколько оценок скорости вращения:
385 + 30 км/с [95], 200 км/с [1428], 300 км/с (по линиям нейтрального Не1
и ионизованного Hell) [332], 260 + 60 км/с (по слабым ультрафиолетовым
линиям) [1111].
Определение эффективной температуры £ Pup довольно затруднительно.
Значения, полученные на основе данных об L и R или по результатам
Основные группы звезд высокой светимости 83
абсолютной фотометрии, равны соответственно 32 510 + 1930 К [314] и
31900+ 1800 К [207]. Эти значения Те близки к Те звезд более поздних
спектральных классов £ Oph (09.5 V) и т Sco (B0V) и поэтому пред-
ставляются сильно заниженными. Чтобы спасти положение, в [908] при-
нималось, что радиус фотосферы в действительности меньше, чем дают
интерферометрические определения (Rph = 16КО); тогда Те будет равно
50000 К, что согласуется с наблюдаемым отношением эквивалентных
ширин линий Hel 14471 и Hell 14541. Однако это не решает проблему,
связанную с результатами ультрафиолетовой спектрофотомегрии: спект-
ральное распределение излучения в континууме представляется слишком
плоским по сравнению с тем, которого следовало бы ожидать, если бы
температура звезды была так высока, как на это указывают спектральные
линии. Наклон кривой распределения энергии в спектре излучения плоско-
параллельной атмосферы с эффективной температурой, близкой к 50 000 К,
был бы много больше наблюдаемого. Делались попытки [252, 1066] раз-
решить проблему, предположив, что звезда имеет сферическую протяжен-
ную расширяющуюся атмосферу (см. разд. 5.4 и 5.5). Предложенные в
этих работах решения нельзя считать единственно возможными, поскольку
авторы не проверяли, как параметры моделей согласуются с основными
параметрами звезды. Это сомнение усиливается результатами работы [266],
в которой рассчитана модель внешней части атмосферы, описывающая
атмосферу £ Pup (см. также разд. 5.9). Модель включала искривленную
атмосферу, а также поток вещества наружу (звездный ветер, обусловлен-
ный давлением излучения). Расчетная зависимость энергии от длины волны
не показала наблюдаемого дефицита потока в ультрафиолетовой области.
В [150] на основе данных об ультрафиолетовом излучении Pup, по-
лученных на спутнике ОАО-2, заново определено спектральное распределе-
ние энергии. В [695] показано, что найденное распределение согласуется со
следующими двумя моделями атмосфер. Первая — это модель с Те =
= 50 000 К, lg g = 4,5 [884]. Следует отметить, что еще необходимо спра-
виться с осложнениями, обусловленными тем, что модель с таким зна-
чением lg g плоскопараллельна (см. разд. 5.2) и имеет Г 1 (это не про-
тиворечит результатам, приведенным на рис. 5). Согласие между теорией
и наблюдениями было достигнуто, когда была введена приближенная
поправка А/(1) для учета сильного звездного вегра, а значение /(1) при
14430 было умножено на 0,57 + 0,09 (такая поправка соответствует пред-
положению, что наблюдаемое излучение исходит не из самой фотосферы,
а из гало радиусом 1,33 R*). Второе решение [695] было получено на
основе модели атмосферы с Те = 42 000 К, в которой поправка к значению
потока на 14430 равна 0,68 + 0,10, что указывает на существование гало
радиусом 1,21 К*. Кривая исправленного таким образом спектрального
распределения энергии проходит всего на 11 % выше кривой наблюдаемого
распределения энергии в ультрафиолетовой области, т. е. в пределах ожи-
даемой погрешности, связанной с неточностями в абсолютной калибровке
потока и в определении радиуса звезды, в особенности если учесть, что
плохо известен покровный эффект в далекой ультрафиолетовой области
(рис. 28). Попытка [1066, 1067] объяснить наблюдения с помощью сфе-
6»
84
Глава 3
Рис. 28. Зависимость монохроматического потока излучения С, Рцр от частоты,
исправленная на межзвездное поглощение с использованием средней кривой
поглощения при избытке цвета Е(В — V) = 0,04" [695]. Для определения потока
на поверхности звезды использован угловой диаметр, найденный в [629]. Для
сравнения изображены кривая fv для плоскопараллельной модели атмосферы
с Те = 50 000 К и 1g д = 4,5 [885] и кривая Fv для той же модели (штриховая
линия), исправленная с учетом сильного звездного ветра [266]: эффективный
радиус увеличен на 33% за счет гало, чтобы предсказываемое значение потока
при X-1 = 2,257 мкм-1 совпадало с наблюдаемым. Покровный эффект, обусловлен-
ный расширяющейся оболочкой, учтен введением эмпирической поправки (заштри-
хованные области), определенной по результатам сканирования с высоким разре-
шением на спутнике «Коперник».
рической модели атмосферы с Те х 40000 К и Г да 1 не увенчалась успехом
(см. также разд. 5.4).
Высокое значение Те найдено также в работе [1428], в которой срав-
нивались результаты наблюдений со спутника «Коперник» спектральных
линий Hell серий Бальмера, Пашена, Брэкета и серии и = 5 с предска-
заниями на основе плоскопараллельных моделей атмосфер в отсутствие
ЛТР [62]. Данные наблюдений высших членов серий и = 3 и и = 5 хорошо
согласуются с моделью, у которой Те = 50 000 К и 1g д = 4,0. Интенсивность
линий 4 — 17 и более высоких в серии и = 4 и двух линий серии п = 2
превосходит теоретическую. Линия Hell Х6683 также значительно силь-
нее, чем у всех других звезд [341]. В [341] сделана попытка объяснить
данные наблюдений линий гелия в предположении, что у £ Pup аномально
низкое отношение содержаний Н и Не.
Итак, из данных наблюдений непрерывного и линейчатого спектров
£ Pup следует, что Те = 46 000 ± 4000 К.
Пока нет надежной информации о поле скоростей в ее фотосфере или
Основные группы звезд высокой светимости
85
о микротурбулентном компоненте уширения линий. Хотя и приводится
среднее значение = 5 км/с [907], в действительности спектры, вычис-
ленные в предположении = 0 и 15 км/с, практически совпадают [1428].
Вследствие большой скорости вращения звезды, по-видимому, трудно обна-
ружить столь малые турбулентные скорости. Согласно [203], эквивалент-
ная ширина линии Hell Х4686 заметно меняется с характерным временем
порядка 10 мин, однако в [341] показано, что этот вывод необоснован.
Звездный ветер от £ Pup исследовали многие авторы (ср. описание
модельных расчетов истечения вещества из звезды класса O4f под дейст-
вием давления излучения в разд. 5.9 и обзор обсуждений данных на-
блюдений, связанных со звездным ветром, в разд. 7.3). Выводы можно
резюмировать так:
1) в основании истекающего ветра имеется корона небольшой толщины;
для появления наблюдаемых линий ионов С, N и О ее температура
должна быть «5-Ю6 К [1167];
2) темп потери массы составляет »:6-10~б9Ло/год;
3) скорость звездного ветра может заметно изменяться всего за не-
сколько часов.
Дополнительная информация о звездном ветре Q Pup была получена
по данным о радиоизлучении: поток на частоте 14,7 ГГц равен 6,7 +
+ 1,5 мЯн [1112, 1113], на частоте 5 ГГц — 1,4 мЯн [3]. Наблюдаемое
излучение обусловлено свободно-свободными переходами в ионизованном
звездном ветре; оценка темпа потери массы по радиоданным составляет
(5 ± 1,5)-10“6 ЭЛ о/год. По данным радионаблюдений и наблюдений
инфракрасного контиуума электронная температура звездного ветра равна
Те1 х 42 000 К [263]. Это значение относится к самым внешним областям
оболочки звезды (см. обсуждение в разд. 6.13).
Таким образом, наблюдения оболочки и звездного ветра £Рир дают
согласованную картину. Температура фотосферы равна 46000 К; выше
фотосферы, довольно близко к звезде, расположена горячая область —
«корона»; самые внешние части звездного ветра имеют температуру
Те1«42 000 К. Следовательно, звездный ветер возникает в «короне»
и выходит за ее пределы. Это фундаментальный результат! Корона сама
по себе не должна быть протяженной, потому что плотность вещества
в области образования резонансных линий должна быть достаточной
для формирования линий наблюдаемой интенсивности. Описанная модель
звездного ветра — корона плюс холодный звездный ветер — была развита
в основном Кассинелли и др. [249] на основе предложения Хирна [659].
3.3. ЗВЕЗДА САМОЙ ВЫСОКОЙ СВЕТИМОСТИ В ГАЛАКТИКЕ
По-видимому, HD 93129 А, которая [1422] первоначально была отнесена
к классу 05 [1422], а затем [1671] к классу ОЗ If, является звездой
наибольшей светимости в Галактике. Она принадлежит к скоплению
Тг 14 в комплексе т] Саг. Согласно [337], ее болометрическая звездная
величина примерно —11,5"’, следовательно, lg (L/Lq) = 6,5. Эффективная
температура еще не определена, однако на основании сравнения с £ Pup
86
Глава 3
HD
93129
93162
93131
92740
1-51932
86161
96548
WN6-A
• WN)AA-
WN8-A
!8-АШ)
t-S
z z
WN6-A
WN7A
Рис. 29. Сравнение спектров звезды HD 93129 А (ОЗ If,) и шести южных звезд
Вольфа — Райе азотной последовательности с узкими линиями. Спектры получены
на обсерватории Серро-Тололо. (С любезного разрешения Уолборна [1679].)
(см. разд. 3.2) и HD 93250 (см. ниже) можно предположить, что Те х
х 52 000 К. Эти данные определяют положение звезды на диаграмме
Герцшпрунга — Рессела (рис. 2). Сравнение с положением теоретической
главной последовательности дает ЭЛ > 1209.11 о, Rx20Ro и 1g д > 3,9.
Спектр звезды показан на рис. 29. Звезда, по-видимому, спектральная
переменная, о чем свидетельствуют расхождения в спектральной класси-
фикации, а также изменения положения и интенсивности линии Hell
14686 [1671]. Есть слабое указание на то, что линия NV 14604 имеет
профиль типа Р Cyg. В [1671] отмечается ряд сходных черт у спектров
HD 93129 А и двух ярких азотных звезд Вольфа — Райе: HD92740 (WN7)
и HD 93131 (WN6), обнаруженных в той же области (рис. 29). Сравнение
показывает, что основное различие между HD 93129 А и HD 93131 заклю-
чается в том, что последняя окружена значительным количеством выбро-
шенного вещества.
Другая звезда высокой светимости, одна из самых ярких среди из-
вестных, это Т] Саг — горячий объект, погруженный в газо-пылевую ту-
манность. Звезда г) Саг и ее примечательная недавняя история описаны
в разд. 6.17.
С HD93129 А сходна звезда HD93250 спектрального класса ОЗУ((f)),
также расположенная в комплексе туманностей т] Саг. Ее непрерывный
спектр в области 1500 — 50000 А измерен в [1545]. На основании данных
этих измерений и данных о спектре lg (L/LG) = 6,4, R/Ro = 19, Мь =
= —11,2", Те = 52 000 К, 1g 0 = 3,95 [870]. Тогда из сравнения с модель-
ными расчетами масса ЭЛ а 1209Ло [337]. Темп потери массы на удивление
мал для звезды такой большой светимости и массы: —ЭЛ = 2 • 10“7 9Ло/год
Основные группы звезд высокой светимости
87
(Conti, 1979). Это, видимо, связано со спектральными признаками ((f)) дан-
ной звезды, которые, как говорилось выше, указывают на отсутствие мощ-
ной оболочки или звездного ветра. Примечательно, что обе звезды мало
различаются по светимости и другим параметрам (ЭЛ, R), но сильно раз-
личаются по параметрам звездного ветра. Этот факт требует тщатель-
ного изучения!
3.4. ЗВЕЗДЫ ВОЛЬФА - РАЙЕ
Впервые звезды этого типа наблюдали Вольф и Райе в 1867 г.
Обзор характеристик этих звезд см. в [1588]. Опубликованы труды двух
симпозиумов, посвященных звездам Вольфа — Райе [78, 572], и каталог
звезд Вольфа — Райе [1632, 1633].
Их спектры содержат широкие эмиссионные линии ионов Не, С, N и
О, которые накладываются на континуум с распределением энергии, таким,
как в спектрах звезд классов О и В. В ультрафиолетовой области на-
блюдаются также линии SilV и АНН. Многие резонансные и некоторые
другие линии имеют профили типа Р Cyg (см. определение в разд. 3.5).
Ширины эмиссионных линий велики и соответствуют скоростям до несколь-
ких сотен и даже тысяч километров в секунду.
Звезды Вольфа — Райе делятся на две подгруппы: углеродные (WC),
в спектрах которых преобладают линии ионов С (CIII, CIV) и О, а
единственная заметная линия азота — резонансная линия NV 11244, и
азотные (WN), в спектрах которых преобладают линии ионов N (NIII,
NIV). Подобно звездам класса О, по отношению интенсивностей линий
ионов С, N и О звезды Вольфа — Райе подразделяются на подклассы
WN3 — WN8 и WC5 — WC9. Спектры в ближней инфракрасной области
были получены несколькими исследователями [32, 79, 95, 133, 872].
Имеется заметное различие между линейчатыми спектрами звезд углерод-
ной и азотной последовательностей. В спектрах первых много эмиссион-
ных линий Не! и Hell, наиболее интенсивна в инфракрасной области
линия CIII 19713. В спектрах звезд WN есть лишь несколько ин-
фракрасных линий: Не! 110830, NIII 110430, Hell 1X8237 и 10124, при-
чем последняя линия самая интенсивная. В спектрах HD 50 896 (WN5) и
HD 151932 (WN7) в области от 0,9 до 1,7 мкм есть только эмиссион-
ные линии Н, Не! и Hell [133].
В работе [685] введено представление о двух параллельных последо-
вательностях азотных звезд: WN-А со сравнительно узкими линиями и
усиленным континуумом и WN-В с более широкими и сильными линиями.
Спектры звезд Вольфа — Райе, как и звезд класса Of, характеризуются
широкими эмиссионными линиями, однако у звезд Вольфа — Райе линии
несколько шире (рис. 30). У звезд обоих типов наблюдается монотон-
ное изменение лучевых скоростей »rad, определенных по различным баль-
меровским линиям, что указывает на градиент скоростей в фотосфере
[354]. Однако и здесь есть различие: градиент rrad больше у звезд Вольфа —
Райе. Кроме того, у этих звезд линия Hell 14686 заметно сильнее, чем
У звезд класса Of. У звезд Вольфа — Райе линии серий Бальмера и
88
Глава 3
Рис. 30. Сходство спектров звезд ранних подклассов О и звезд Вольфа — Райе
наводит на мысль о физической связи этих объектов. Фотографии получены на
обсерваториях Серро-Тололо и Китт-Пик. (С любезного разрешения Уолборна
[1671].)
Пикеринга имеют профили типа PCyg (рис. 29). Все эти данные сле-
дует интерпретировать как указание на то, что звезды Вольфа — Райе
имеют более мощные оболочки, чем звезды класса Of. Знаменательно, что
такое же подразделение на азотную и углеродную последовательности,
как у звезд Вольфа — Райе, предполагалось и для звезд класса Of [1520],
однако это предположение впоследствии не анализировалось.
Сходство звезд этих двух групп подтверждается и тем, что некоторые
звезды подклассов WN7/WN8 имеют заметное содержание водорода [332],
а относительная интенсивность эмиссионных линий азота у них близка
к наблюдаемой у звезд подклассов O6f и O7f [933]. Ширины и интенсив-
ности линий в спектрах этих звезд меньше, чем в спектрах большинства
других звезд Вольфа — Райе. Дополнительные свидетельства в пользу того,
что по меньшей мере часть звезд WN7/WN8 образует отдельную группу,
промежуточную между звездами Of и WN, следующие: 1) их светимости
несколько выше, чем у других звезд WN (этот аргумент не очень убеди-
телен, см. табл. XVI); 2) как следует из данных о принадлежности к
скоплениям, они, вероятно, моложе остальных звезд WN; 3) степени иони-
зации и возбуждения в их оболочках иные, чем у остальных звезд WN
[1087]. Иногда линии серии Бальмера с высокими номерами наблюда-
ются в поглощении [1144]. Такие звезды называют промежуточными
звездами WN7/8. Отметим, что не все звезды подклассов WN7/WN8 яв-
ляются промежуточными. Интересна звезда HD15570: по видимой
области спектра она классифицируется как O4f, но в ультрафиолетовой
области наблюдаются сильные эмиссионные линии NIV 7.1486 и Hell
Основные группы звезд высокой светимости 89
XI640 — спектральная характеристика, присущая скорее звездам Вольфа —
Райе, чем звездам класса Of. Сравнив спектр HD 15570 со спектрами
звезд WN7 и Of, Уиллис и Стикленд [1748] предположили, что данная
звезда занимает положение, промежуточное между объектами этих двух
классов.
У звезд углеродной последовательности существует корреляция между
шириной эмиссионных линий и спектральным классом. Фактически ширину
линии можно использовать как критерий классификации. Однако такой
корреляции нет у азотных звезд [114], и это послужило основной причиной
для подразделения звезд на последовательности с узкими (WN-А) и широ-
кими (WN-В) линиями. Однако в спектрах некоторых звезд линии имеют
промежуточную ширину, и, вероятно, имеет место непрерывный переход
между двумя группами объектов. Поэтому была введена последователь-
ность А, А (В), (А) В и В для обозначения возрастающих ширин линий
[1679]. Обратите внимание на различия в спектрах звезд HD 86161 и
HD 96548 (рис. 29): отношения интенсивностей линий примерно одинаковы,
но у HD 96548 все линии шире.
Видимый дефицит водорода в атмосферах звезд Вольфа — Райе отме-
чался в [873, 1188] и других работах. Это привело к предположению,
что звезды Вольфа — Райе действительно обеднены водородом, откуда
могут быть сделаны далеко идущие выводы.
К моменту написания книги (1980 г.) было известно около 300 звезд
Вольфа — Райе, в том числе 164 объекта в Галактике [1632, 1633], 101
в Большом Магеллановом Облаке [72, 512, 1040], 8 в Малом Магел-
лановом Облаке [197] и 25 в галактике М 33. Интересно, что в Большом
Магеллановом Облаке не наблюдались звезды подклассов WC6—WC9, а в
Малом Магеллановом Облаке все звезды Вольфа — Райе, кроме Одной,
принадлежат к азотной последовательности. Звезды WN-А с узкими спект-
ральными линиями обычно наблюдаются в массивных молодых комплек-
сах, таких, как 30 Dor в Большом Магеллановом Облаке, гуманность
T] Саг, ассоциация Sco ОВ1. Примечательно, что комплекс 30 Dor со-
держит большое число звезд промежуточного типа WN7/8.
Многие звезды Вольфа — Райе являются компонентами двойных; со-
гласно [873], доля двойных среди них составляет 73%, но позднее эта
оценка была снижена до «36% [348]. Обнаружена переменность в
ультрафиолетовой области нескольких двойных звезд Вольфа — Райе и
только одной предположительно «одиночной» звезды [222]. На основе
фотометрических данных о короткопериодических изменениях блеска при-
водились даже аргументы в пользу того, что большинство звезд
Вольфа — Райе населения I являются двойными [1084], однако до полной
уверенности в этом еще далеко. Согласно [512], 28 % звезд Вольфа — Райе
в Большом Магеллановом Облаке двойные, а согласно [348], двойст-
венность составляет здесь «40%. В Малом Магеллановом Облаке боль-
шинство звезд этого типа двойные [198, 199]. Обнаружить двойствен-
ность трудно, и поэтому приведенные оценки следует рассматривать как
нижние пределы. Есть, однако, четкие указания на то, что не все звезды
Вольфа — Райе двойные: HD 93162 (WN7) в скоплении Тг 16 в созвездии
90
Глава 3
Основные группы звезд высокой светимости
91
Таблица XIV
Массы (в ®1G) и периоды (в сутках) двойных звезд Вольфа — Райе
|872, 1086, 1145, 1146, 1148, 1422, 1605]
HD 9Mlsin3i ffl?2Sin3l р Спектральные классы компонентов Примеча- ния
113904 и 30 18,34 WC6 +09.7 lab 0 Mas
152270 13 35 8,89 WC7 + O8
168206 8,3 35 29,64 WC8 + B0(?) CVSer
68273 17 32 78,5 WC8+O9I у2 Vel
190918 5 20 112,7* WN4 + O9I
186943** 5 21 9,56 WN4+B
193576 11 26 4,21 WN5 + O6 V444Cyg
90657 6,8 13,6 6,46 WN5+O6
211853 6 20 6,69 WN6+O6I GP Сер
92740 64 24 80,34 WN7 + OI
* Fraquelli (1977).
** [563].
Киля, несомненно, одиночная звезда [1082], так же как HD 93131 (WN7)
[334]. *
Связь между дополнительной классификацией по типам А и В и
двойственностью пока не установлена, У звезд Вольфа — Райе — компонен-
тов двойных спутник почти всегда является звездой спектрального класса
О или В (см., например, [318]). Исключение составляет система HR 6392,
главная звезда которой — сверхгигант спектрального класса G5 la с М„ =
= —9"’, Мь = —9,25'", а спутник — звезда WN6 с М„ = —4, Г", Мь = —9,8й1
[26, 1085]. Эта визуальная двойная довольно широкая, и можно исключить
обмен веществом между компонентами. Поэтому данная пара представ-
ляет трудность для любой теории, пытающейся объяснить образование
звезд Вольфа — Райе в результате обмена веществом.
Определены массы 10 звезд Вольфа — Райе — членов двойных систем
(табл. XIV). Из этих (все еще ненадежных) данных следует, что сред-
няя масса звезд Вольфа — Райе 109Ло, причем массы этих звезд в боль-
шинстве случаев меньше масс спутников. В табл. XIV имеется одно исклю-
чение: звезда HD 92740 (WN7 + О), в которой масса WN7 намного превос-
ходит массы компонентов Вольфа — Райе во всех других системах. Это
может быть еще одним указанием на то, что некоторые звезды WN7 —
объекты «промежуточного» типа. Есть, однако, несколько объектов с
*DiWR/93i2 > 1. Все они, подобно HD 92740, содержат звезду Вольфа - Райе
подкласса WN7: р
HD 92740 WN7 + ? 80,3d 2,7 [354, 1146]
HD 192641 WC7 + B5e —В7е 4,5 >1 [186]
HD 197406 WN7+A7(?) 4,3 2-4 [186, 1083]
Сводка отношений содержаний Н/Не, составленная по данным разных
авторов, приведена в табл. XV. Отношение Н/Не у звезд WC определить
Таблица XV
Отношение содержаний Н/Не в звездах Вольфа — Райе
WN3 WN4 WN5 WN6 WN7 WN8 Источник
0,8 0,4 0 0,4 1,0 2,3 [1423]
0,13 [1321]
<0,06 0,2 WC7 WC8 . [1155]
0,11 0,07 [1321]
<0,03 [1155]
очень трудно, так как у них линии серии Пикеринга сильно блендиру-
ются с линиями углерода. Для звезд Вольфа — Райе обоих типов имеют
место большие расхождения в результатах разных авторов, что отражает
трудности спектрофотометрии, ненадежность моделей фотосфер, а также
трудности интерпретации эмиссионных линий. Тем не менее можно сде-
лать совершенно определенный вывод, что отношение содержаний Н/Не
превышает 1, а у некоторых звезд оно даже близко к 10. Следовательно,
в атмосферах звезд Вольфа — Райе имеет место сильный дефицит водорода.
Содержания N и С в звездах WN выше, чем в нормальных звездах
главной последовательности; средние относительные содержания равны:
<N/He>=0,07 и <С/Не>= 0,004 [1155] (у звезд спектральных классов О
и В соответственно 0,001 и 0,0015). В звездах WC содержание углерода
еще выше: <С/Не> = 0,8.
Относительные содержания C/N, С/He, N/He были определены [1749 —
1751] в предположении, что занстровская температура равна 40000 К:
HD 50896 WN5 7/1, К 50000 C/N 5,4-10~3 C/He 9,0- IO"5 N/He 1,7- IO"2
192163 WN6 50000 2,6- 10~3 9,0-10 5 3,5-10-2
191765 WN6 50000 4,7-10~3 9,0-105 1,9-10“2
192103 WC8 30000 2,9-10~3 9,0-10-3 3,2-10“3
(При Те1 = 30 000 К различия невелики.) Приведенные результаты показы-
вают, что содержание углерода — главный фактор, определяющий разли-
чия между звездами WC и WN. Низкое содержание Н и высокое С и
N свидетельствуют о том, что звезды Вольфа — Райе — это проэволюцио-
нировавшие объекты, у которых либо потеряна большая часть оболочки,
либо продукты ядерного горения оказались вынесенными на поверхность.
Непрерывные спектры звезд Вольфа — Райе наблюдались в очень ши-
роком интервале — от ультрафиолетовой области до радиоволн. Для де-
вяти звезд ультрафиолетовые спектры с низкой дисперсией получены с
помощью спектрографа S2-68, установленного на спутнике ESA TD-1A
[1749]. Среди них три звезды WC, три WN и три двойные WC + О.
Сравнение наблюдаемых потоков ультрафиолетового излучения с рассчи-
танными по моделям атмосфер [885] дает цветовые температуры » 30 000 К.
92
Глава 3
Подобные же значения (25 000 — 30 000 К) найдены путем анализа спектров
15 звезд Вольфа — Райе в ультрафиолетовой области, полученных со
спутника ШЕ [1157]. В наиболее обширном исследовании непрерывных
спектров [1631, 1632] проанализированы данные о распределении энергии
в области длин волн > 1550 А у 36 звезд, наблюдавшихся с голландского
астрономического спутника (среди них 13 одиночных азотных и 8 одиноч-
ных углеродных звезд).
Часто в непрерывных спектрах наблюдаются избытки инфракрасного
и радиоизлучения [319, 321, 528, 619, 1793]. Происхождение этого излу-
чения связывается со звездным ветром. Есть указания [640], что азотная
звезда HD 50896 окружена областью, в которой происходит рассеяние
излучения на электронах, и расширяющейся с практически постоянной
скоростью.
Радиоизлучение наблюдалось у у2 Vel [1393], E1D193793 [528],
HD 192163 [1724]; его можно объяснить излучением звездного ветра с
температурой более высокой, чем температура фотосферы.
Для звезд Вольфа — Райе характерны сильный звездный ветер и свя-
занная с ним потеря массы. Профили типа Р Cyg ультрафиолетовых ре-
зонансных линий соответствуют «предельным скоростям» или «скоростям
на большом удалении от звезды» (эти скорости определяются длиной волны
коротковолнового края профиля линии) vx = 1000 — 4000 км/с в зависимости
от потенциала ионизации IP [349, 1157]. Для углеродных звезд выпол-
няется приближенное соотношение va> = —3000+ 120 IP км/с, где IP в
электронвольтах. Потеря массы звездами Вольфа — Райе обсуждается в
разд. 7.4; в среднем SD1 л 10-4ЗЛо/год, т. е. эти звезды относятся к
числу объектов с наибольшими известными скоросгями потери массы.
Вещество их оболочек, обусловленных истечением звездного ветра, должно
быть сильно ионизовано, а сами оболочки сплюснуты, как следует из
данных о степени поляризации, которая равна ~ 1 % в континууме и
меньше в ядрах эмиссионных линий [1034].
Иногда вокруг звезд Вольфа — Райе наблюдаются обособленные газо-
вые оболочки; по-видимому, это вещество сброшено звездой. Яркий при-
мер-звезда HD 192163 (WN6) и связанная с ней туманность NGC6888
[1723]; по радиоданным, масса туманности оценивается в 59)1 о. Туман-
ность была, вероятно, выброшена этой звездой Вольфа — Райе, но на
какой стадии эволюции? Если выброс произошел на стадии Вольфа —
Райе, то длительность этой стадии должна быть не менее 5 • 104 лет
(при постоянной скорости потери массы 10-49Ло/год; см. разд. 7.4). Такая
оценка разумна. Химический состав туманности определил Паркер [1201];
содержания N и Не повышены по сравнению с «космическими». Паркер
предполагает, что выбросу вещества предшествовало интенсивное переме-
шивание в недрах звезды.
Альтернативное предположение состоит в том, что туманность выбро-
шена до стадии Вольфа — Райе. Но как тогда объяснить аномалии хи-
мического состава? Кроме того, поскольку рассматриваемые объекты те-
ряют массу, туманность в любом случае, по крайней мере частично,
должна состоять из вещества, потерянного на стадии Вольфа — Райе.
Основные группы звезд высокой светимости
93
Еще один метод изучения областей газовых оболочек, расположенных
близко к этим звездам, заключается в исследовании эмиссионных линий
в спектрах затменных двойных во время затмений. Анализ линий несколь-
ких ионов [814] показал, например, что зависимость населенности уровня
3£> иона Не+ от расстояния до звезды дается выражением nw х
»3900(го/г)3 см-3, где r0 = 2,6RC> a nc/n3D ж 4• 109. Поляризация излуче-
ния в континууме и (в меньшей степени) в линиях указывает на сущест-
вование протяженной оболочки и, возможно, частично обусловлена на-
личием в ней пыли.
Углеродные звезды классов WC7 —WC9 окружены околозвездными пы-
левыми оболочками, о чем свидетельствуют покраснение излучения и
отчасти поляризация наблюдаемого континуума. Цветовая температура
инфракрасного избытка вблизи ХЗ — 4 мкм равна 800 — 1800 К и может
быть обусловлена нагревом пылевых частиц излучением звезды [319].
Особенно интересна затменная двойная HD 168206 (CV Ser, WC8 4- ВО).
Оценка температуры пыли по форме кривой инфракрасного избытка дает
Тс = 1400 К. Величина избытка слегка зависит от фазы затмения, от-
куда следует, что часть пыли находится между компонентами. Более де-
тальное фотометрическое исследование системы помогло бы уточнить по-
ложение пылевого облака. Звезда Тг 27 — 28 (WC9) имеет обособленную
пылевую оболочку (?) с Тс = 1400 К [1546]. Вызывает интерес (внезап-
ное?) образование пыли вокруг HD 193793 (WC7 + 05) в период между
июнем 1976 г. и сентябрем 1977 г. [1745], после того как инфракрасный
избыток почти непрерывно уменьшался в 1970 — 1976 гг. [321]. Цветовая
температура пыли, равная 900 К в мае 1978 г., понизилась до 780 К
к августу 1978 г. [1744]. У трех звезд WC9 [318] полное поглощение
в видимой области спектра составляет 4,0 + 0,5™ (у AS 320 и MR 82)
и 7,7 + 1,1т (у Ve2 —45). Степень поляризации быстро растет при переходе
в коротковолновую область, что указывает на расстояние рэлеевского
типа, вероятно, на малых ядрах конденсации.
Абсолютные визуальные звездные величины и эффективные температуры
звезд Вольфа — Райе определяли разные авторы. В табл. XVI приведена
сводка определений Mv, Те, ВС и Мь, составленная на основе обзоров
[92, 1423, 1631]. Поскольку при получении данных, приведенных в
табл. XVI, использовано лишь несколько звезд WC, результаты для них
довольно ненадежны.
По данным табл. XVI, выявляется тенденция к уменьшению М„ с
переходом к более поздним спектральным подклассам. Между значениями
найденными разными авторами, имеется приемлемое согласие, но
оценки Те сильно различаются. По этой причине различаются боломет-
рические поправки, а следовательно, светимости звезд и их положения
на диаграмме Герцшпрунга — Рессела. Температуры определяются методом
Занстры по линиям водорода, путем сравнения излучения оболочки в
бальмеровских линиях с континуумом звезды в видимой области спектра;
при оценках температур «гелиевым» методом Занстры используется линия
Hell Л1640 [1749].
Мортон [1103, 1106] попытался оценить Те методом Занстры по радио-
94
Глава 3
Таблица XVI
Абсолютные звездные величины и эффективные температуры звезд
Вольфа — Райе
Значения Л/j, для звезд класса WN рассчитаны исходя из усредненных
величин М„ и ВС, найденных разными авторами
WN3 WN4 WN5 WN6 WN7 WN8 Источник
м„ -4,3 -3,9 -4,8 -6,8 -6,2 [1423]
-3,7 -3,7 -3,7 -4,4 -6,3 -5,0 [375]
-3,9 -4,3 -4,8 -6,8 -6,2 [92]
-3,9 -6,9 [1631]
-5,4 [197]
Те, 1000 к 53 46 33 23 [1104]
42 55 60 36 38 [92]
ВС -4,6 -4,2 -3,3 -2,3 -2,3 [1104]
-3,1 -3,6 -4,1 -2,6 -3,2 [92]
Мь -8,0 -8,0 -9,0 -8,5 -9,0 -8,5 [1423]
-7,0 -7,9 -8,9 -9,4 -9,4
WC5 WC6 WC7 WC8 WC9 Источник
м„ -3,2 -3,2 4,4 -4,8 -4,8 [375]
-4,4 -4,4 4,4 -4,8 [92]
-3,9 [319]
-3,7 -4,7 [1631]
-6,4 [1546]
Те, 1000 к 60 - 4 >4 46 38 [92]
ВС -4,4 3,8 -3,8 -3,0 [92]
мь -8,8 8,2 -8,2 -7,8 [92]
излучению оболочек и нашел довольно низкие значения по сравнению
со значением %8 104 К, найденным в [1320] обычным методом Занстры
по линиям водорода. Оценки [1320] согласуются с ионизационными тем-
пературами, определенными по излучению ядра звезды в линии Hell, но
отличаются от цветовых температур [1749, 1750] и от «гелиевых» занст-
ровских температур [1157], близких к 30000 К. Рублев [1321] объясняет
низкие значения, найденные Мортоном (25000 — 55 000 К), тем, что тем-
пературы оболочек звезд низки: Тет л 35000 ± 10000 К; эти низкие зна-
чения температуры должны сказаться на радиоизлучении оболочки, в ре-
зультате чего занстровская температура, которая по сути дела является
цветовой температурой, оказывает ся заниженной. Этот аргумент не очень
убедителен.
О высоких температурах этих звезд свидетельствует определение
яркостной температуры и Мь звезды Вольфа — Райе — компонента системы
CQ Сер путем сравнения ее поверхностной яркости с яркостью спут-
ника - звезды класса 07 : ТЪг = 80 000 К, Мь = -10,2т [801].
Основные группы звезд высокой светимости
95
Итак, определение эффективных температур и светимостей звезд
Вольфа — Райе все еще трудная задача. Наилучшим примером на сегод-
няшний день является хорошо изученная звезда у2 Vel (см. ниже), цветовая
температура которой по определению большинства авторов порядка
30000 К, а сравнение результатов наблюдений с модельными расчетами
и исследование спектральных линий дают от 25 000 до 50000 К. Поэтому
я принимаю для звезд Вольфа — Райс Те к 40 000 + 15 000 К. Соответствую-
щие погрешности имеют болометрические поправки, светимости и поло-
жение звезд на диаграмме Герцшпрунга — Рессела: Те = 30000 и 80000 К
соответствуют — ВС = 3,2 и 5,2'", что соответствует различию в 6 раз
по светимости. При указанных значениях ВС, с учетом того, что средняя
масса звезд Вольфа — Райе <911 > « 10®t о, эти звезды должны быть близки
к соответствующему пределу Эддингтона lg (L/LG) = 5,5, а возможно, и
превышают его.
В связи с высоким содержанием гелия в атмосферах звезд Вольфа —
Райе интересно отметить, что если их температуры действительно высоки,
то их положение на диаграмме Герцшпрунга — Рессела (рис. 2) с высо-
котемпературной стороны от начальной главной последовательности для
водородных звезд может указывать на высокое содержание гелия в ядрах
(см. также разд. 4.2). Поэтому эти звезды, возможно, находятся на ста-
дии горения гелия в ядре или гелия и водорода в слоевых источниках.
Если температура этих звезд составляет примерно 30 000 К, то они должны
располагаться вблизи начальной главной последовательности, справа
от нее.
Делались попытки объяснить положение звезд Вольфа — Райе на ди-
аграмме Герцшпрунга — Рессела в рамках некоторого эволюционного сце-
нария (см. разд. 4.11). Основная трудность связана с их довольно малыми
массами - около 10911о (см. табл. XIV). Трудно объяснить, почему звезды
с такими массами имеют столь большие наблюдаемые светимости: рис. 1
показывает, что звезды с массой 911 и эффективной температурой Те,
потерявшие в ходе эволюции значительную часть массы, имеют примерно
такую же светимость, как и звезды с теми же 911 и Те, не терявшие массы.
Для понимания эволюционной стадии звезд Вольфа — Райе (также и
по отношению к звездам класса Of) решающее значение могут иметь
«промежуточные» звезды WN7/WN8 (см. выше). Не образуются ли «про-
межуточные» звезды из звезд класса Of в результате потери массы?
При больших темпах потери массы: 5 • 10“ 6 — 20- 10 6911с /год (см. разд. 7.4),
у звезд класса Of в ходе эволюции образуются все более и более мощные
богатые водородом оболочки. На стадии Вольфа — Райе в хорошо раз-
витой оболочке могут возникать интенсивные широкие эмиссионные линии,
а в излучении фотосферы со временем начнет проявляться богатое гелием
ядро или даже ядро, находящееся на более поздней стадии эволюции.
Таким образом, в результате подобной эволюции отношение содержаний
Н/Не в фотосфере должно непрерывно уменьшаться со временем. В пользу
этой картины может свидетельствовать тот факт, что, судя по спектрам,
одиночные звезды HD 93129 A (O3f.), HD 93162 (WN7) и HD 93131 (WN7),
по-видимому, образуют единую последовательность [1082]. Обнаружено
96
Глава J
очень интенсивное истечение вещества из атмосфер двух последних звезд
[334, 335].
Необходимо подчеркнуть, что возможная двойственность звезд класса
Of или образующихся из них звезд Вольфа — Райе не играет в данной кар-
тине первостепенной роли. Принципиальное значение имеет темп потери
массы, который даже в случае одиночных звезд, подобных Q Pup, должен
быть достаточен для образования мощной оболочки за время, сравнимое
с характерным временем эволюции звезды или более короткое. В этой кар-
тине «промежуточные» звезды Вольфа — Райе — это те объекты, в которых
еще сохранился в некотором количестве водород.
Несколько звезд могут служить иллюстрацией такой картины эволю-
ции. Например, в спектре HD 193077 (WN5) есть линии поглощения, ко-
торые обычно присущи звездам Вольфа — Райе — членам двойных систем,
и их возникновение связывается с наличием спутника. Однако HD 193077 —
почти несомненно одиночная звезда; возможно, это «новорожденная»
звезда Вольфа — Райе, спектр которой еще сохранил некоторые признаки
звезды класса Of (Massey, 1979). Другой случай — двойная BD -I- 40° 4220
([155], см. табл. VIII и IX и разд. 3.1). Обе звезды — класса Of, причем
спутник, у которого ЭИ sin3 i = 119Э1е, имеет повышенную светимость и
обнаруживает все признаки звезды Вольфа — Райе. В пользу этой гипотезы
свидетельствует и двойная HDE 228766 (07.51 + O5.5f), вторичный компо-
нент которой (ЭЛ = 24ЭЛО) теряет массу со скоростью ~10-5 9Ло/год.
Некоторые его спектральные характеристики, такие, как эмиссионная линия
Hell ХЮ 124, сходны с наблюдаемыми у звезд Вольфа — Райе. Время, не-
обходимое, чтобы масса спутника в HDE 228766 достигла значения ~ 109Ло,
типичного для звезд Вольфа — Райе, порядка 10б лет [1007]. Эволюция
звезд Вольфа — Райе обсуждается в разд. 4.11.
Какова судьба звезд Вольфа — Райе? Предполагалось [1341], что звезды
WC с сильными эмиссионными линиями OVI (класс OVI) могут закан-
чивать свою эволюцию как ядра планетарных туманностей с линиями
OVI в спектрах. Эта идея весьма гипотетична. Во что превращаются
азотные звезды, неясно.
Типичные звезды. Самая яркая звезда Вольфа — Райе является
компонентом спектрально-двойной с двумя видимыми спектрами
у2 Vel (m,, »2,2m). Спектральные классы компонентов — WC8 и 08 [100]
или WC8 и 091 [347]. Система у2 Vel имеет менее яркий спутник у1 Vel
(nip «4“, Bl IV) на расстоянии 45". Вычислены элементы орбиты системы
[563]: е=0,17, (9JIWR/1MO) sin3 i = 13,0, (sJJio/9Ho) sin3 i = 46,3. Тот факт, что
в непрерывном спектре затмение не наблюдается (хотя оно отчетливо
проявляется в звездном ветре — см. ниже), послужил основанием для
оценки imax = 73° [1081], откуда 9HWC8 15ЭЛе. Результаты других опреде-
лений масс компонентов у2 Vel приведены в табл. XIV.
В [221] суммирована часть результатов ракетных наблюдений излу-
чения звезды в континууме с разным спектральным разрешением (ДХ =
= 10 А [1459], ДХ = 0,3 А [220], ДХ=12-15 А [207]), а также на-
блюдений со спутников (ДХ = 35 А [164, 1749]). Соответствующие дан-
ные вместе с данными наблюдений в видимой области спектра при-
Основные группы звезд высокой светимости
97
ведены на рис. 31. Согласно [221], наблюдаемое распределение энергии
в ультрафиолетовой области спектра лучше всего согласуется с рассчитан-
ным по модели сферической протяженной атмосферы [247] при Те =
= 48 900 К на уровне т = 0,67 и так называемом «параметре протяженности»
R (т = 10-3)/R (т = 0,67) = 1,89. Однако этот вывод ненадежен, так как не-
известен вклад компонента спектрального класса О, который в видимой
области на 1,5т ярче звезды Вольфа —Райе; наклон континуума в види-
мой области соответствует Те = 32 000 К.
В работах [1749, 1750] Те определено на основе данных о потоке излу-
чения, угловых диаметрах компонентов [629] с учетом того, что компо-
нент класса 09 в ультрафиолетовой области на 1,4— 1,8'" ярче спутника.
Методом итераций в [1749, 1750] найдено, что для компонента WC8
Те = 30 200 К. По данным ракетной ультрафиолетовой спектрофотометрии
[207] Те = 30 600 + 2000 К. Эти значения Те близки к значениям цветовых
и занстровских температур других звезд Вольфа —Райе [1749, 1750].
Приведенные результаты снова демонстрируют сложную ситуацию с
определением эффективных температур звезд Вольфа —Райе.
Линейчатый спектр у2 Vel описан в [1107]; опубликован [784] ультра-
фиолетовый спектр высокого разрешения, полученный со спутника «Ко-
перник». В нем видно несколько линий с профилями типа Р Cyg, в том
числе линии СП, СШ, CIV и SilV. Линия CIII 11908,7 А имеет слабый
абсорбционный компонент 11900,7 с коротковолнового края сильной эмис-
сионной линии. Предположение о короткопериодической переменности
О
А, А
Рис. 31. Распределение абсолютного потока энергии в спектре у2 Vel [221].
а — данные [220], б — [1459], в — [163], г — [19]. Кривая g — распределение потока
энергии в модели атмосферы [247].
7-1092
98
Глава 3
интенсивности эмиссионных линий не подтвердилось [620]. Анализ ультра-
фиолетовых линий СШ показал, что электронная (кинетическая) темпера-
тура оболочки звезды Те1 х 20000 — 25 000 К, т. е. ниже эффективной тем-
пературы фотосферы.
Как упоминалось, в ультрафиолетовых спектрах у2 Vel четко наблю-
даются эффекты, связанные с затмением. Впервые они были исследованы
в [1081], а затем более подробно в [1751]. В частности, интенсивность
эмиссионных линий CIV Х1550, СШ 12297, CIII XI909 и SilV XI400
особенно сильно падает вблизи фазы 0,5. Эти наблюдения интерпрети-
руются как частичное затмение звездного ветра звезды Вольфа —Райе
компонентом спектрального класса 08, что в свою очередь свидетельст-
вует в пользу существования сильного звездного ветра.
На присутствие оболочки с весьма интенсивным потоком вещества
наружу указывает радиоизлучение звезды. Сообщалось об обнаружении
излучения на частотах 5,0; 6,27; 8,87 ГГц [1393]. Это — излучение протя-
женной оболочки из ионизованного газа, обусловленное свободно-свобод-
ными переходами; градиент плотности в газе сравним с ожидаемым в
случае истечения вещества. Сводка оценок темпа потери массы при-
ведена в разд. 7.4; наиболее точные оценки заключены в пределах
3-10“5 — 10-10“5 SJIq/год. Эффективный радиус излучающей оболочки
превышает 1010 км, т. е. много больше как радиуса полости Роша для
звезды класса WC (6 107 км), так и радиуса орбиты звезды (2,4-10® км).
Следовательно, оболочка простирается далеко за пределы двойной.
Вторая по блеску звезда Вольфа — Райе — 6Mus (HR 4952, HD 113904,
mv = 5,69, WC6 + 09.51/B0 lab). На основании анализа спектра в оптиче-
ской области найдено [1086], очто амплитуды лучевых скоростей эмисси-
онных линий CIV 15801/12 А и СШ 15696 А равны 173 и 493 км/с
соответственно, причем изменения лучевой скорости линии СШ происходят
со сдвигом по фазе на Р/4. Этот факт интерпретируется градиентом
скоростей в истекающем веществе: большими скоростями («1500 км/с)
во внешних слоях (излучающих в линиях СШ) и меньшими («1200 км/с)
во внутренних слоях (излучающих в линиях CIV).
Изменения лучевой скорости компонента спектрального класса О едва
обнаружимы. Отсюда следует, что отношение масс компонентов очень
велико, если только не предположить, что система состоит из трех звезд:
наблюдаемой звезды подкласса WC6 (SOli «ll$01G); почти невидимого ком-
понента массой ЯН3, образующего со звездой Вольфа—Райе двойную
систему с наблюдаемым периодом 18,34d; наблюдаемой звезды класса
О9,5/В01аЬ массой расположенной относительно далеко от первых
двух. (Значение масс, приведенные в табл. XIV, найдены на основе дан-
ной модели и поэтому ненадежны.)
3.5. ЗВЕЗДЫ ТИПА Р CYG И ПРОФИЛИ ТИПА Р CYG
В видимой области спектра этих звезд есть одна или несколько спект-
ральных линий с особенностью, характерной для линий в спектре Р Cyg:
с коротковолновой стороны от почти не смещенного или немного сме-
Основные группы звезд высокой светимости
99
щенного в сторону больших длин волн эмиссионного компонента линии
располагается один или более абсорбционных компонентов. Эта особен-
ность объясняется наличием одной или нескольких расширяющихся обо-
лочек вокруг звезды. По спектральным характеристикам большинство
звезд типа Р Cyg можно отнести к классу Be, однако среди них есть
объекты, близкие к классу Ае. Некоторые приближаются по наблюдаемым
характеристикам к звездам класса Of или звездам Вольфа —Райе. Вряд
ли звезды типа Р Cyg составляют отдельную группу, по-видимому, целе-
сообразнее говорить о характеристиках Р Cyg или о феномене Р Cyg,
который может наблюдаться у звезд различных спектральных классов
(происхождение этого явления описано в разд. 3.2, см. рис. 27, а также
в разд. 6.2). Многие сверхгиганты ранних спектральных классов, факти-
чески все объекты, располагающиеся на диаграмме Герцшпрунга — Рес-
села вблизи верхнего конца главной последовательности, имеют в спектрах
(ультрафиолетовые) резонансные линии с профилями типа Р Cyg, что
указывает на бурное истечение вещества (об истечении вещества см. гл. 7).
Обзор данных по истечению опубликован в [1107]; описаны результаты
сканирования спектров примерно 80 горячих звезд в далекой ультрафио-
летовой области на спутнике «Коперник» (разрешение 50 км/с). Опубли-
кован [1432] каталог линий с профилями типа Р Cyg в спектрах многих
горячих звезд. Детальное описание профилей типа Р Cyg в спектрах
£ Oph (09 Ve) и £ Pup (О4е1) приведено в [1108], а описание профилей
резонансных линий OVI в спектрах звезд ранних спектральных классов —
в [1113]. Профили типа P-Cyg наблюдаются у резонансных линий
ионов с различной степенью ионизации в спектрах всех звезд класса
О и самых горячих сверхгигантов класса В. Абсорбционные компоненты
интенсивны, их смещения в коротковолновую сторону соответствуют
скоростям истечения от 1000 до 2000 км/с, а на краях профилей макси-
мальные скорости достигают 3000 км/с. У некоторых звезд линии низкого
возбуждения СШ и NIV также имеют профили типа Р Cyg. На первый
взгляд кажется странным, что интенсивность характеристик Р Cyg изменя-
ется обратно пропорционально скорости истечения [729], но это можно
понять качественно: чем сильнее потеря массы, тем выше концентрация
звездного ветра и тем ближе условия в области образования линий к
ЛТР. У звезд главной последовательности класса В, таких, как г Sco,
центры профилей линий не смещены, однако коротковолновые крылья
дублетов NV и SilV подавлены, что указывает на истечение вещества,
и в этом случае профили типа Р Cyg не наблюдаются. По ультрафио-
летовым спектрам, полученным со «Скайлэба», установлено [666], что
ясно выраженные профили типа Р Cyg у линий CIV и SilV — индикаторы
интенсивного истечения вещества — есть у всех звезд с Мь < — 8,4т. Таким
образом, наличие линий с профилями типа Р Cyg — общее свойство го-
рячих сверхгигантов класса В и звезд класса О. Можно попытаться в
соответствии с классической традицией дать определение группе звезд
типа Р Cyg: это «горячие звезды с неправильной переменностью, с
Довольно внезапными скачкообразными изменениями блеска, после кото-
рых блеск может весьма долго оставаться на новом уровне; для них также
100
Глава 3
Таблица XVII
Некоторые наиболее яркие звезды типа PCyg
Звезда m Спектральный класс
PCyg 3-6 Bleq; B0-B1 la; Blp
XOph 4,4-5,0 B3Vpe
AG Car 7,1-9,0 B5e—Ae*
HR Car 8,2-9,6 B2eq
ZCMa 8,8-11,2 Beq
TXCVn 9,5-11,8 Bl - B2eq**
• Теккерей [1540] классифицирует эту звезду как В01- Al leq.
'* Подробно описана в [986].
характерны широкие и обычно диффузные линии поглощения Н и Hell,
на которые налагаются более узкие эмиссионные линии с профилями,
имеющими центральное абсорбционное обращение». Тем самым будет
введен весьма плохо определенный тип звезд, наиболее яркие члены кото-
рого приведены в табл. XVII. Их видимая звездная величина может изме-
няться в широких пределах (несколько звездных величин) с характерным
временем несколько лет; они относятся в основном к ранним подклассам
В; им присущи не все характеристики сверхгигантов; часто наблюдается
несколько расширяющихся обособленных оболочек с сильно различаю-
щимися скоростями, возможно связанных с последовательностями наблю-
даемых вспышек (?). Вероятное уменьшение ширины спектральных линий,
образующихся во все более высоких слоях, возможно, указывает на то,
что с расстоянием от центра звезды уменьшается скорость вращения или
интенсивность турбулентности. Примером путаницы, которую порождает
введение такого типа звезд, может служить звезда у Cas класса Be, кото-
рую иногда относят к типу Р Cyg.
Оценки абсолютной звездной величины Mv звезды типа Р Cyg AG Car
заключены в пределах от —8,5 [1661] до — 7т [1540]. Опа окружена
кольцеобразной туманностью [1538, 1540] — источником радиоизлучения:
на частоте 5 ГГц поток Sv = (285 + 40) 10“ 29 Вт/(м2 • Гц) [1077]. На осно-
вании этих данных и анализа спектральных линий электронная концентра-
ция в туманности We=l,7-103 см“3, масса (0,18 + 0,04) SDIq [782] или
0,259Ло [1540], а электронная температура Ге( = 7,5-103— 10-103 К. Если
AG Саг теряет 10“4 —10“5 9Ло/год, как другие звезды типа Р Cyg (см.
разд. 7.4), то туманность могла сформироваться за 2-Ю3 —2-Ю4 лет
и достичь своих современных размеров, если средняя скорость расшире-
ния составляла 10—100 км/с. Эти значения вполне разумны, так что,
скорее всего, туманность выброшена звездой. Присутствие (возможно, вре-
менное?) в спектрах AG Саг и HR Саг запрещенных линий, например [Fell]
(см. [1661]), — еще одно указание на наличие расширяющихся оболочек,
вероятно сброшенных через неравные промежутки времени. Эта нерегу-
лярность истечения проявляется также в переменности смещенных в фио-
Основные группы звезд высокой светимости
101
летовую сторону компонентов профилей типа Р Cyg в спектре самой Р Cyg
[1662]. Звезда типа Р Cyg ТХ CVn имеет Mv % —3,7” и в ее спектре наблю-
даются системы компонентов линий, соответствующие скоростям расши-
рения гехр = —325, —140, —90 и —20 км/с; последнее значение относится
к фотосфере [986].
Все же окончательно не установлено, образуют ли звезды типа Р Cyg
физически однородную группу звезд. И почему одна близкая к неустой-
чивости звезда превращается в звезду Вольфа—Райе, а другая приобре-
тает особенности типа Р Cyg? Как звезды типа Р Cyg эволюционно
связаны со звездами Вольфа —Райе, звездами класса Of и такими объек-
тами, как г] Саг (см. разд. 6.17)?
Типичной звездой данной группы является Р Cyg (HD 193237; ВО —
Bl la или Bl eq). Ее открыл Блао 18 августа 1600 г. как новоподобный
объект. Видимая звездная величина возросла до 3"' и оставалась на
этом уровне в течение шести лет. С 1654 по 1659 г. было еще несколько
возрастаний блеска, но с тех пор т„ л 5”, и происходят неправильные
вариации блеска.
Абсолютная звездная величина Р Cyg определена де Гротом [404,
р. 270] (Mv = — 8,0m) и Хачингсом [727] М„= — 8,4”. Амбарцумян и др.
[22] определили ультрафиолетовый избыток цвета и нашли, что покрас-
нение звезды меньше, чем предполагалось. Этот результат, подтвержден-
ный в [739], приводит к оценке расстояния 1,8 + 0,7 кпс, что не про-
тиворечит оценке 1,2 кпс [115]. Согласно [22], Те = 1,7 104 + 0,3 -104 К,
однако Андерхилл определила Те и 0 методом Блекуэлла и Шоллиса и
нашла Те = 1,2-104 + 0,2-104 К. Мы примем Те = 1,4-104 К. Согласно
[22, 727], Mv = — 7,6 + 1,0”. Зная Те, можно определить ВС, откуда Мь =
= — 8,5т и L/Lq = 2,0-105. Отсюда по формуле (1.2.2) получаем R = 75RG.
Если принять SUi = 409Ло (исходя из положения звезды на диаграмме
Герцшпрунга — Рессела), то g = 200. (Де Грот [404] и Барлоу и Коэн [91]
оценивают радиус звезды в 50 и 90 Ro соответственно.)
Для интерпретации спектра важно разделить абсорбционный и эмис-
сионный компоненты профилей линий (рис. 32). В работе [404] содержится
подробный анализ спектра, проведено отождествление спектральных линий,
определены их интенсивности, оценены лучевые скорости. Анализ спект-
ральных линий показывает, что звезда имеет три обособленные оболочки,
в каждой из которых формируются по-разному смещенные линии погло-
щения. Две наиболее близкие системы линий не всегда удается разделить,
и возможно, что оболочки, в которых они образуются, также близки друг
к другу. Согласно [404], радиус звезды R «50R& радиусы первой и
второй оболочек 62 радиус третьей оболочки 160Ro.
Немного отличающиеся значения получаются, если принять радиус
звезды R = 75Rg (см. выше).
Скорости поглощающих частиц в оболочках определяются по абсорб-
ционным компонентам линий главным образом в ультрафиолетовой
области спектра, в которой наблюдаются в основном смещенные в
коротковолновую сторону линии однократно и двукратно ионизованных
металлов. Линии однократно ионизованных металлов указывают на ско-
102
Глава 3
Рис. 32. Профиль бальмеровской линии НЮ Х3797 в спектре Р Cyg [404]. Жирная
линия — наблюдаемый профиль линии, тонкие линии — предполагаемый вклад аб-
сорбционного и эмиссионного компонентов.
роста расширения, близкие к наблюдаемым по бальмеровским линиям:
от —210 до —250 км/с; они имеют еще и второй абсорбционный ком-
понент, соответствующий скорости —177 км/с. Линии двукратно ионизо-
ванных металлов дают, однако, — 80 км/с, указывая на падение иониза-
ционной температуры с удалением от звезды. Температура возбуждения
внешней оболочки равна 12 000 + 900 К [245].
Примечательно, что в ультрафиолетовой области спектра профили типа
Р Cyg наблюдаются только у весьма сильных резонансных линий низкого
возбуждения. Это указывает на довольно малые значения функций источ-
ников линий в оболочке.
У внешней оболочки наблюдается переменность с периодом 114 сут.
Эта периодичность заметна только в поведении третьего члена бальме-
ровской серии линий. Наблюдаемые изменения лучевой скорости, вероятно,
можно объяснить, приняв, что все три оболочки переменны с одним и
тем же периодом, но у двух внутренних оболочек амплитуда колебаний
мала и не всегда заметна. Возможно, что звуковые волны, проходящие
через протяженную атмосферу, вносят вклад в наблюдаемые изменения
лучевой скорости и интенсивности линий поглощения. Потеря массы
звездной Р Cyg рассматривается в разд. 7.4; «наилучшая» оценка —
2 • 10-5 ЯНо/год.
Короткопериодические колебания блеска Р Cyg исследованы в [815],
найдено, что у этой звезды есть характеристики звезд типа W UMa:
квазисинусоидальные колебания блеска, обусловленные движением тесной
двойной в общей оболочке; период колебаний блеска равен ОЛООб11. Эти
Основные группы звезд высокой светимости 103
результаты не были подтверждены (см. [404, р. 268] и гл. 8).
Звезда излучает в радиодиапазоне и имеет избыток инфракрасного
излучения, наблюдавшийся многими авторами. Построена суммарная кри-
вая зависимости потока излучения от частоты в области от 3 мкм до
10 см (рис. 33) по данным из пяти источников [91].
Определена эмпирическая зависимость между скоростью и расстоянием
в оболочке, а значит, зависимость между плотностью и расстоянием,
зная которую можно рассчитать теоретический спектр излучения (штриховая
кривая на рис. 33) и аппроксимировать наблюдения. Согласно [879],
бальмеровский спектр лучше всего объясняется, если скорость линейно
зависит от расстояния г (г) ос г, медленно возрастая с удалением от звезды
иначе, чем у звезд классов О и В. Этот результат подтвержден в [22],
где также отмечена низкая степень ионизации вещества в звездном ветре.
V, Гц
Рис. 33. Поток инфракрасного и радиоизлучения Р Cyg в зависимости от длины
волны [91]. Штриховая кривая — поток излучения, рассчитанный для оболочки
с определенной зависимостью скорости от расстояния, из которой происходит
истечение вещества —W./v^ = 5 10“ 8 2Ло/((год • км)/с).
104
Глава 3
Соотношение между скоростью звездного ветра и расстоянием до звезды
у Р Cyg очень сильно отличается от этого соотношения для гигантов и
сверхгигантов, находящихся в той же области диаграммы Герцшпрунга —
Рессела: у Р Cyg скорость вещества на большом расстоянии от звезды
va л 300 км/с, т. е. примерно в семь раз меньше, чем у сверхгигантов
ранних спектральных классов, а темп потери массы Р Cyg в 3—10 раз
больше, чем у сверхгигантов.
3.6. ЗВЕЗДЫ Ое, Be И ЗВЕЗДЫ С ОБОЛОЧКАМИ
Звезды этих трех групп — родственные объекты. Существование связи
между звездами Ое и Be показано в [543], а между звездами Be и
звездами с оболочками — в [730]. Опубликован превосходный обзор по
звездам Be [1416].
В спектрах звезд Ое «наблюдаются эмиссионные линии водорода, но
отсутствуют эмиссионные линии NIII 1X6434, 6440, 6441 или Hell Х4686.
В спектрах звезд Ое есть эмиссия в линии Hel 15876. Центр профиля
.эмиссионных линий примерно соответствует скорости фотосферы; часто
наблюдается самообращение в центре, создающее видимость двойной
эмиссионной линии» [344]. У некоторых звезд класса О эмиссия наблю-
дается только в линии На, но не видна в других бальмеровских ли-
ниях; примером могут служить HD 46056 [330] и £Oph [1147]. Такие
звезды относят к классу О(е).
Звезды Be открыл Секки в 1866 г., визуально обнаруживший эмиссион-
ную линию HP в спектре у Cas. В 1911 г. Кертис впервые классифи-
цировал звезды с эмиссионными линиями в спектрах. Современное обоз-
начение этих звезд принято в 1922 г. на заседании Комиссии № 29 МАС
(председатель Адамс), проходившем в Риме. Сначала к типу Be относили
все звезды спектрального класса В с эмиссионными линиями в спектрах.
В настоящее время к этому типу относят звезды класса В, у которых
в эмиссии наблюдаются только бальмеровские линии, как и в случае
звезд Ое. Часто в эмиссии наблюдается только линия На; такие звезды
можно было бы по аналогии со звездами О(е) обозначать В(е), но это
обозначение используется редко. Эмиссионных линий других элементов
в их спектрах нет. Большинство этих звезд принадлежит к классам свети-
мости V, IV (и III) [668]; среди них нет сверхгигантов.
Класс Ае определяется аналогично классам Ое и Be. Звезды этого
класса довольно редки, так что обозначение Ае используется нечасто.
Хорошо известный пример такой звезды — 14 Сот [443]. Не следует
путать звезды Ае с введенным Хербигом [671] классом Ае/Ве — звездами,
окруженными оболочками и не достигшими главной последовательности,
для которых характерно интенсивное истечение вещества (—9)1= 106 —
10“7 SJlg/ron) [565], на несколько порядков величины более интенсивное,
чем у звезд Be (примеры: LkHa 198, V380 Ori, R Mon).
Звезды с оболочками тесно связаны со звездами Be, и между ними
не всегда проводят четкое разграничение, часто их даже путают. Впервые
этот термин ввел Отто Струве для обозначения звезд с протяженными
Основные группы звезд высокой светимости
105
атмосферами. В настоящее время звездами с оболочками называются
объекты с отделившимися и относительно плотными оболочками. «Спект-
роскопически на наличие оболочки указывают узкие и необычно глубокие
линии поглощения Н, Не и ионов металлов Sill, Fell, Till. Обычные
эмиссионные линии часто усилены. Иногда линии поглощения, особенно
линии серии Бальмера, асимметричны и им соответствуют разные лучевые
скорости» [730]. Некоторые авторы (см., например, [141]) относят к этому
типу звезды, у которых наблюдается двойная эмиссионная линия На с
центральным поглощением. Этому определению следуют не все авторы;
в [1232], например, описаны спектры звезд Be, в которых линия На
имеет такую же особенность. Часто утверждают, что звезды с оболоч-
ками — это звезды Be, видимые с ребра, так что «плотные оболочки»
могут быть плоскими дисками, которые, когда луч зрения лежит в эква-
ториальной плоскости, имеют большую оптическую толщину.
В [654] различие между звездами спектрального класса В с оболочками
и звездами Be характеризуется следующим образом: у звезд с оболоч-
ками «в видимой области спектра наблюдаются линии поглощения, ко-
торых нет в спектрах обычных звезд Ве». Это определение противоречит
некоторым из приведенных выше.
Опубликован каталог [1667], в котором содержатся сведения более
чем о 5000 звезд ранних спектральных классов с эмиссионными линиями
в спектрах, а также список звезд [139] ранних спектральных классов с
оболочками, включающий звезды классов Of, О, В и А, в спектрах ко-
торых есть линии с профилями типа Р Cyg. Доля звезд с эмиссионными
линиями в спектрах уменьшается при переходе к поздним подклассам
О и В и составляет 14 % для звезд класса О [543], 11 % для звезд классов
ВО — ВЗ [1045], 9% для звезд В5, 3% для звезд В7 — В8, 1 % для звезд
В9 и 0,2% для звезд А2 [1518]. Отношение числа звезд Ве к числу
звезд класса В заметно меняется от скопления к скоплению [1038,
1365], что пока не нашло объяснения.
Различия в спектрах звезд классов О и Ое, В и Ве относятся только
к эмиссионным линиям водорода, причем к относительно сильным ли-
ниям, а непрерывные спектры в общих чертах совпадают [201]. Следо-
вательно, оболочки, в которых образуются эмиссионные линии, должны
быть, подобно солнечной хромосфере, оптически тонкими для излучения
в непрерывном спектре и непрозрачными для излучения в линиях. Звезды
Ое и Ве должны иметь протяженные, но не сферически симметричные
«хромосферы» в отличие от нормальных звезд классов О и В.
До настоящего времени ультрафиолетовые спектры высокого разреше-
ния были получены примерно для десятка звезд Ое и Ве, среди которых
Таи (В4Шр [655]), HD 102567 (Bl Vne), X Per (09.5 III-Vep) и у Cas
[626, 994]. В спектре у Cas наблюдаются оптически тонкие эмиссионные
линии Mgll, а сильные линии поглощения SilV вблизи XI400 имеют
эмиссионные пики в ядрах, что также указывает на «хромосферное» про-
исхождение эмиссионных линий. Не удается обнаружить заметных линий
NV вблизи XI240. Однако в спектрах 17 звезд Ве и звезд с оболочками
наблюдаются сильные линии поглощения Felll в области от 1120 до
106
Глава 3
1140 А [1434]; возникновение этих линий также явно связано с оболоч-
ками. Интересно, что в спектре у Cas линий поглощения Felll нет.
Найдено распределение энергии в непрерывных спектрах звезд Be [201,
1363, 1364]. Фотометрические наблюдения [514] показали, что почти у всех
звезд Be есть ультрафиолетовые избытки. В спектрах звезд Be ранних
классов бальмеровский скачок отсутствует. Иногда бальмеровский кон-
тинуум может даже проявляться в эмиссии, но у звезд, исследованных
в [201], это не наблюдается. Картина становится несколько яснее, если
учесть, что спектры звезд Be часто имеют два бальмеровских скачка [82],
образование одного из которых связано со звездой, а другого — с обо-
лочкой, причем последний может наблюдаться как в эмиссии, так и в
поглощении. Различить эти два скачка можно только путем очень точ-
ной спектрофотометрии. Среди звезд Be промежуточных и поздних под-
классов есть несколько объектов с бальмеровскими скачками больше нор-
мального. По-видимому, аномалия бальмеровского скачка коррелирует с
эквивалентной шириной линии На и явно связана с наличием оболочки.
У некоторых звезд Be наблюдаются также эмиссионные линии серии
Пашена. Непрерывное излучение таких звезд имеет инфракрасный избыток
по сравнению со звездами, у которых линии серии Пашена наблюдаются
в поглощении [200] (см. также обзор [1363]). Несколько первых эмис-
сионных линий серии Бальмера сильнее остальных. Приведенные факты
указывают на то, что звезды, в спектрах которых есть эмиссионные
линии серии Пашена, имеют более мощные оболочки. В таких оболоч-
ках излучение электронов при свободно-свободных переходах в кулоновских
полях ионов приводит к появлению избыточного инфракрасного излучения,
интенсивность которого возрастает с длиной волны. В спектрах некоторых
звезд с линиями серии Пашена первые члены серии нейтрального гелия
(синглеты и триплеты) также наблюдаются в эмиссии, а профили осталь-
ных линий серии хотя и наблюдаются в поглощении, но кажутся за-
литыми эмиссией. Примерно у 20% звезд ранних спектральных классов
с эмиссионными линиями в спектрах и у 15 % звезд Be наблюдается
инфракрасное излучение Call [1240].
Не у всех звезд эмиссионные линии присутствуют в спектрах постоян-
но. В выборке из 28 достаточно ярких звезд главной последователь-
ности спектрального класса О, более поздних, чем 07.5, у четырех, т. е.
у 14%, в течение некоторого времени наблюдались линии, характерные
для звезд Ое [593]. В спектрах двух из них время от времени появля-
лись линии На, и эти звезды следует отнести к классу О(е), а две другие:
X Per и HD 45314 — типичные звезды Ое.
У звезд класса В в спектрах 20 % звезд классов Bl — В5 временами
наблюдаются эмиссионные линии [1000].
Строение фотосфер лучше всего исследовать по непрерывным спектрам
и слабым линиям поглощения, а значения 1g д определять по крыльям
бальмеровских линий. Согласно [1218], у звезд Be <lgg> = 3,7, а у звезд
с оболочками <lgg) = 3,35, эффективные температуры, по-видимому, не от-
личаются существенно от Те звезд главной последовательности тех же
спектральных классов. Для звезды £ Тан (В4Шр) данные наблюдений
Основные группы звезд высокой светимости
107
хорошо согласуются с Те = 27 500 К и lg g = 4,0 [655]. Для звезды 27 СМа
(B3IVe) по данным спектроскопических наблюдений в области от 0,14 до
4,7 мкм найдены Те = 20000 К и 1g д — 3,8 [381].
Для определения этих параметров важно, обращена ли звезда к наблю-
дателю полюсом или экватором. Быстро вращающиеся звезды, а к ним,
по-видимому, относятся звезды Be, сплюснуты у полюсов. Теория враща-
ющихся звезд показывает, что поток излучения изменяется вдоль уровен-
ных поверхностей пропорционально д, поэтому температура поверхности
у полюсов выше, чем у экватора. Поскольку поток излучения в ультра-
фиолетовой области зависит от Т сильнее, чем в видимой области,
быстро вращающаяся звезда раннего спектрального класса, обращенная
к наблюдателю полюсом, должна иметь заметный избыток ультрафиоле-
тового излучения по сравнению с такой же звездой, если луч зрения ле-
жит в плоскости экватора. Есть указания [840] на этот эффект у
t Her и £ Cas, которые, вероятно, являются звездами Be, обращенными
к нам полюсом. Согласно [1220], у обращенных к нам полюсам звезд
и Cyg (B2Ve) и pCen (B2IVe) 7^ = 24000 и 20 500 К и 1g д = 3,8 и 3,7
соответственно.
Предлагались различные модели оболочки. Все данные наблюдений
указывают на то, что оболочка должна располагаться в основном в
экваториальной плоскости и иметь либо форму диска, как предположил
Струве (рис. 34, а), либо форму эксцентрического эллиптического кольца,
как предположили Мак-Лафлин и Хуанг (рис. 34,6). Еще одна возмож-
ность — гипотеза двойной звезды. С помощью наблюдений нелегко раз-
личить диск и кольцо. Разработана модель эллиптического кольца [864,
865], способная объяснить наблюдаемые особенности спектров, такие, как
профили линий, изменения отношений интенсивностей синих (К) и красных
(R) компонентов эмиссионных линий (вследствие движения периастра коль-
ца), образование абсорбционных ядер линий и «оболочечных линий», ко-
торые наблюдаются, если наклонение кольца к лучу зрения близко к 90°.
Для образования эмиссионных линий минимальная концентрация электро-
нов в диске должна составлять ие « 1011 см-3. Однако те же соображе-
Рис. 34. а — классическая мо-
дель звезды Be по Струве:
быстровращающаяся звезда
(которая должна быть силь-
но сплюснута) с оболочкой,
расположенной в экватори-
альной плоскости, б — мо-
дель эллиптического кольца,
предложенная Мак-Лафли-
ном и Хуангом.
108
Глава 3
ния (кроме изменений V— R) верны и в случае экваториального диска.
Проблемы, связанные с устойчивостью эллиптического кольца, возможно,
заставят предпочесть более классическую модель диска. Инфракрасный
континуум звезд с оболочками дает дополнительную информацию; поток
излучения в ближней инфракрасной области падает медленно с увеличе-
нием X, однако часто заметно более резкое падение при X > 10 мкм.
Найден избыток излучения в ближней инфракрасной области (X < 10 мкм),
обусловленный связанно-свободными и особенно свободно-свободными
переходами атомов водорода в оболочке из горячего газа Н+ с пех
лЗ-1011-61011 см-3 [575, 1356, 1792].
Более крутое уменьшение потока при X > 10 мкм можно объяснить,
приняв, что концентрация частиц в околозвездном диске довольно быстро
уменьшается с расстоянием: обычно исог’’, где 2 < а < 3 [253, 639].
Поляризация излучения в континууме, достигающая »2% [119]
(см. [370, 787]), и увеличение степени поляризации с uesini [1033, 1032]
свидетельствуют в пользу модели осесимметричного сплюснутого лиска;
примером может служить звезда р Car (В4 Ve). Характер зависимости
поляризации от длины волны и описанное выше обрезание потока ин-
фракрасного излучения связаны с распределением электронной концентра-
ции в оболочке и наклоном плоскости диска к лучу зрения [639]. Оче-
видно, что если диск виден с ребра, то степень поляризации максимальна;
если он обращен к нам плоскостью, то поляризация не наблюдается.
Линейная поляризация излучения зарегистрирована примерно у половины
звезд Be [1238]. Собственная поляризация резко уменьшается за бальме-
ровским скачком; не столь сильное ее уменьшение происходит за пределом
серии Пашена. Этот факт согласуется с предположением, что поляриза-
ция связана с рассеянием излучения в сплюснутой оболочке или в диске.
Количественный анализ показывает, что пе в оболочке увеличивается
по направлению к звезде. Согласованная модель, которая описывает одно-
временно избыток инфракрасного излучения (обусловленный наличием
оболочки) и зависимость степени поляризации от X (связанную с толщи-
ной оболочки), получается при Tshcll » 11000 К и 2 -1011 < пе < 4-1012 см-3
[757]. Для сравнения по данным измерений поляризации континуума
Пр « 3-1011 — 5-101' см-3 [1032]. С удовлетворением можно отметить,
что подобные же результаты были найдены по эмиссионным линиям
[370, 655, 699, 1219]: W104 К и 1011 < и., (shell) <; 1012 см 3; однако
наблюдаются значительные отклонения от этих средних знчений. Описан
объект MWC 342 (ВЗеШ), у которого в оболочке ие%51010 см-3
[202]. На основании анализа линий Fell и Felll, расположенных в ультра-
фиолетовой области вблизи XI130, найдено, что лучевая концентрация
атомов водорода в оболочке ~1О20 см’2. Линии смещены в коротко-
волновую сторону, что указывает на движение вещества в оболочке от
звезды. Степень ионизации возрастает с увеличением скорости звездного
ветра [1434]. Оценки радиусов оболочек заключены в пределах от 2 до
10 R*, среднее значение 5 R*, однако в [834] дается Rsheii/R*®25.
Ценную информацию можно извлечь из анализа поляризации излуче-
ния в спектральных линиях, таких, как На [1235] или Нр [1032]. Как
Основные группы звезд высокой светимости
109
правило, степень поляризации уменьшается к центру линии, но имеет в
центре локальный максимум, обусловленный оболочкой. Изменения по-
зиционного угла плоскости поляризации с расстоянием от центра линии
могут дать информацию о направлении вращения. Подробная теория этих
эффектов еще не разработана.
Некоторые звезды Be и звезды с оболочками имеют околозвездные
оболочки, простирающиеся за пределы оболочек, излучающих в бальме-
ровских линиях. Самые слабые из них обнаруживаются по инфракрасному
избытку и поляризации излучения звезды. Например, 27 СМа (ВЗIV) имеет
такую оболочку с Tei = 14000 К и пе < 6 1011 см-3 [381]. Существование
более мощных оболочек выдает не только инфракрасный избыток, но
и радиоизлучение. Описано радиоизлучение MWC349 (Вер), MWC957 (Be)
и еще нескольких объектов, радиоспектры которых, по-видимому, обуслов-
лены оболочками, оптически толстыми для радиоволн [1263]. В некоторых
случаях околозвездные оболочки видны даже на фотографиях. Не все
исследователи отнесли бы такие объекты к классу Be; иногда их относят
к планетарным туманностям.
Примерно 10 % звезд Be и большинство звезд Ае окружены пылевыми
оболочками (разд. 6.15). Переменность звезды Ае HR 5999 обусловлена
изменениями в пылевой оболочке [1557].
Примерно у 3/4 всех звезд Be наблюдается фотометрическая перемен-
ность с различными характерными временами [514].
Долгопериодическая переменность звезд Be, возможно, вызвана выбро-
сом оболочки или протекающими в ней нестационарными процессами.
Изменения параметров оболочки отчасти проявляются в изменениях пара-
метров излучения в континууме, как в случае л Aqr (Bl Ve), у которой
звездные величины U, В и Ив 1957 — 1975 гг. постепенно возрастали [1153],
причем показатель цвета В — V увеличивался, a U — В уменьшался. Сле-
довательно, возрастание светимости происходило в основном в ближней
ультрафиолетовой и красной областях спектра. Линия На также очень
чувствительна к процессам в оболочке. В работе [1417] прослежены из-
менения профилей линий На в спектрах 35 звезд Be в течение двух
лет и найдены четко выраженные и часто очень резкие изменения с пе-
риодом от двух месяцев до года.
В течение 1968 — 1977 гг. наблюдались долгопериодические изменения
цвета и спектра звезды с оболочкой 88 Her. В 1968 г. показатели цвета
звезды были близки к показателям, характерным для звезды класса B8V;
к 1974 г. они приняли значения, характерные для звезд класса B6V, а к
1977 г. — значения, присущие звездам В7 V [634]. Подобные же изменения
претерпели характеристики звезды о And. В июле 1975 г. она сбросила
новую оболочку [172], после этого в течение нескольких лет наблюда-
лись вариации блеска, амплитуда которых постепенно уменьшалась, а сам
блеск упал до исходного значения [611].
Интересный и хорошо известный пример звезды с долгопериодическими
изменениями линейчатого спектра —это Плейона (HD 23862; В8 IV — Ve),
спектр оболочки которой постепенно изменялся начиная с 1972 г. Наблю-
дения указывают на то, что в этот период началась новая стадия в
по
Глава 3
Рис. 35. а — профили линии На в спектре Плейоны в 1969 — 1975 гг. [689, 690].
Штриховая линия — предполагаемый профиль фотосферной линии, уширенный
вращением с Le<1 sin i — 340 км/с. б — вариации концентрации электронов в оболочке
Плейоны пе и массы оболочки 9Jishell. Слой 1 — наиболее плотная экваториальная
часть оболочки, слой 2 — более разреженная часть оболочки, расположенная на
некотором расстоянии от экваториальной плоскости. Кривая 27 декабря 1969 г.-
профиль до выброса оболочки.
эволюции оболочки, которая характеризуется возрастанием эмиссионных
эквивалентных ширин первых членов серии Бальмера, особенно линии На,
а также линий металлов (рис. 35, а). Результаты наблюдений интерпретиру-
ются [689, 690] образованием оболочки с концентрацией электронов, на-
ибольшей в плоскости экватора (~1011 см 3) и постепенно падающей
по мере удаления в обе стороны от нее (в среднем «5-1010 см-3).
Масса оболочки возросла от 10-119Dio в 1973—1974 гг. до 1,4- 10-109Ио
в 1976 г. (рис. 35,6). Постепенно образовавшийся широкий абсорбцион-
ный компонент в профиле линии К Call интерпретируется как результат
поглощения в быстровращающейся более удаленной от звезды эквато-
риальной части оболочки (гго1ss 430 км/с).
Изменения с более коротким характерным временем порядка суток также
наблюдаются, но они выражены слабее, чем долгопериодические. Изме-
нения степени линейной поляризации излучения А. Сер (Ое) с характерным
временем порядка суток [652] указывают на наличие протяженной асим-
метричной атмосферы или оболочки и могут быть вызваны изменениями
Основные группы звезд высокой светимости
111
скорости и плотности истекающего вещества. Звездная величина V звезды
HD 88661 (В2ре) претерпевает неправильные изменения с амплитудой 0,1”
и с характерным временем порядка нескольких суток [358, 1481]. Интен-
сивность и положение ядер ультрафиолетовых эмиссионных линий в спект-
ре у Cas изменяются с «периодом» от месяцев до нескольких лет [994].
У звезды HD 174237 (СХ Dra) класса В4е наблюдаются изменения лучевой
скорости линий гелия с полной амплитудой 70 км/с и периодом 6,698d
[854].
Сообщалось о наблюдениях быстрых изменений профилей линий,
однако при их истолковании необходима осторожность. Несомненно, что
часть «неправильных изменений», упоминаемых в литературе, это по-
просту сверхоптимистическая интерпретация фотонного шума или неод-
нородности фотоэмульсии! Описаны [730, 747] превосходные наблюдения
профиля линии На в спектре у Cas с высоким разрешением, которые
свидетельствуют о малых неправильных изменениях с характерными вре-
менами от часа до минуты. Амплитуда изменений — от более чем 25 %
до нижнего предела обнаружимости, равного 2 — 3 %. Сообщалось [73, 74]
об изменениях эквивалентной ширины линии На в спектрах £ Таи, a Col,
РР Саг и 8 Сеп. Амплитуда изменений составляет всего несколько про-
центов и едва превосходит предел точности наблюдений, а характерное
время — от 1 до 3 мин. Есть сведения о быстрых вариациях профилей
линий Н[3, Ну, Н8 у о And, у Cas, % Oph с характерным временем
несколько минут [440]. Однако в [440] не указана фотометрическая точ-
ность наблюдений, и значимость этих данных менее ясна, чем в случаях,
описанных выше. Изменения степени поляризации (~0,1 —0,15%) излуче-
ния у Cas в континууме с характерным временем несколько часов свя-
зывают с неоднородностью вращающейся околозвездной оболочки [1228].
Следующий важный вопрос связан с происхождением оболочки. Обус-
ловлено ' ли оно быстрым вращением или же двойственностью звезд?
Переменность многих звезд Ое или Ве может свидетельствовать об их
двойственности, однако до сих пор доказана двойственность лишь не-
скольких из них. В [1239] описаны двойные системы 17 Lep (В9 Ve +
+ М2 III), АХ Mon (В0.5е + К2II), HD 218393 (ВЗе + КНП) и HR 894
(HD 18552) (B8eV + gG9:), а в [633, 730] упоминается девять затменных
двойных Ве. В [633] выдвинута гипотеза, что все звезды Ве — двойные,
однако это еще далеко не доказано, и фотометрическое и спектроско-
пическое обнаружение двойственности, по-видимому, очень затруднительно.
Скорее образование оболочек обусловлено вращением и, следовательно,
связано с потерей массы. В работе [1415] продемонстрирована корреляция
между ширинами бальмеровских эмиссионных линий и скоростью вра-
щения для 46 звезд Ве, что свидетельствует в пользу последней гипо-
тезы. Наблюдаемые скорости вращения близки к вычисленным критическим
экваториальным скоростям для звезд главной последовательности, но в
среднем они меньше (рис. 36). Расхождение можно устранить, если пред-
положить, что типичная звезда Ве не находится на главной последова-
тельности, а уже слегка проэволюционировала к стадии субгиганта или
гиганта. На это указывают и низкие ускорения силы тяжести на поверх-
112
Глава 3
Рис. 36. Сравнение наибольших наблюдаемых скоростей вращения звезд Be
спектральных классов 09,5 —В9 (точки) с вычисленными для звезд главной после-
довательности тех же классов критическими экваториальными скоростями (при
которых центробежная сила на экваторе равна силе гравитационного притяжения)
[1415].
ности звезд с оболочками (рис. 17). По-видимому, можно' принять, что
гипотеза о вращении верна. Гипотезу, согласно которой возникновение
оболочки обусловлено истечением вещества, подтверждает также обнару-
жение профилей типа Р Cyg у линий в ультрафиолетовой области спектров
звезд Be [654], где наблюдаются скорости от 120 до 900 км/с. Найден-
ные в [656] у Q Таи различия между значениями v sin г, определенными
по результатам наблюдений в визуальной и ультрафиолетовой областях
спектра (300 и 100—150 км/с соответственно), несомненно обусловлены
эффектом дифференциального потемнения диска звезды к краю
(разд. 2.10).
На основе наблюдений звезд Be и В главной последовательности в
ультрафиолетовой области спектра, проведенных со спутника «Коперник»,
найдена [1415] корреляция между потерей массы (на которую указывает
асимметрия спектральных линий), проекцией скорости вращения на луч
зрения и наличием эмиссионных линий. Эта корреляция указывает, что
внешние оболочки, излучающие в эмиссионных линиях, образуются бла-
годаря звездному ветру у объектов с эффективным ускорением силы тя-
жести на экваторе, сильно пониженным из-за вращения. Было показано
[910], что практически каждая звезда спектрального класса В класса све-
тимости IV или V с Мь < — 6т, которая обладает хромосферным («теп-
лым») звездным ветром, излучающим в линии SilV, является звездой Be
или звездой с оболочкой. Поскольку наличие характеристик, позволяю-
щих отнести звезду к классу Be, может быть связано с вращением, на-
личие хромосферы также следует связать с вращением.
Основные группы звезд высокой светимости
113
Первые попытки подвести количественную основу под теорию обра-
зования оболочек звезд Be были предприняты Хуангом [701], который,
исходя из наблюдаемой переменности многих параметров оболочек, пред-
положил, что выброс вещества звездами Be имеет спорадический харак-
тер. В образующемся в результате выброса диске, расположенном в
экваториальной плоскости, происходит перераспределение момента коли-
чества движения и скоростей частиц (их «термализация»), а также дис-
сипация кинетической энергии. Частицы с малым моментом количества
движения и малыми скоростями выпадают на звезду, частицы с малым
моментом и большими скоростями ускользают из диска, а остальные
образуют вращающееся кольцо. Наблюдаемые быстрые изменения про-
филей эмиссионных линий свидетельствуют о неоднородности кольца.
Исчезновение эмиссионных компонентов линий означает, что кольцо на
некоторое время разрушается. Эта модель поддерживается и несколько
модифицирована в [994]. Результаты наблюдений эмиссионных пиков в
профилях ультрафиолетовых линий в спектре у Cas привели к предполо-
жению, что вследствие диссипации энергии турбулентных движений в
звездном ветре, вызванных вращением, у звезды образуется корона, пре-
имущественно в высокоширотных областях, где концентрация звездного
ветра меньше. В экваториальных областях скорость звездного ветра на
большом расстоянии от звезды должна быть низкой, следовательно,
плотность вещества — высокой; это и приводит к образованию «эквато-
риальной оболочки». Однако истечение вещества, по-видимому, происходит
со всей поверхности звезды.
Сделана попытка [1092] составить сводку «характерных параметров»
центрального объекта и диска типичной звезды Be. Эта сводка может
быть полезной при построении полуколичественной модели звезд
(табл. XVIII). Из этих данных болометрическая звездная величина звезд
Be равна Мь — —6,5”.
В качестве типичной звезды Be рассмотрим у Cas (HD 5394 =
= HR 264). В настоящее время эта звезда имеет mv = 2,6, однако она
переменна и спектроскопически, и фотометрически (wit, изменяется от 1,4
до Зт). В середине 1930-х годов видимый блеск звезды возрос до 1,4т
и наблюдались существенные изменения параметров спектральных линий,
связанных с оболочкой. Слабый переменный (Р < Iй) источник рентгенов-
ского излучения был обнаружен всего в 10" от звезды [774, 999] (по-
Таблица XVIII
Характерные параметры центрального объекта и диска
типичной звезды Be |1092|
Масса звезды IOSOIq
Экваториальный радиус звезды ЮР©
Температура поверхности 25000 К
Скорость вращения на экваторе 340 км/с
Температура диска 10000 К
Средняя плотность диска 10“12 г/см3
8-Ю92
114
Глава 3
грешность определения его координат % Г). Лучевая скорость, определен-
ная по линиям в видимой области спектра, постоянна, никакой четкой
периодичности в интервале 2,5d Р < ’4000d не обнаружено. Однако на-
блюдения эмиссионных пиков ультрафиолетовых линий Mgll и SilV об-
наруживают переменность отношения интенсивностей синих и красных
компонентов V/R. Отсюда был сделан вывод [994], что у у Cas есть
спутник — нейтронная звезда (9Л а 19)1О), период обращения которой
около четырех лет. Итак? у Cas, вероятнее всего, двойная звезда.
У нее есть также видимый спутник, ADS 782В, расположенный на рас-
стоянии % 2,2" и примерно на 8”‘ более слабый. Расстояние до у Cas
250 пс, следовательно, М„ = — 4,1т, Мь= — 6,85'" и видимый спутник уда-
лен от у Cas примерно на 105 RQ [991].
Обычно у Cas относят к классу В0.5 (или ВО) IVe, иногда — к классу
ВОр. Согласно [1235 - 1237], 931 = 179ЛО, R = 10 R& Те = 25000 К, Igg = 3,5.
Обзор долгопериодических изменений спектра и блеска до 1942 г.,
по данным Струве и Мак-Лафлина, опубликован в [1046]. Впоследствии
долгопериодические вариации блеска обсуждались в [76, 478, 479, 833].
В нескольких работах [73, 74, 440, 730 (fig, 1, 5), 747, 994] сообщалось
о короткопериодических (с характерными временами от месяцев до минут)
изменениях профилей бальмеровских линий, однако эти данные не под-
твердились [1418] (см. выше).
Для спектра звезды характерно почти полное отсутствие узких линий.
Профили линий — первых членов серии Бальмера имеют двойные пики;
эти линии наблюдаются в эмиссии, так же как и бальмеровский скачок.
Обзор наблюдений у Cas в ультрафиолетовой области спектра опубли-
кован в [1434]. Линии поглощения уширены вращением. Согласно [1415],
скорость вращения фотосферы veq sin i = 230 км/с, согласно [993], veq sin i =
= 300 км/с, а согласно [1236, 1237], veqsini = 57O км/с. Из сравнения
ширин линий в ультрафиолетовой и видимой областях спектра veq =
= 420 км/с и i = 47° [745].
На истечение вещества указывают профили типа Р Cyg дублета CIV:
абсорбционный компонент обеих линий смещен в коротковолновую сто-
рону на —450 км/с по лучевой скорости [993]. Исследование этих и
других ультрафиолетовых резонансных линий дает оценку скорости потери
массы 7- 10-9ЭДс/год [626]. Зарегистрирована внезапная вспышка с хао-
тическими вариациями излучения звезды в линии На и ультрафиолето-
вых линиях SilV и Mgll, которая продолжалась около часа [1418].
Модель оболочки звезды предложил Струве в 1931 г. [1503], а затем
она была уточнена и развита количественно. Наиболее важные работы
в этом направлении — [722, 949, 994, 1028, 1356]. В модели предпола-
гается, что из звезды, скорость вращения которой близка к критической,
истекает газ, который ускоряется под действием давления излучения и
образует оболочку или кольцо. Плотность вещества максимальна в эква-
ториальной плоскости, а по мере удаления от нее оболочка приобретает
характеристики короны. В предположении, что наблюдаемое рентгеновское
излучение звезды обусловлено оболочкой, в ней должно быть пе < 1011 см ~ 3,
а Т>2-107 К [991]. На основании данных спектрофотометрии в близ-
Основные группы звезд высокой светимости 115
Рис. 37. Позиционный угол ф плоскости преимущественных колебаний электри-
ческого вектора, степень поляризации излучения р и профиль F/Fc линии На
в спектре у Cas [1235]. Зачерненные кружки — результаты одного сеанса сканиро-
вания 1 октября 1976 г. Кружки — усредненные результаты семи сеансов скани-
рования, проведенных между 24 октября 1974 г. и 1 октября 1976 г., кривая на
нижнем рисунке — профиль линии, полученный I октября 1976 г.
кой инфракрасной области (1—4 мкм, спектральное разрешение примерно
2%) найдено [1356], что избыток инфракрасного излучения обусловлен
в основном связанно-свободными и свободно-свободными переходами
атомов водорода в диске, имеющем следующие параметры: Те1« 18 000 К,
т(1 мкм) л 0,5, пе к 1012 см-3, радиус »2 107 км. В [1236] получены
несколько большие значения: Те, = 20000 К, пн = 3-1013 см-3, а протяжен-
ность оболочки-до 50-250 R, (3,5 • 108-2 109 км).
Данные о форме экваториального диска можно извлечь из того факта,
что излучение у Cas линейно поляризовано в континууме и в линии
На, причем степень поляризации уменьшается по мере приближения к
Центру профиля, а позиционный угол плоскости поляризации асимметрично
изменяется вдоль профиля (рис. 37). В [1235] эти особенности интерпре-
тируются наличием у звезды дискообразной оболочки (что объясняет воз-
8*
116
Глава 3
никновение поляризации), наклоненной под углом 47° к лучу зрения и
вращающейся по часовой стрелке для земного наблюдателя (как это сле-
дует из направления вращения позиционного угла плоскости поляризации).
Короткопериодические изменения поляризации излучения в континууме,
вероятно, обусловлены неоднородностями во вращающемся диске [1228].
О поляризации излучения см. также в разд. 2.11.
3.7. ЗВЕЗДЫ CNO (ИЛИ OBCN)
Хотя эти звезды не выделяются в особую группу в строгом смысле
слова, полезно упомянуть о них, поскольку они могут иметь важное зна-
чение для теории эволюции. Эта группа звезд была открыта в 1967 г.
при классификации звезд спектральных классов О и В [769], и в 1974 г.
опубликован список из примерно 30 таких звезд [770]. Другой список
опубликован в [1679]. Краткий обзор, посвященный этим звездам, сделан
в [98], а в [1681] предложено разделить звезды CNO на два подкласса:
OBN и ОВС. Все они принадлежат к населению I, и для них харак-
терны только аномалии интенсивностей линий С, N и (или) О. Усиление
i линий N (аномалия типа N) обычно коррелирует с ослаблением линий
5 С (аномалия типа С), и наоборот [1669, 1672]. Таким образом, сущест-
вует аналогия с разделением на азотную и углеродную последовательности
звезд Вольфа — Райе, однако Яшеки подвергают эту аналогию сомнению.
Аномалия типа С, по-видимому, наблюдается в основном у звезд глав-
ной последовательности. По меньшей мере половина, а возможно, и все
звезды типа OB-N являются спектрально-двойными, а среди звезд типа
ОВ-С нет спектрально-двойных [166]. У многих звезд CNO наблюдается
переменность спектра и лучевых скоростей, вращаются они медленно.
Аномалии содержаний элементов довольно скромные: количественный
спектрохимический анализ не показывает отклонений от нормальных со-
держаний больше чем в 5 —10 раз, однако разброс значений весьма велик.
Относительные содержания элементов определены у сверхгигантов
HD 96248 (Bl lab) [453, 455], о2 СМа (В31а) [1639], HD 96159 и HD 96214
[455]. У HD 96248, HD 96159 и HD 96214 содержание азота понижено
примерно в 6 раз. Гипергигант HD 269896 (09.7 Ia+, Mv = — 8,lm), как сле-
дует из особенностей его спектра, напротив, имеет повышенное содержа-
ние N и дефицит С [751], однако количественно содержание элементов
у этой звезды не исследовалось. Согласно [1683], она относится к классу ON.
В [1681] отмечалось, что у всех сверхгигантов спектральных классов
09.5 — В0.7 в Поясе Ориона и в скоплении NGC6231 (ядре ассоциации
Скорпион ОВ1) содержание азота систематически ниже, чем у нормаль-
ных сверхгигантов тех же спектральных классов.
Аномалии содержаний элементов в звездах CNO, вероятно, связаны
с тем, что на поздних стадиях эволюции богатое С, N и (или) О ве-
щество недр звезды может перемешиваться с веществом внешних слоев.
Если одновременно самые внешние слои оболочки теряются из-за интен-
сивного звездного ветра, то зоны с изменившимся химическим составом
перемещаются ближе к поверхности. Вряд ли эти аномалии отражают
Основные группы звезд высокой светимости
117
состав первичного вещества, из которого образовались звезды, поскольку
несколько звезд OBCN входят в группы, другие члены которых не имеют
аномалий. Отмечалось [61], что относительно высокие содержания С и
(или) N могут встречаться и у звезд населения II: у звезд горизонтальной
ветви поздних подклассов В в шаровом скоплении М 92 наблюдаемый
бальмеровский скачок можно объяснить, только если принять, что отно-
шение (С, N)/H в ~ 103 раз превышает среднее по скоплению. Предлагаемое
объяснение этого явления состоит в том, что оболочки этих звезд обо-
гащены С и N в результате перемешивания с веществом ядра на стадии
горения гелия.
Скорее примером, чем типичным представителем звезд CNO населения
I, является звезда о2 СМа (В31а) Мь= — 8,9т [1639]. Путем анализа с
помощью моделей атмосфер [1639] найдены Те яг 20 000 К и lg g =2,5;
оценка массы звезды на основании моделей ЭЛ = 22 9JlQ [1475, 1639]
(табл. IX). Отклонения содержания С, N, О по сравнению со звездами типа
Солнца в логарифмической шкале равны [98]: [С] л —1,1, [N] яг —0,3,
[О] х —0,8. Обратите внимание на то, что все значения отрицательны;
до сих пор нет объяснения этих отклонений содержаний от солнечных
в меньшую сторону.
3.8. СВЕРХСВЕРХГИГАНТ Ы (ГИПЕРГИГАНТЫ)
Представление об этом классе объектов, которые мы иногда будем
сокращенно обозначать как S — SG, а называть, следуя ван Гендерену,
гипергигантами, было введено Фиетом и Теккереем [507] (см. разд. 2.1).
Следует отметить (см. рис. 2), что гипергиганты не являются звездами
самой высокой светимости, светимость звезд класса Of выше! Впервые
звезды этого типа были открыты в Магеллановых Облаках, и в фунда-
ментальной работе [508, table II] приводится список из десятка гипер-
гигантов преимущественно спектральных классов В и А и еще четырех
экстремально ярких звезд более поздних спектральных классов. Кроме
того, гипергигантом является звезда раннего спектрального класса из
Большого Магелланова Облака HD 269896 (09.71а), М„ = —8,Г” [751, 1683].
Ярчайшая звезда Малого Магелланова Облака HD7583 (А01а+), Mv =
= —9,3m [1773], также является гипергигантом.
По меньшей мере семь гипергигантов известно в Галактике: р Cas
(F8Ia+) [1347], Sco (B1.5Ia+) [1484], HR 4337 (G0Ia+) [713],
HD 217476 = HR 8752 (GO - G5 Ia+) [635, 898, 962, 1348, 1424], HD 119796 =
= HR 5171 (G8Ia+), Mb = -9,75" [713, 1706], HD 160529 (A2Ia+) [1777]
и HD 80077 (B2Ia+e), Mbx —11,5'” [1085]. Очевидно, что в силу отно-
сительной близости эти звезды легче исследовать спектроскопически, чем
звезды Магеллановых Облаков. В спектрах всех гипергигантов имеются
признаки неустойчивости, связанной с высокой светимостью. Так, р Cas
меняет блеск и спектральный класс, происходит сильное истечение ве-
щества из нее [1347] и есть околозвездная оболочка [116]. У других
звезд, например HD 217476 и HD 119796, переменны спектральные линии
118
Глава 3
[1424, 1706]. В спектре звезды HD 217476 есть небулярные линии [Nil],
что указывает на существование оболочки, кинетическая температура в
которой выше, чем в фотосфере звезды, причем эта оболочка, по-видимому,
переменна. Линия На имеет профиль типа Р Cyg. Более подробно о пере-
менности гипергигантов см. в гл. 8.
Почти классический пример гипергиганта — звезда р Cas (HD 224014,
F8Ia+). Входит ли эта звезда в ассоциацию IV Cas, окончательно не
установлено [898]. Расстояние до нее определялось различными методами,
и получены оценки абсолютных величин М„ = —8,4" и Мь - —8,5" [1347].
При Те = 5000 К радиус звезды должен быть равен 600 Re. С помощью
эволюционных треков для сверхгигантов оценена масса ~ 25911G [1347],
отсюда д = 1,4 см/с2. Спектральный класс сильно изменяется: до 1930 г.
звезду относили к классу К, но в 1943 г. ее отнесли к классу F8Ia
[1094]. Однако в 1946— 1947 гг. видимая звездная величина временно
уменьшилась на 1,5га и в течение нескольких месяцев в спектре наблю-
дались признаки, характерные для объектов класса М, в том числе поло-
сы TiO. Уменьшение блеска и появление признаков позднего спектраль-
ного класса, вероятнее всего, обусловлены выбросом околозвездной обо-
лочки. Гринстейн [602] нашел некоторые указания на то, что после вы-
броса часть вещества выпала обратно на звезду. Происходят малые не-
правильные колебания блеска (Aw к 0,2") и одновременные изменения
бальмеровских эмиссионных линий с характерным временем от одних до
нескольких суток [788]. Многие эмиссионные линии, в основном с низким
потенциалом возбуждения (<2,9 эВ), двойные, причем один компонент
смещен на расстояние, соответствующее скорости —40 км/с, что указывает
на истечение вещества с такой скоростью. Наблюдаются эмиссионные
линии нейтральных атомов Fe, Ni, Са; эти линии, по-видимому, образуются
в околозвездной оболочке с температурами возбуждения и ионизации
порядка 4000 К и микротурбулентным компонентом уширения линий
= 7 км/с. В фотосфере звезды гм = 20 км/с для линий ионов и vM =
= 14 км/с для линий нейтральных атомов, уменьшается от 10 км/с
для резонансных линий до 6 км/с для линий ионов по мере возрастания
степени возбуждения.
Непрерывный спектр р Cas сравнивался со спектром звезды 8 СМа
(F8Ia) [788]. Спектры обеих звезд очень похожи, однако у р Cas на-
блюдаются особенности, связанные с наличием околозвездного вещества,
такие, как усиление континуума при X < 4000 А, вероятно обусловленное
излучением в бальмеровском континууме. Различается также и пашенов-
ский континуум: цветовая температура р Cas превышала цветовую тем-
пературу 8 СМа в 1970 г. примерно на 650 К, а в 1974 г,—на 100 К.
В 1955 — 1958 гг. масса оболочки равнялась 2-1028 г, ин = Ю10 см”3,
пе = 10б см”3; темп потери массы оценивался в 2,5-10”5 9Ло/год. В 1959 г.
все эти величины уменьшились примерно в 10 раз быстрее чем за 260 сут,
что, вероятно, указывает на выброс оболочки, начавшийся в 1957 г.
[140]. В 1960 г. все параметры меньше чем за 300 сут возросли до
прежних значений. Следовательно, потеря массы происходит спорадиче-
ски и в некотором смысле представляет собой переменный параметр
Основные группы звезд высокой светимости 119
звезды. По оценке радиус оболочки превосходит радиус звезды вдвое,
т. е. равен примерно 1200 RG да 109 км.
Спектр гипергиганта HR 8752 = HD 217476(G0 — G51а+) похож на
спектр р Cas. В спектре HR 8752 наблюдаются градиенты скоростей;
ниже приведены относительные скорости, оцененные по отдельным линиям
[635, 1348]:
1964 г. 1975 г. 1976 г.
На поглощ. -84 — 88 км/с
На эмисс. — 40 -48 -52
Н и К Call +40
Fel -57 -66
[Nil] -17 -71 -71
Оболочка, излучающая в линии [Nil], должна иметь Те1 да 104 К и
и(. < 10е см-3. Как линия [Nil], так и линия Нр иногда расщепляются
на два компонента, расстояние между которыми соответствует скорости
да20 км/с [1424]. Звезда имеет спутник класса Bl V, который, возможно,
ответствен за ионизацию азота и появление линии NII [1480].
Сарджент [1348] вывел кинематическое расстояние до звезды около
5 кпс, что дает Мь да — 9"'. Это значение близко к абсолютной звездной
величине р Cas, однако в течение последних 30 лет блеск звезды изме-
нялся. Так, согласно [1174], Му = —6,6 + 0,3"'. При ВС = —0,7т Мь изме-
няется от —7,5 до —9,О'".
Спектр звезды был описан в [635] и проанализирован [962] методом
дифференциальной кривой роста путем сравнения со спектрами Солнца
и е Vir; данные наблюдений сравнивались также с результатами расче-
тов модели фотосферы [780]. Для ускорения силы тяжести, по-видимому,
лучшее значение lg g = — 2. Тогда протяженность атмосферы столь велика,
что ее нельзя считать плоскопараллельной, и, следовательно, нарушается
предположение, на котором был основан сам анализ. Анализ спектра
следовало бы повторить с использованием сферически симметричной
модели атмосферы. Таким образом, найденные в [962] параметры фото-
сферы (Те .да 4000 К, 1g 0 да — 2, = 7 км/с, vm = 11 км/с) следует приме-
нять с осторожностью.
Интересна история звезды HD 8752, подобная истории р Cas [898].
Около 1950 г. она относилась к спектральному классу GO 1а, а затем
постепенно перешла в область диаграммы Герцшпрунга — Рессела, заня-
тую холодными звездами, и в 1973 г. ее спектральный класс стал
К2 —К51а. Начиная с 1973 г. класс звезды становился все более ранним,
и в 1978 г. ее относили к классу GO —G5. Наблюдались также и более
короткопериодические (порядка года) изменения спектра [635]. Учитывая
данные об изменениях блеска и спектра, можно, по-видимому, предполо-
жить, что в период, когда звезда становилась более красной, она поте-
ряла довольно толстую оболочку. Вследствие того что толщина этой
оболочки уменьшалась или вещество выпадало обратно на звезду,
к 1977 г. она восстановила свои начальные характеристики. (Предположе-
ние о падении оболочки на звезду более правдоподобно: проведенные
120
Глава 3
Рис. 38. Зависимость от длины волны для гипергигантов спектрального
класса G: HR 5171 (G8 1а+) с ясно выраженным избытком излучения на Л 10 мкм,
HR 6392 (G5 la) с умеренным избытком излучения и HR 4337 (GOIa-) с малым
избытком. Для HR 5171 крестики — данные наблюдений; пунктирная линия — кри-
вая XF, для абсолютно черного тела с Т = 50 000 К, нормированная на значение
XFx при X = 3,6 мкм; сплошная линия — результаты наблюдений HR 5171, исправ-
ленные на межзвездное поглощение, оцененное по данным для компонента
спектрального класса В [713].
в 1977 г. наблюдения показали, что область формирования линий дви-
жется к фотосфере со скоростью «30 км/с.)
На существование оболочки из возбужденных частиц указывают не
только наблюдения линии [Nil] и многих других эмиссионных линий
в инфракрасной области спектра, но и радиоизлучение на частоте 10,5 ГГц,
поток которого равен 25 мЯн [1426].
Был исследован спектр галактического гипергиганта HD119796 =
= HR 5171 (G8Ia+) в области 0,4—18 мкм [713]. Эта звезда является
компонентом визуально-двойной, угловое расстояние спутника спектраль-
ного класса BOIbp 9,7". Путем сравнения видимых звездных величин
компонентов было определено М„ = — 8,9т и оценено расстояние до звезды
«3,6 кпс. По собственным показателям цвета компонентов классов В и G
найдено, что полное межзвездное поглощение в видимой области спектра
для спутника класса В 3,18*”, а для главной звезды класса G 3,6т, почти
на 0,5т больше! Этот результат можно сопоставить с данными наблюде-
ний в инфракрасной области (рис. 38), которые указывают на существова-
ние эмиссионного пика вблизи X = 10 мкм. Обычно возникновение этого
пика связывается с излучением пылевой оболочки, состоящей из силикат-
Основные группы звезд высокой светимости
121
Таблица XIX
Физические характеристики галактического гипер-
гиганта HD119796= HR 5171 (G8 la ') и его оболочки
|713, 17061
Параметр Звезда Оболочка
Расстояние, кпс 3,6 3,6
Угловой диаметр 2,8-10~3" 0,08"
Радиус, Ro 103 3104
Температура, К 4900 500
Мощность излучения, Вт 2,4-1032 2,4-1031
мь —9,75т (включая оболочку) -7,25й
ных частиц. Площадь заштрихованной области на рис. 38 показывает,
какая доля излучения поглощается оболочкой, если предположить, что
поглощение зависит от длины волны так же, как межзвездное. Поглощен-
ной энергии оказывается достаточно, чтобы объяснить излучение сили-
катных частиц на X = 10 мкм.
Кроме этой холодной внешней оболочки должна существовать еще
одна, более горячая оболочка, вероятно расположенная ближе к звезде.
На ее существование указывает слабая, но постоянно присутствующая
эмиссионная линия [Nil] в спектре (как в спектре HR 8752) [1706]. Любо-
пытно, что эмиссионные линии [SII], [ОН] и [ОШ], которые часто
сопровождают эмиссию в [Nil], не наблюдаются.
Спектр фотосферы проанализирован в [1706], и найдена Ге=4900 +
± 200 К. Содержания элементов в фотосфере HR 5171 не отличаются
от солнечного.
Некоторые физические характеристики звезды и ее холодной оболочки
приведены в табл. XIX.
Галактический гипергигант HD 160529 (А2 la+), V = 6,67т, исследован
в [1777]. Анализ линий однократно ионизованных металлов методом кри-
вой роста дает Тп = 7900 К, гр « 10 км/с. Наблюдаются значительные
изменения лучевой скорости с амплитудой 40 км/с, а переменное расщеп-
ление спектральных линий, которое соответствует относительным ско-
ростям, достигающим 42 км/с, свидетельствует о хаотических движениях
в атмосфере. Изменения цвета и блеска звезды также указывают на
неустойчивость ее внешней оболочки. В [1777] сделано предположение,
что существует связь между переменностью поля скоростей и изменениями
интенсивности спектральных линий, блеска и цвета звезды. Эмиссионные
линии, например переменный эмиссионный компонент линии Нр, которая
иногда имеет профиль типа Р Cyg, а иногда — профиль типа «обратный
Р Cyg», указывают на сильную неустойчивость хромосферы.
Гипергигант HD 80077 (В21а+е) описан в [1085]. Согласно прибли-
женным оценкам, Мъ = —11,5”. Переменность лучевой скорости указывает
122
Глава 3
на двойственность. Линия Нр имеет профиль типа Р Cyg, что свидетель-
ствует об истечении вещества. Масса звезды оценивается в 60 9Л©.
Гипергигант самого раннего спектрального класса в Галактике — это
Sco (HD 152236, Bl 1а+). Звезда является членом ассоциации Sco ОВ1,
расположенной на расстоянии 2 — 2,4 кпс. Спектральные и фотометриче-
ские характеристики звезды исследовали многие авторы [43, 115, 710, 737,
739, 1311, 1477 — 1479]. В [43, 710, 737, 739] найдены следующие пара-
метры : Те » 19 000 К в ультрафиолетовой области спектра, М„ = — 8,7т,
Мь —10,5”, 9J1 л 60 — 65 9J1Q, R % 100 Ro. Четкие профили типа Р Cyg
ультрафиолетовых резонансных линий указывают на интенсивное истече-
ние вещества с vx > 400 км/с и —931 л 10 5 9Яо/год (табл. XL). Звезда
фотометрически переменна, средняя амплитуда колебаний блеска в визу-
альной области 0,1т с характерным временем 15 — 20 сут [1477]. Иногда
HD 80077 относят к типу Р Cyg, однако для этого нет серьезных ос-
нований.
3.9. ЗВЕЗДЫ НАИБОЛЬШЕЙ СВЕТИМОСТИ ЗА ПРЕДЕЛАМИ ГАЛАКТИКИ
Звезда наибольшей светимости из известных за пределами Галактики —
это гипергигант HD 33579 (А31а+(е)) в Большом Магеллановом Облаке;
Ее спектральный класс был определен в [508]. При модуле расстояния
до Большого Магелланова Облака m — М = 18,5"' [1554] визуальная абсо-
лютная величина звезды Л4, — — 9,53"' По оценке [711] М„ = — 9,8га.
С учетом болометрической поправки ВС = +0,06т Мь лежит в пределах
от —9,6 [1772] до —9,9т. Спектр и следующие из его характеристик
физические параметры звезды исследованы в [1258, 1259, 1701, 1772].
Основные параметры фотосферы, определенные из анализа различных
моделей атмосферы, приемлемо согласуются между собой (табл. XX).
Содержание химических элементов в фотосфере определялось в [1701,
1772] и близко к солнечному. В [1636, 1697] анализировались данные
фотометрических наблюдений и сравнивались с данными модельных
расчетов атмосфер; результаты этих исследований, которые также при-
ведены в табл. XX, хорошо согласуются. Величина бальмеровского скачка
Таблица XX
Основные параметры гипергиганта HD 33579 (АЗ 1а+) в Большом Магеллановом
Облаке
[1772] [1701] [1259] [1697] [1636]
Те, к lg S Ig-Pe v„ км/с R/Ro 8130+300 0,7 ±0,2 0,25 на т = 0,7 6 на т = 0,2 26 во внешней оболочке 530000 360 25 8000 0,2 8060 0,0 8700 OOggefi) 8200-9000 0,7
Основные группы звезд высокой светимости
123
равна 0,26 согласно [1697] и 0,30 согласно [1258, 1259], однако в [1697]
отмечается, что величина скачка переменна: ван Гендерен (1979) нашел,
что за 1973 — 1978 гг. она уменьшилась до 0,245. Эффекты, связанные
с дилюцией излучения, наблюдаются в линиях Sill 14128 — 4130 и Mgll
14481, поэтому можно предположить, что эти линии формируются
в оболочке. На наличие у звезды внешней оболочки, расширяющейся
со скоростью до 170 км/с, указывает асимметрия контуров всех линий
поглощения, смещенные в красную сторону эмиссионные компоненты
линий Call и сильно смещенные в красную сторону эмиссионные ком-
поненты линии На. По положению звезды на диаграмме Герцшпрунга —
Рессела ее возраст оценен в пределах от З Ю5 до 5-105 лет [1772].
Интересно сравнить HD 33579 с самой яркой звездой Малого Магел-
ланова Облака [1773]. Спектральный класс последней А01а+, амплитуда
колебаний блеска 0,04'" в V, 0,04м в В — V и 0,10м в U — В. При модуле
расстояния т — М = 19,2м и V = 9,86м получаем М„ = -9,34м С учетом
болометрической поправки ВС = 0,19м Мь = —9,53м, т. е. светимость этой
звезды лишь ненамного меньше светимости HD 33579 — ярчайшей звезды
Большого Магелланова Облака.
Параметры фотосферы, определенные путем детального анализа спект-
ра, следующие: Те = 8960 + 300 К, lgg = 0,87 ± 0,10. Химический состав
атмосферы подобен солнечному; анализ этой звезды не дает указаний
на различия в содержаниях элементов между Малым Магеллановым
Облаком и Галактикой, что противоречит некоторым другим результатам.
На наличие у звезды хромосферы указывает сильно смещенный в красную
сторону эмиссионный компонент линии На и эмиссия в ядрах линий Н
и К Call.
Исходя из значений Мь = —9,53м и Те = 8969 К, находим R/Rq =
= 295 + 50. При lg g = 0,87 получаем ЭЭТ/ЭЛ© =24+11. Из сравнения
с эволюционными треками звезд соответствующих масс следует, что
в ядре звезды горит гелий и что ее возраст »5-106 лет.
Вместе с этими звездами следует упомянуть сильно * переменный
сверхгигант с наибольшей известной светимостью S Dor (HD 35343), также
принадлежащий к Большому Магелланову Облаку; спектральный класс
АО la (eq). Кукаркин и др. [875] в 1958 г. отнесли ее к переменным типа
Алголя, однако впоследствии было показано, что блеск испытывает
неправильные колебания с обнаружимой амплитудой порядка 0,01м и ха-
рактерным временем несколько часов [1539]. Важное значение имеют
долгопериодические колебания блеска: согласно [1636], в 1948 — 1978 гг.
их амплитуда была порядка 2м с характерным временем ~10 лет.
Видимая звездная величина S Dor в полосе В заключена между 9,2
и 11,5м (у HD 33579 В = 9,4м [1259] или 9,0м [1697]). Следовательно,
светимость S Dor бывает так же высока, как и светимость HD 33579.
Много звезд типа S Dor открыто в ближайших галактиках. Краткий
обзор их характеристик содержится в [1402].
* Мы должны добавить наречие «сильно», поскольку все сверхгиганты пере-
менны !
124
Глава 3
3.10. СВЕРХГИГАНТЫ СПЕКТРАЛЬНЫХ КЛАССОВ G И К;
ЗВЕЗДЫ ТИПА £JAur
Результаты измерений [1641] эквивалентных ширин линий в интер-
вале 5000 — 6650 А в спектрах семи сверхгигантов 1b спектральных клас-
сов G и К использованы в [1642, 1644] для определения параметров
атмосфер этих звезд и их химического состава. Эффективные температуры
Найдены по кривым роста для линий Fel и Til из условия минимального
разброса точек. Дифференциальным методом, путем сравнения эквивалент-
ных ширин линий в спектрах звезды и Солнца, были определены зна-
чения А0ех = 0е*аг — 0^" (где 0 — 5040/Т). Принимая А0ех = А9е, можно
найти Те. Эффективные температуры заключены в интервале от 5100
(у р Per, GO lb) до 3650 К (у Cyg, К51b). Шкала температур, основанная
на этих данных, наилучшим образом согласуется с полученными ранее
результатами [162, 779]. Согласно [963], для тех же звезд Те системати-
чески ниже на 100 К. Это расхождение несущественно и вызвано разли-
чиями в принятом для Солнца значении гр.
Ускорение силы тяжести определялось в предположении, что содержа-
ния химических элементов, найденные по линиям нейтральных атомов
и линиям ионов, должны совпадать [1644]. Использовались модели
атмосфер из работы [238], проэкстраполированные к меньшим значениям
д. Хотя сильная зависимость д от принятой величины 0е существенно
влияет на результаты (действительно, Algg/A0e « —13!), найденные значе-
ния 1gд представляются приемлемыми: 0,75 <lg<7 < 1,75, среднее значение
1/2. Для звезд классов GO — G5 lb среднее значение 1g д = 1,5, а для звезд
классов G8 — К5 lb 1g д = 1,0. Поскольку эти значения 1g д были найдены
путем сравнения с расчетами моделей атмосфер, они дают геометрические
д, а не ge(f. Вызывает поэтому удовлетворение тот факт, что найденные
таким путем значения д лишь ненамного (+0,16 + 0,19) превосходят зна-
чения, полученные из соотношения масса — светимость. Эти результаты
были полностью подтверждены спектроскопическими исследованиями
[963].
Был определен химический состав фотосфер 14 сверхгигантов 1b
спектральных классов GO — К5 по линиям 24 металлов (Z > 10) [964].
Оказалось, что содержания металлов в среднем в 1О0,3 раз (примерно
вдвое) превосходят солнечные, однако средняя погрешность характеризу-
ется фактором 10±0,2, так что найденный избыток вряд ли можно считать
значащим. В содержаниях металлов нет таких отклонений, которые бы
указывали на вынос продуктов ядерных реакций из недр звезды в фото-
сферу. Нет также корреляции между отношением содержаний 12С/13С
и содержанием большинства металлов. Лишь содержание литий, для
которого максимальное значение lg (Li) = lg [a (Li)/e (Н)] = —10,5, примерно
в 30—100 [964, 1507] или в 10 раз [1707] меньше «космического». Оно
коррелирует с отношением 12С/13С: содержаниям Li, меньшим —11,5
(в логарифмической шкале), соответствуют отношения 12С/13С, меньшие 20.
Удовлетворительного объяснения этого эффекта пока не предложено,
можно упомянуть лишь попытку объяснить его меридиональной цирку-
ляцией.
S
c
к
я
к
к
8
я
8
я
я
8
>я
о
S
§
я
Таблица XXI
Физические и орбитальные параметры наиболее исследованных звезд типа £Aur
(JAur(8 Aur) о2 Cygr (32 Cyg) 31 Cyg VVCepB e Aur (7 Aur)
8
*
о
2
3
я
к
я
6
S
я
Et
Я
и
V
я
я
Ь4
У
£5
§ г
<D
к
я
¥
й
Я
я
3
я
я
й « 21
“ S.S .
£ с з £
В- Я С«1
а
я
s
о
а
О a Q
iP
= й
о S
X о
Я
S
н
я
S S
й о
2 сп
<« S “ й
§ м « я
X К § Е[
3
3
я
2
&
S
я
!
а
goo
5 я к
£ 8 8
126
Глава 3
Микротурбулентный компонент уширения линий rt„ определенный ме-
тодом кривой роста [1640], заключен в интервале от 2,8 до 3,9 км/с,
среднее значение 3,3 км/с. Согласно [963], = 2,5 + 0,5 км/с, vm =
= 5 + 3 км/с.
Интересны ультрафиолетовые спектры этих звезд. В спектрах звезд
главной последовательности и гигантов (большие значения д) наблюдаются
особенности, связанные с существованием хромосфер, чего не наблюда-
ется у самых холодных объектов высокой светимости. Соответствующий
обзор см. в [459] (см. также гл. 6).
Звезды типа £ Aur — это немногочисленная группа двойных, состоящих
из сверхгиганта спектрального класса К или М и звезды главной
последовательности раннего спектрального класса. Для звезд типа £ Aur
характерны также большие орбитальные периоды и длительные затмения.
Например, орбитальный период еАпг равен 27,1 года, полная продолжи-
тельность затмения 714 сут, фаза полного затмения 330 сут.
У всех звезд этой группы спутник достаточно мал по сравнению
с протяженностью атмосферы главной звезды, так что наблюдения в пе-
риоды, когда спутник заходит за главную звезду и выходит из-за нее,
можно использовать, чтобы исследовать строение атмосферы сверхгиганта.
Параметры пяти лучше всего изученных звезд типа £ Aur приведены
в табл. XXI. Данные заимствованы в основном из великолепных обзоров
[1794, 1796] и дополнены сведениями из нескольких более поздних
публикаций.
Другие пока недостаточно детально исследованные звезды, возможно
относящиеся к этому типу, GG Cas, AZ Cas, KU Cyg, CH Cyg, RZ Oph,
AR Pav, V777 Sag, V381 Sco, V383 Sco, BL Tel, Boss 1970, Boss 1985. В систе-
ме Boss 1985, описанной в [359], главная звезда — сверхгигант класса
M2eplab [138] или Ml lab [768], а спутник, насколько можно судить
по спектру в далекой ультрафиолетовой области, — звезда раннего класса
В [243]. Период обращения по сильно вытянутой орбите составляет
27 лет. Система окружена оболочкой, о чем свидетельствуют эмиссион-
ные линии Fell, лучевые скорости которых vr постоянны в отличие от
vr линий поглощения Н и Fell. Массы компонентов оцениваются
в 40—100 ЭЛ© (главная звезда) и 20 — 60 9Л© (спутник). В системе
AZ Cas (M0Ib + B0 — Bl) массы компонентов 18 и 13 9ЛО, Мь = — 6,5
и — 5,Зт [364].
Система е Aur весьма загадочна — не наблюдается вторичного затме-
ния и нет данных о спектре спутника. Высказывалось много догадок
о свойствах спутника. Хотя большинство придерживаются гипотезы, что
спутник принадлежит к классу В и по крайней мере на 3 m слабее глав-
ной звезды, есть указания на то, что он может быть непрозрачным газо-
пылевым облаком с температурой «:500 К [630].
В двух лучше всего изученных системах £Aur и 31 Cyg SUj/HRj < 1,5,
средние значения масс главной звезды (позднего спектрального класса)
и спутника (раннего спектрального класса) 8 и 6 9Л© соответственно, сред-
ние диаметры 135 и 5 R©, но в оценках радиусов имеется большой
разброс.
Основные группы звезд высокой светимости
127
Рис. 39а. Профиль линии К в спектре 31 Cyg во время захода спутника за глав-
ную звезду в 1961 г. [1795]. Сложная меняющаяся структура линии и ее большая
ширина вблизи затмения свидетельствуют о сложной многокомпонентной струк-
туре излучающей области.
Результаты многих исследований сильных резонансных линий, особенно
линии К Call, показали, что поведение линии в период, когда спутник
заходит за главную звезду и появляется из-за нее, может сильно разли-
чаться. Линия часто расщепляется на ряд компонентов, указывая на то,
что хромосферы сверхгигантов состоят из отдельных образований, до-
вольно беспорядочно движущихся относительно друг друга (см., например,
описание изменений спектра 31 Cyg в фазе захода спутника за главную
звезду [1794] и рис. 39а, заимствованный из [1795], на котором приве-
дены эти данные). Увеличение ширины линии К Call также должно быть
обусловлено многокомпонентной структурой хромосферы.
Некоторые из рассматриваемых звезд, во всяком случае £ Aur, 31 Cyg
и 32 Cyg, окружены околозвездным веществом, о чем в случае первых
двух звезд свидетельствуют данные наблюдений линии Cal А.6572, луче-
вая скорость которой не изменяется в отличие от лучевых скоростей ком-
128
Глава 3
Рис. 396. Часть ближней ультрафиолетовой области спектра VV Сер, снятого
во время выхода спутника из-за главной звезды [622]. Обратите внимание на
постепенное ослабление или исчезновение линий поглощения Fel: нейтральные
атомы железа занимают область атмосферы, простирающуюся не так далеко от
звезды, как область, занятая ионами Fe+.
понентов системы [1334]. Концентрация на луче зрения атомов Са, вно-
сящих вклад в линию, изменяется от затмения к затмению, указывая, что
потеря массы звездами типа £Аиг происходит непостоянно. Этот же
вывод следует из данных наблюдений, свидетельствующих о том, что
протяженность и плотность атмосфер звезд типа £ Aur, исследуемых
во время затмений, могут довольно сильно меняться от затмения к зат-
мению. У 32 Cyg в ультрафиолетовой области спектра наблюдаются
резонансные линии типа Р Cyg с многочисленными абсорбционными
компонентами; звезда класса В погружена в хромосферу звезды класса К
[1468].
В системе VV Сер компонент спектрального класса В окружен излу-
Основные группы звезд высокой светимости
129
чающей оболочкой, а газовые потоки движутся от холодного сверх-
гиганта к оболочке [746]. Вследствие сохранения момента количества
движения оболочка принимает форму диска вокруг спутника, о чем сви-
детельствуют результаты спектроскопических наблюдений первых членов
серии Бальмера, линий Н и К Call и нескольких других, в том числе
[Fell] 7.4287,4. Эти наблюдения проведены в 1976—1977 гг. в период
захода спутника за главную звезду [1088]. Асимметрия профилей бальме-
ровских линий указывает на наличие холодного газа за пределами
основной части кольца. Как можно заключить по доплеровскому смеще-
нию бальмеровских линий в фазе захода спутника за главную звезду,
скорость вращения кольца должна составлять % 100 км/с. Принимая, что
это кеплеровская скорость, а масса звезды класса В равна 20 ЭЛО, получим
для радиуса кольца % 380 Ro. По разности моментов исчезновения синего
и красного эмиссионных компонентов линии HP была получена оценка
внутреннего радиуса кольца, излучающего в Нр, 96 Rq. Несколько наблю-
дателей обнаружили небольшую поляризацию (»1 %) общего излучения
системы [839]. По-видимому, степень поляризации периодически изменя-
ется. Несомненно, поляризация обусловлена наличием в системе асиммет-
ричных газовых облаков или оболочек, однако количественное истолко-
вание этого эффекта пока отсутствует и объяснить его будет довольно
трудно.
3.11. САМЫЕ ХОЛОДНЫЕ ЗВЕЗДЫ ВЫСОКОЙ СВЕТИМОСТИ
Красные звезды различных типов, расположенные в верхнем правом
углу диаграммы Герцшпрунга — Рессела, можно называть «сверхгиганта-
ми» с большим основанием, чем любые другие звезды, так как они имеют
большие радиусы. При равных болометрических звездных величинах у звез-
ды с эффективной температурой Те = 3000 К радиус должен быть
в 100 раз больше, чем у звезды спектрального класса В с Те = 30 000 К.
Трудность интерпретации наблюдений звезд, расположенных в этой
части диаграммы Герцшпрунга — Рессела, связана с неоднозначностью:
в области низких температур находятся как молодые сжимающиеся
звезды, так и проэволюционировавшие объекты с ядрами из Не, С или
более тяжелых элементов. Сжимающиеся звезды часто погружены в гео-
метрически и оптически толстые облака газа и пыли так же, как и про-
эволюционировавшие звезды, но в последнем случае облака тоньше.
Количественный анализ атмосфер холодных звезд стал возможен, после
того как были развиты методы инфракрасной и (суб)миллиметровой
спектроскопии высокого разрешения, а также интерферометрические ме-
тоды, которые позволили измерять угловые диаметры звезд. Обзоры по
инфракрасной спектроскопии звезд опубликованы в [1043, 1451]. Опубли-
кован атлас инфракрасных звездных спектров [781]. Упомянем также
Two Micron Sky Survey [1142] и Infrared Sky Survey [1254, 1693].
Основной характеристикой спектров звезд класса М являются полосы
TiO, относительно слабые у звезд ранних подклассов, но усиливающиеся
по мере перехода к более поздним звездам. У поздних гигантов класса
9-1092
130
Глава 3
М хорошо заметны полосы Н2О на X = 1,8 и 2,7 мкм. Хорошо известные
примеры звезд данного класса — это Р And (МО), a Ori (М1.5), л Aur (М3),
р Per (М4). Буква е в обозначении спектра указывает, что по крайней мере
одна бальмеровская линия наблюдается в эмиссии.
Список стандартных звезд гарвардской классификации [1093] заканчи-
вается на звездах класса М8, а в случае сверхгигантов — даже на М5.
Было предложено продолжить классификацию до М10, используя в ка-
честве критерия интенсивность инфракрасных молекулярных полос TiO
и VO. В [1444] приведены критерии спектральной классификации для
звезд подклассов М5 —М10, а также критерии, которые позволяют раз-
личать классы светимости I-III, и добавлен список, насчитывающий
более 30 стандартных звезд.
Кроме звезд класса М в области холодных звезд располагаются
объекты других спектральных классов.
Звезды класса R имеют в спектрах сильные полосы CN и С2- Класс
R подразделяется на подклассы RO—R9 в соответствии с интенсивностью
полос молекулярного углерода.
Звезды класса N подобны звездам класса R, но у них наблюдаются
значительные депрессии в фиолетовой и ультрафиолетовой областях
спектра. Класс делится на подклассы от NO до N7. Звезды поздних под-
классов R и класса N не всегда удается различить, что иногда приводит
к путанице.
Класс углеродных звезд СО —С9 введен Кинаном и Морганом [809].
Для спектров этих звезд характерны сильные полосы поглощения С2, СН,
CN. В спектрах поздних углеродных звезд наблюдаются полосы погло-
щения HCN и С2Н2 вблизи 13,1 мкм [1294] и эмиссия вблизи 11 мкм
[1562]. Есть также углеродные звезды классов G5 —М4, R (RO = С1,
R5 = С4) и N (расположены в порядке уменьшения температуры). Можно
считать, что в настоящее время класс С частично заменил старое разде-
ление на классы R и N, и некоторые авторы, особенно работающие
со спектрами высокой дисперсии, предпочитают класс С, так как он лучше
характеризует изменения температур звезд, чем классы R и N [548, 1342,
1598]. Следует упомянуть и пекулярные углеродные звезды (ср. [1072]):
звезды СН, бедные металлами, и звезды с дефицитом водорода Hd.
Интересным примером звезд класса Hd является U Aqr, богатая угле-
родом и бедная водородом звезда типа R СгВ (М„ = — 4т) с сильными
полосами С2 и CN и сильными линиями элементов Sr и Y, образовав-
шихся в результате s-процесса [168]. Для углеродных звезд с очень силь-
ными линиями 13С в спектрах введено обозначение J [173, 1806]. При-
меры таких звезд: RX Peg (СЗ — С4), YCVn(C5) и WZCas(C9). Имеются
обзоры, посвященные углеродным звездам [549, 550, 1694]. В обзоре [550]
очень подробно рассмотрена проблема спектральной классификации.
Каталог, насчитывающий 3219 углеродных звезд, опубликован в [1470].
В спектрах редко встречающихся звезд класса S (типичные объекты
л1 Gru, Mb = — 4,9m; RGem) кроме сильных линий Call наблюдаются
линии Cal Z4227 и Ball Х4554. В спектрах относительно немногих
«чистых» звезд S отсутствуют полосы TiO. В спектрах звезд S есть также
Основные группы звезд высокой светимости
131
линии неустойчивого элемента технеция Тс1, а особенно типичны для них
полосы окислов химических элементов, образующихся в 5-процессе: ZrO,
YO и LaO. Для классификации этих звезд разработана схема, использую-
щая характеристики красной области спектра [13]. Список звезд класса S
с наибольшим видимым блеском опубликован в [1765]. Число известных
звезд этого класса около 700.
Итак, в области холодных звезд выделяются объекты трех спектраль-
ных классов: М, С (»R + N) и S. Звезды этих трех классов различаются
в первую очередь содержанием элементов и в меньшей степени по тем-
пературе и светимости. Вполне естественно поэтому, что среди них
встречаются объекты и промежуточных типов. Действительно, некоторые
звезды нелегко отнести к одному из классов М, S или С. Поэтому
введен класс MS и промежуточные между классами S и С классы CS
и SC [270, 271]. Последовательность М —MS —S —SC —С, по-видимому,
характеризует возрастание отношения содержаний углерода и кислорода
(табл. XXVI).
Для спектров звезд класса SC (известно 20 таких объектов) харак-
терны слабость молекулярных полос в видимой области спектра (хотя
есть полосы и ZrO, и CN) и значительная интенсивность линий таких
элементов, как La, Y, Вт, Zr, Sr, образующихся в s-процессе-. Высказано
предположение, что у этих звезд отношение содержаний С/О очень
близко к 1, так что почти весь углерод и кислород связаны в молекулах
СО. Примеры звезд класса SC: VXAql [1800], UY Cen, FU Mon.
В спектрах звезд класса CS линии ZrO отсутствуют или очень слабы,
а линии CN сильнее, чем у звезд класса SC. Типичные объекты класса
CS: RCMi и ROri.
Многие звезды классов М, S, С и промежуточных классов являются
долгопериодическими переменными типа Миры Кита.
Рассмотрим теперь светимости и эффективные температуры звезд
описанных классов. Самые высокие светимости имеют сверхгиганты ран-
них подклассов М (МО —М4). Судя по однородным выборкам подобных
объектов в скоплениях и ближайших галактиках [710, 711, 1498], у них
— 8т <. М„ <. — 5m. Тогда в соответствии с табл. VII —10” <; Мь < —7т.
Для звезд Большого Магелланова Облака Мь> — 9” [361]. Среди объектов
более поздних классов наибольшую светимость имеют звезды класса N
(или поздних подклассов С) и поздние переменные звезды типа Миры
Кита: у поздних сверхгигантов класса М болометрическая звездная
величина Мь достигает — 9т. Среднее значение М„ сверхгигантов М равно
— 6т, а у гигантов оно близко к О'”. Особенно высока светимость VY СМа:
к — 9,5” (разд. 6.16).
Очевидно, что эффективную температуру холодных звезд определить
трудно. Выведено соотношение [1643] между показателем цвета R—I
и у гигантов подклассов КО—М3. Найдена корреляция [664] между
спектральными классами, классами светимости и показателями цвета.
Установлена четкая зависимость между т (0,65 мкм) — т (0,54 мкм), Те
и классом светимости [1274]. Как следует из результатов измерений
Диаметров и данных инфракрасной фотометрии, у поздних звезд С (или
9»
132
Глава 3
N) Те = 2500 — 3000 К (табл. XXII). Значения Те уменьшаются от 3500 К
(у звезд типа Миры Кита класса К5е) и более чем 3700 К (у сверх-
гигантов подклассов Ml, М2) до яг2700 К у звезд N5e; значит, радиусы
возрастают от «80 до «1000R©. Следствием столь больших радиусов
являются малые значения и еще меньшие значения ge{f. Поэтому
атмосферы звезд очень протяженны (разд. 5.2) и нельзя принимать, что
они плоскопараллельны. Радиусы Миры Кита и R Leo, измеренные в по-
лосах TiO, примерно вдвое больше радиусов, измеренных в непрерывном
спектре [894], т. е. протяженность атмосферы сравнима с радиусом звезды.
Вращение может приводить к значительным отклонениям от сфери-
ческой симметрии. В спектрах нескольких холодных гигантов и сверх-
гигантов обнаружена поляризация в полосах TiO [371]. У полуправильной
переменной VCVn (М4е — Мбе) степень поляризации изменяется со време-
нем от 4 до 7%, что указывает на наличие пульсирующей атмосферы,
состоящей из рассеивающих излучение молекул у звезды с экваториальной
скоростью вращения «И км/с (период вращения «7 лет). При такой
скорости вращения разность температур на полюсе и на экваторе должна
достигать 200 — 300 К; этого достаточно, чтобы объяснить наблюдаемую
степень поляризации [372]. Другое следствие наличия протяженной атмо-
сферы — значительное изменение ускорения силы тяжести в ней. В этой
связи стоит отметить, что в спектрах всех гигантов класса М и сверх-
гигантов классов К и G 1а наблюдаются околозвездные линии и для этих
звезд характерна заметная потеря массы (см., например, [1285] и гл. 7).
Фундаментальное значение имеет тот факт, что на диаграмме Герц-
шпрунга — Рессела (рис. 40) самые красные гиганты занимают область,
которая тянется более или менее параллельно трекам Хаяши (разд. 4.1)
и эволюционным трекам звезд с массами 1 — 10 ЭВ©, находящихся на
поздних стадиях эволюции, а также то, что самые холодные звезды рас-
полагаются вблизи трека Хаяши, соответствующего массе «1 ЭВ© или
даже меньше. По-видимому, объекты, обсуждаемые в этом разделе, — это
полностью конвективные звезды с массами от одной до нескольких УЛ©.
Анализируя рис. 40, можно сделать следующие приближенные обобще-
ния:
Рассматриваемые здесь звезды-гиганты (III) занимают довольно широ-
кую полосу (AlgTe«0,l) между треками Хаяши для 3 и «0,5 ЭВ©.
Сверхгиганты классов К и М с постоянным или со слабо переменным
блеском занимают область, расположенную выше и левее заштрихован-
ной полосы на рис. 40 и соответствующую звездам с массами до 20 SB©;
и действительно, массы сверхгигантов К и М оцениваются в 20 ЭВ© [1498].
Переменные типа Миры Кита занимают узкую полосу, расположенную
между треками Хаяши для звезд с массами от одной до нескольких ЭВ©.
Область звезд класса С расположена параллельно полосе, занимаемой
звездами типа Миры Кита, и частично перекрывается с нею, но смещена
в сторону больших масс, примерно от 1,5 до 3 ЭВ©.
Звезды поздних подклассов R и класса N находятся в верхней части
полосы, занимаемой звездами класса С (Мь от —4 до — 7т).
Звезды ранних подклассов R(R0 —R4) образуют группу, которая четко
Основные группы звезд высокой светимости
133
Рис. 40. Составная диаграмма Герцшпрунга — Рессела для звезд поздних спект-
ральных классов (частично согласно [1352]). Область с вертикальной штрихов-
кой — среднее положение звезд класса светимости III. Зачерненные кружки —
углеродные звезды с индивидуально определенными расстояниями. Кружки —
углеродные звезды, которым значение Mv приписано на основании результатов
статистических исследований. Квадратики и зачерненные квадратики — то же самое,
но для звезд классов RO—R4. Треугольники и зачерненные треугольники — то же
самое для звезд класса S. Область с горизонтальной штриховкой — углеродные
звезды [1072], а с диагональной штриховкой — звезды типа Миры Кита [482, 1419]
Жирная линия — положения звезд, в которых происходит первая вспышка горения
Не в слоевом источнике (частично согласно [1515]). Тонкие линии — треки Хаяши;
рядом указаны массы звезд.
отделяется от более поздних звезд; они расположены слегка левее и ниже
звезд класса С.
Звезды класса S более или менее равномерно распределены по области,
занимаемой звездами типа Миры Кита, и низкотемпературной части
области звезд класса С.
Теперь обратим внимание на жирную линию на рис. 40. Она определяет
положения звезд, у которых происходит первая гелиевая вспышка в слое-
вом источнике. Аномальные содержания химических элементов, которые
134
Глава 3
обнаруживаются у многих звезд, расположенных на диаграмме справа от
этой линии, возможно, обусловлены выносом на поверхность продуктов
ядерных реакций после гелиевой вспышки. Все массивные сверхгиганты
ранних подклассов М, такие, как a Sco, а Ori, р Сер, S Per, располагаются
левее этой линии. Дальнейшее обсуждение см. в разд. 4.6.
Ниже в этом разделе мы вернемся к двум из трех описанных групп
звезд: объектам классов C(R и N) и S, а также рассмотрим переменные
типа Миры Кита. Затем мы опишем два типичных сверхгиганта класса
М и одну типичную мириду.
Детальная классификация углеродных звезд, основанная на сравнении
интенсивностей нескольких спектральных линий, описана в [1805 — 1807].
Интересная попытка создать количественную систему спектральной клас-
сификации, базирующуюся на данных узкополосной фотометрии избран-
ных спектральных линий, предпринята в [1810] (см. также обзор [550]).
Многие звезды класса С переменны. Этот класс объектов в значитель-
ной степени перекрывается со звездами типа Миры Кита. Количественная
информация о физических параметрах углеродных звезд очень бедна: лишь
для одной звезды / Спс известно параллактическое расстояние, но с очень
низкой точностью: от 90 до 330 пс. Были оценены расстояния до
38 звезд класса С путем статистического исследования собственных дви-
жений [128], что позволило найти Mv. Однако эффективные температуры
звезд известны плохо, поскольку нет надежных данных об абсолютных
потоках излучения. Последние определить трудно, так как значительная
часть излучения приходится на инфракрасную область спектра и поэтому
велики болометрические поправки. Цветовые температуры, которые заклю-
чены в интервале от примерно 5000 К у звезд СО до 2200 К у звезд
С9 [ИЗ], нелегко преобразовать в эффективные, поскольку нет моделей
атмосфер очень холодных звезд. Результаты некоторых инфракрасных
наблюдений указывают, что болометрические поправки для углеродных
звезд, по-видимому, заключены в интервале от 0,2т для звезд с Те =
= 5000 К до примерно 5т для звезд с Те = 2200 К [1694, fig. 2]. На диа-
граммах, изображающих зависимость инфракрасных цветовых температур
углеродных звезд от спектрального подкласса, существует значительный
разброс, вызванный покровным эффектом в полосах поглощения CN
и межзвездным поглощением [1807]. Разброс может быть вызван также
наличием околозвездных пылевых облаков, которыми, как известно, окру-
жены многие сверхгиганты самых поздних спектральных классов (разд. 6.15).
Среди известных звезд класса С поглощение в околозвездном веществе
наибольшее у богатого углеродом инфракрасного объекта GL 3068 [786].
Цветовая температура пылевой оболочки равна 325 К, а ее угловой диа-
метр 0,04" [928], что при предполагаемом расстоянии 2 кпс соответствует
линейному диаметру 1011 км (Ю3 а. е.).
Для четырех углеродных звезд, угловые диаметры которых измерены,
можно определить Те. Они приведены в табл. XXII вместе со значениями
Те для нескольких звезд, найденными по данным инфракрасной фото-
метрии. Очевидны малый диапазон значений Те и сильный разброс ре-
зультатов. Не выявляется температурная последовательность при переходе
Основные группы звезд высокой светимости
135
Таблица XXII
Эффективные температуры некоторых углеродных звезд [395, 551,
1293, 1688| ‘
Звезда Спектраль- ный класс те, к Метод
ХСпс С5 2490 ±140 Угловой диаметр
DS Peg С5 2840 Инфракрасная фотометрия
UHya С6 2860 » »
у Таи С7 2700+ 100 Угловой диаметр
19 Psc С7 3060+ 150* » »
AQSgr С7 2680±110 » »
WZ Cas С9 2560 Инфракрасная фотометрия
* Для 19Psc инфракрасная фотометрия дает 7^=2890 К, в хорошем согласии с оценкой
по угловому диаметру.
от ранних к поздним подклассам С Цветовые температуры звезд [1803]
сравнимы с эффективными.
Абсолютные визуальные величины углеродных звезд определены путем
статистического анализа лучевых скоростей и собственных движений [1072]
и преобразованы в Мь и Те с помощью шкалы эффективных температур
и болометрических поправок [1042] (табл. ХХШ). Такой же метод исполь-
зован при исследовании галактических углеродных звезд [128, 316, 592].
Звезды класса С в Большом Магеллановом Облаке с известными дан-
ными фотометрии в системе VRI исследованы в [373]. Наблюдениям
доступны только яркие углеродные звезды поздних подклассов. Путем
аппроксимации показателей цвета R—I показателями цвета абсолютно
черного тела определялась цветовая температура Тс, которая отождествля-
лась с эффективной температурой Те. В среднем для этих ярких углерод-
ных звезд поздних подклассов Те «2500 — 3000 К, — 5 < <—7т.
Самая яркая из известных углеродных звезд Галактики — W СМа.
Расстояние до нее и ее визуальную абсолютную звездную величину можно
Таблица XXIII
Эффективные и цветовые температуры, абсолютные вели-
чины и радиусы углеродных звезд [316, 592, 1072, 1803[
Спект- ральный класс мь к [1072] тс, к [1803] К, Rq [316]
[1072] [592] [1072] [592]
со-сз -1,34 -2,0 -2,20 -2.8 3890 3150 НО
С4-С5 -2,64 -2,4 -5,28 -4,3 2800 2830 270
С6-С7 -2,59 -2.7 -5,66 -3,8 2700 2560 550
С8-С9 -3,0 -6,7 2300 1250
R0- R3 -1,67 -2,58
R4- R9 -1,69 -3,92
N -2,39 -5,23
136
Глава 3
Таблица XXIV
Средние визуальные М„ и болометрические Мь абсолютные звездные величины и
эффективные температуры Те красных гигантов и сверхгигантов (по |1352|
и некоторым другим источникам)
Большая часть данных — грубые оценки
Спектральный класс <м„> <М/>> <те>. к Источник
с -2,1й -6'" 5000 (СО) - 2200 (С9) [958]
МО, Ml III — 1,0 + 0.2т -2,7 [1073]
М2-М4 III —1,0±0,2 3700 [1570]
М5, Мб III -0,4 ±0,3 [1073]
М7, M8III +0,5 ±0,6
MI -5,8 ±0,5 — 7 (ранние) —9 (поздние) [1073]
R0-R3 +0,5 -0,2 4800-4000
R5-R8 -1 -5 3600 - 2700
N -2,3 От —5 до —6 3200-2300 [958]
S с постоянным блеском -1 -5,5 2800 [1812]
S (мириды) От —1,5 до —2 (в максимуме блеска) От —3 до —3,5 [1812]
SC -2 -5 3500-2000
MS -0,5 -2,5 2700
Мириды См. табл. XXV 3500 (К5) - 2000 (N5) [957]
оценить исходя из того, что она, вероятно, принадлежит к ассоциации
CMaOBl; в максимуме блеска М„ = — 4,7'" [592, 678]. Учитывая боло-
метрическую поправку [1169], находим Мь = —7,2“ значение, сравнимое
с максимальным значением Мь углеродных звезд Большого Магелланова
Облака.
Средние абсолютные болометрические звездные величины и эффектив-
ные температуры красных сверхгигантов разных классов, упоминавшиеся
выше, а также определенные по другим источникам, приведены в
табл. XXIV.
Звезды типа Миры Кита. После опубликования фундаментального
обзора [1419] большая работа в этой области была выполнена Эггеном
[482, там же даны ссылки на более ранние работы]; см. также [232, 233].
Периоды пульсаций Р заключены в пределах от ~100 до 650d. Рас-
стояния до них и, следовательно, абсолютные визуальные звездные вели-
чины можно определить путем статистического исследования собственных
движений. Корректность этих результатов зависит от того, насколько
справедливо предположение [1277, 1278], что «синяя» и «красная» группы
мазерных эмиссионных линий ОН смещены симметрично относительно
длины волны, соответствующей лучевой скорости звезды.
После того как на «Статоскопе-П» были проведены наблюдения мирид
в значительной части инфракрасной области спектра, удалось с некоторой
Основные группы звезд высокой свети мости
137
Болометрические поправки Таблица XXV и абсолютные величины звезд типа Миры Кита [1419]
Ml.9 М2.7 М3.7 М4.2 М5.3 М6.0 М6.2 М6.5
<Мг> -1,67 -2,74 -2,10 -2,03 -0,93 -1,17 -1,05 -0,31
ВС -2,3 -2.55 -2,8 -3,0 -3,6 -4,25 -4,45 -4,8
<л/4> -4,0 -5,3 -4,9 -5,0 -4,5 -5,4 -5,5 -5,1
степенью точности определить болометрические поправки. Согласно [480],
ВС хорошо коррелируют с показателем цвета (R — /): ВС=0,60т—2,5 (R —1)т,
откуда <Л1Ь> = —0,65 — 2,5 <(R — /)>, где <К — 1) — значение в фазе 0,25.
Имеется связь между абсолютной визуальной величиной и периодом
пульсаций: Mv к — 2,5™ при Р » 150d и М„ «s — 0,5m при Р « 500d; в среднем
М„ st — 1,25т. Учитывая болометрическую поправку, получаем <МЬ> =
= +0,50 - 2,25 lg Р.
В табл. XXV приведены соотношения между Mv, ВС, Мь и спектраль-
ным классом. Эгген [482] нашел для мирид соотношение между R—I
и Те, использовав для этого (весьма неопределенное для холодных звезд)
соотношение между Те и Мь [779]: (1g Те, Мь) = (3,50; — 3,4т); (3,48; —4,2'");
(3,46; — 4,6т); (3,44; -5,2т).
Масса определена непосредсгвенно только у двойной звезды oCet
(Мира Кита); она заключена между 0,7 и 1,8 971© [520].
Значения эффективных температур, близкие к 3000 К, по-видимому,
не согласуются с данными, свидетельствующими о наличии в атмосферах
звезд Н2О (сильные полосы водяного пара наблюдаются вблизи 1,5
и 1,9 мкм), так как молекулы Н2О диссоциируют при Т а 2500 К. Воз-
можно, полосы Н2О формируются в удаленных от звезды областях.
У хорошо исследованной звезды R Leo [687] обнаружены две внешние
оболочки: одна с Тех » 1000 К, а вторая, менее значительная, с Тех «
st 1700 К. Эта вторая оболочка расположена ближе к фотосфере, как
явствует из смещения линий в зависимости от фазы периода пульсаций.
Не исключено, что горячая оболочка образуется за фронтом ударной
волны, возникающей при движении газа в пульсирующей атмосфере.
Дополнительную информацию о наличии в протяженных атмосферах
звезд типа Миры Кита различных «оболочек» или «слоев» дают много-
численные абсорбционные компоненты спектральных линий. Их длины
волн меняются с тем же периодом, что и блеск звезды. Определяемые
по этим компонентам линий температуры возбуждения «слоев» лежат
в пределах от 1500 до 3500 К [686].
Все звезды типа Миры Кита имеют околозвездные оболочки, которые
обнаруживаются по тепловому и мазерному радиоизлучению (разд. 6.14)
и по излучению пыли (разд. 6.15). Общее свойство мирид — потеря массы;
возможно, они являются важным источником пылинок для межзвездной
среды [573]. Пылинки в околозвездных оболочках обнаруживаются глав-
138
Глава 3
ным образом по спектральным деталям в инфракрасной области спектра
(разд. 6.15).
Спектры «чистых» звезд класса S (без полос TiO) описаны в [1799].
Сравнение с результатами расчетов равновесных концентраций соответ-
ствующих молекул показало, что у этих звезд отношение содержаний С
и О составляет от 0,98 до 1,02. При С/О % 1 на отношениях содержаний
различных молекул, в которые входят углерод или кислород, очень сильно
сказываются малейшие изменения С/О, кроме того, результаты расчетов
содержаний таких молекул, как SiO, Н2О, CS и т. д., чувствительны
к принятым значениям термодинамических констант молекул. Поэтому
из малой численности «чистых» звезд класса S, так же как и звезд проме-
жуточного класса CS (каждый из них насчитывает около 2 % всех известных
звезд класса S), следует, что к классу S принадлежат звезды со значе-
ниями С/О в узком диапазоне: звезды класса S редки потому, что лишь
у немногих звезд С/О « 1!
Самые красные сверхгиганты. Инфракрасная спектрофотометрия звезд
открыла путь к обнаружению очень красных объектов. Оказалось, что
существует значительное число довольно ярких источников, которые не
удается отождествить с объектами, излучающими в видимой области
спектра. Многие из них — богатые углеродом звезды, погруженные в вы-
брошенное ими вещество или же в газо-пылевую материю, из которой
они образовались. Есть и менее экстремальные случаи, и, по-видимому,
некоторые поздние звезды класса М, особенно те из них, в спектрах
которых одновременно наблюдаются довольно сильные полосы поглоще-
ния VO и CN, — это сверхгиганты класса светимости 1а. Широко извест-
ные примеры — NML Cyg (Мб?); VX Sgr (М4р; по TiO — М5; по VO — М8.5;
но спектральный класс может изменяться и достигать даже М9.5 [712]);
VYСМа (М3 —M5el; по VO, класс М7.0); SPer (М4р; по TiO —М5.5;
по VO - М7.5) и V 1804 Sgr (М91а) [505, 1764].
В связи с самыми красными сверхгигантами следует упомянуть и
«инфракрасные объекты». Многие из них — это яркие звезды класса М,
погруженные в пыль. В [613] приведен список 60 таких объектов. Их
спектры лучше всего описываются моделью, в которой предполагается,
что центральная звезда погружена в более холодное пылевое облако,
излучающее в основном в инфракрасной области спектра (Г а 300 К),
в котором происходит поглощение излучения силикатными частицами на
X « 10 мкм. В [1705] упоминается звезда IRC 30308 (М71а). Ее выводимая
из наблюдений цветовая температура 1000 К, но звезда сильно покраснев-
шая; цветовая температура звезды класса М7 lab должна быть, вероятно,
«1800 К, хотя и эта оценка очень ненадежна. По-видимому, значительная
часть центральных звезд инфракрасных объектов — это углеродные звезды
[316], так что имеет смысл рассмотреть гипотезу, согласно которой это
заканчивающие свою эволюцию углеродные звезды и постепенно исче-
зающие в облаках пыли, которая конденсируется в звездном ветре.
Газо-пылевые оболочки вокруг холодных звезд, мазерные эффекты.
Долгопериодические переменные окружены протяженными газо-пылевыми
Основные группы звезд высокой светимости
139
оболочками с типичным диаметром 1011 км (»103 а. е.). Для спектров
характерны околозвездные линии поглощения, эмиссионные линии (часто
запрещенные), радиоизлучение тепловой и нетепловой природы. Радио-
линии нетепловой природы излучаются квазиточечными конденсациями
и имеют яркостные температуры >108 К; полагают, что механизм излу-
чения мазерный. Пылевые частицы обнаруживаются по широким полосам
поглощения и излучения в ближней инфракрасной области.
Подробное рассмотрение этих полос проведено в разд. 6.14 и 6.15.
Интересный и хорошо исследованный объект, который можно считать
типичным, — это неправильная переменная VY СМа (М3 — М4.5е I). Более
подробно она рассмотрена в разд. 6.16.
Для интерпретации красных гигантов и сверхгигантов с эволюционной
точки зрения решающее значение имеют аномалии содержаний химических
элементов, наблюдаемые в их фотосферах. Обычно определение содержа-
ний затруднительно из-за большого числа блендированных и насыщенных
молекулярных полос. Сводка содержаний приведена в табл. XXIV. Есть
ряд указаний на то, что продукты ядерных реакций могут выноситься
в фотосферу: присутствие в них нестабильного элемента Тс (период полу-
распада а2-105 лет); высокое содержание элементов, образующихся
в s-процессе; отличные от обычных отношения содержаний изотопов
12С/13С и аномальные отношения содержаний С/О в некоторых звездах.
Точные определения отношения содержаний С/О необходимы потому, что
они дают информацию о физических условиях в ядрах звезд, а также
о взаимодействии между ядром и атмосферой. Полоса SiC А = 11 мкм
является надежным критерием, который позволяет отличить «богатые
углеродом» звезды с С/О > 1 от звезд с С/О < 1 [1044].
Таблица XXVI
Содержания некоторых элементов в атмосферах холодных гигантов по данным
(1116, 1192] с некоторыми добавлениями и модификациями
Квадратные скобки означают логарифм относительного содержания
М, MS S SC, CS С
[Fe/H] (H/(C + N + 0)) (С/О) (I2C/13C) (N/C) [N/Fe] [O/Fe] [Zr/Ti] Тс? ~0 1 <0,5 От 5 до 20 От 0,2 до 2 От —3 до 0 Следы (у мирид) 1 От 0,7 до 0,1 От 6 до 25 ~1 От 0,4 до 1,2 Повышено От 0,98 до 1,02 RZ Peg От 2 до 100...а,в ~0 0: От 0,9 до 1,9 Немного
[Li/Ca] От —2,1 до +0,4 <3,3 1,0 (SC) От — 1 до 2 (WZCas- +5)
а[552]. 6 [599]. в[442] : V460 Cyg 32 ± 9.
140
Глава 3
Отношение С/О в холодных гигантах исследовалось в [1551] путем
аппроксимации наблюдаемых спектров долгопериодических переменных
RS Cyg и RR Her и неправильной переменной Y CVn расчетными спектра-
ми. Наилучшее согласие теории с наблюдениями достигалось при зна-
чениях С/О немного больше единицы. Эти результаты уточнены в [599]
по результатам исследований красной области спектров 75 углеродных
звезд. Оказалось, что у половины отношение С/О заключено между 1,0
и 1,8 и лишь у 20% объектов оно превосходит 3,0. Джонсон [784] нашел
зависимость между отношением С/О и светимостью для звезд класса С:
С/О « 2 при L » 5 • 103 и С/О « 1 при L ® 2 • 104 LQ.
Приведенные данные наблюдений следует, вероятно, связать с данными
об отношении содержаний изотопов 12С/13С у холодных звезд: аномаль-
ные значения этого отношения должны быть обусловлены термоядерными
реакциями. В [599] приведена библиография работ, в которых исследуется
отношение содержаний 12С/13С. В [1353] приведены значения от 2,0 до
50, а в [1170] — от 2 до 30 (табл. XXVII). В [551, 552] найдены значения
от 3 (у WZ Cas) до 100 (у V460 Cyg = DS Peg) и предпринята попытка
систематизировать данные об отношении содержаний изотопов. Сводка
этих результатов вместе с приведенными для сравнения данными других
авторов содержится в табл. XXVII. Найденные в [552] отношения содер-
жаний изотопов в углеродных звездах классов R и N в 3-8, а иногда
Таблица XXVII
Отношение содержании 12С/13С в холодных звездах
Средние значения
Спектральный класс Класс светимости Подкласс Отношение 12C/13C Источник
к Гиганты и субгиганты 3-50 [397, 431]
к Сверхгигант 5 [901]
G8-K Гиганты 10-15 [1290,1558]
М a Her М5II-III 5 [981]
R С1-СЗ 4-16 [552]
С Hd Cl, C2 От >100 до <500 [552]
J C3-C9 2-8 [552]
N C4-C7 10-100 [552]
Значения для некоторых углеродных звезд
Звезда [1353] [1170]
19 Psc 15-25 21
ZPsc 50 18
XCnc 22 31
UUAur 20-25 25
YCVn 2-5 2.4
Основные группы звезд высокой светимости
141
Таблица XXVIII
Отношение 12С/13С у звезд классов G, К, М
в зависимости от светимости [552|
lgi/r.0 Отношение 12С/13С Число звезд
Интервал значении Среднее
<1,1 30, 50, 51 — 6
От 1,1 до 1,6 От 12 до 34 22 6
От 1,6 до 3 От 6,5 до 25 14
От 3 до 4 5,1, 17 — 2
От 4 до 5 7, 12 — 2
и более раз превосходят значения, найденные другими авторами. Это
расхождение, которое в [552] объясняется тем, что учитывалось влияние
насыщения на профили линий, требует дальнейшего исследования. Деталь-
ный анализ [444] показал, что у DS Peg (V460Cyg) отношение 12С/13С —
= 32 + 9, в 3 раза ниже, чем по [552], а в [309] для этой звезды най-
дено даже 12С/13С = 7,9, но и это значение представляется заниженным.
В [1572] показано, что результаты зависят от принятой эффективной
температуры звезды. Все-таки значения, приводимые в [552], вероятно,
следует уменьшить в три раза.
Другая интересная особенность — это (грубая) зависимость 12С/1 3С от
светимости у звезд классов G, К и М (табл. XXVIII): относительное
содержание 13С, по-видимому, возрастает с увеличением светимости [552].
Отмечалось [431], что в спектрах гигантов класса К населения I с очень
низкими значениями 12С/13С (< 15) слабы полосы CN.
Как объяснить эти аномалии содержаний элементов? Наблюдаемые
значения отношения 12С/13С у звезд классов R и N не удается объяснить
реакциями углеродно-азотного цикла: соответствующее равновесное зна-
чение 12С/13С равно 4, а большинство наблюдаемых значений выше.
Углерод и кислород в отношении, примерно равном единице, образу-
ются при горении водорода в двойном углеродно-азотном цикле при
Тл 3-107 К. Часто считают, что избыток 12С можно объяснить выносом
на поверхность продуктов горения гелия в За-процессе. Частицы 12С
образуются в слое горения Не и выносятся на поверхность крупно-
масштабной конвекцией, которую вызывают сопровождающиеся тепловой
неустойчивостью вспышки в слоевом источнике. Альтернативное объясне-
ние может состоять в том, что внешние слои звезд потеряны в резуль-
тате интенсивного истечения вещества. Очевидно, необходимы серьезные
исследования (см. также разд. 4.6).
Важными представляются малые по сравнению с солнечным содержа-
ния углерода и относительно низкие значения 12С/13С в трех гигантах
и сверхгигантах класса М, исследованных в работе [569] (табл. XXIX).
Хотя в [569] предполагается, что наблюдаемые содержания объясняются
реакциями CN-цикла и последующим перемешиванием, значение 12С/13С
слишком велико, чтобы это предположение было справедливо. Такое зна-
142
Глава 3
Таблица XXIX
Относительные содержания некоторых изотопов в нескольких хорошо
исследованных гигантах и сверхгигантах (|569| и другие источники)
Звезда Спектральный класс (С/СО) 12С/13С '*О/17О 170/180
a Her М5 II-III 0,2 30; 17в 450 >1
aOria Ml,5 I ab 0,08; 0,056 10 ; 7В; >20г 500
a Sco Ml,5 I ab 0,06 15 500
а Согласно [1450], (О/С) =1,05; <О/Н) =10 3; N/C = 2.
[1572], Согласно этой работе, у aOri [N]=+0,24; [О] = —0,81.
° [688, 900].
Г [567].
чение достигалось бы в том случае, если бы вещество оболочки лишь
частично участвовало в CN-цикле. Предполагается, что низкое по отноше-
нию к водороду содержание углерода у a Sco и а Ori обусловлено реак-
циями CN-цикла, в результате которых относительное содержание С по-
нижается и остается низким, пока не начинается синтез углерода в За-
процессе в гелиевом слоевом источнике.
Дальнейшее обсуждение аномалий содержаний элементов в сильно
проэволюционировавших звездах см. в разд. 4.6.
Типичные звезды: a Ori, а Sco и о Cet. Из рассмотрения многочис-
ленных классов холодных звезд следует, что существуют различия между
самыми холодными звездами с массами, меньшими «5®1о, имеющими
четко выраженные аномалии содержаний химических элементов, и сверх-
гигантами более ранних спектральных классов (ранних подклассов М и
класса К) с большими массами (обычно до 20 или 309Jio), у которых
химический состав ближе к среднему «космическому». Это разграничение
справедливо лишь в самых общих чертах: если у гигантов классов G
и К содержание углерода такое же, как у Солнца, то у звезд a Sco и
а Ori содержание С (и О) явно понижено; возможно, это — общее свойство
сверхгигантов класса М (см. табл. XXIX). Граница между звездами этих
двух групп на диаграмме Герцшпрунга — Рессела, по-видимому, близка
к линии, на которой у звезд происходит первая гелиевая слоевая вспышка
(рис. 40), указывая на то, что данные различия характеристик звезд могут
иметь эволюцйонный смысл. Вторая и третья по блеску звезды на небе
после Сириуса a Sco и а Ori, вероятно, являются объектами, в которых
еще не произошло ни одной гелиевой слоевой вспышки, а Sco представляет
интерес и потому, что она двойная. Основные характеристики a Sco и
а Ori приведены в табл. XXX. При определении параметров принималось,
что расстояние до a Sco равно 180 пс, а до a Ori 140 пс [481].
Главная звезда системы a Sco, звезда a Sco А, переменна, ее звезд-
ная величина V изменяется в пределах от 0,8 до 1,8т. Видимое расстояние
между компонентами с 1847 по 1957 г. уменьшилось с 3,3 до 2,9" [771];
Основные группы звезд высокой светимости
143
ТабЛиЧа ххх
Основные характеристики двойной системы aSco [871, 1632] и сверх-
гиганта a Ori (1568, 1709]
a Sco А a Sco В a Ori
Спектральный класс М1.5 lab B2.5V Ml-м2 lab
1,2 (0,9—1,8)а 5,17
0,6 0,6
Mt. -5,7 -1,71
-7,1 -3,61 -7,5r
^L/LG 4,7 3,34 4,85=; 4,90‘
те, к [1355] 3650 18 500 3580
е 41" 52" (47")д
А/«© 810 4,6 600
6406 5,26
9И/®1© От 18 до 24 От 7 до 8,5 От <5 Л° 20
lg g От+ 0,2 до —1,4 4,0 0 (плоскопараллель- ная атмосФеРа) <-0,5
(сферическая атмо- сфера)
а
б
В
г
д
Наблюдаются неправильные колебания блеска; характерное время порядка гоД3
Оценка по L и Те.
Согласно [467].
Согласно [481].
Согласно [1355].
последнее значение соответ ствует проекции линейного расстояния между
компонентами 522 а. е.
Система представляет интерес с физической точки зрения, поскольку
наличие удаленного спутника спектрального класса В позР°ляет зонди-
ровать околозвездную оболочку сверхгиганта класса М на довольно боль-
шом расстоянии от него. В то же время степень ионизации в оболочке
a Sco А может локально изменяться в результате воздействия ультрафио-
летового излучения звезды В.
Ультрафиолетовые спектры этих звезд описаны в [1632]- Детальный
анализ спектра фотосферы a Sco и сравнение с модельными расчетами
пока не выполнялись. Спектр a Ori сопоставлялся с результатами рас-
четов плоскопараллельных моделей атмосфер [1568, 1569, 1571]- При этом
принималось: масса звезды ЭЛ = 15ЭЛО, радиус А = 600Ао, следовательно,
1g р = 0. Из этого сопоставления была найдена эффективная температура.
7^ = 3900 + 150 К. Такое же значение Те получено в [1569] методом од-
новременного определения Те и 0 [146] (разд. 2.3). Однако 11а результаты
может влиять наличие у звезды пылевой оболочки (см. разд. 2.5), а
также неприемлемость приближения плоскопараллельной атмосферы для
a Ori (разд. 5.2). Согласно [1709], данные наблюдений наилу*1шим образом
согласуются со сферическими моделями атмосфер при Те = 3900 К и
0,5, но тогда масса звезды ЭЛ < 5ЭЛО, а не 1593^0^ Это — су-
144
Глава 3
шественное расхождение, и оно требует тщательного дальнейшего иссле-
дования, так как может иметь фундаментальные последствия для анализа
поздних стадий эволюции звезд. По данным фотометрии континуума в
инфракрасной области спектра, Те — 3580 К [1355]. Мы примем это зна-
чение, хотя оно существенно отличается от приведенного выше резуль-
тата работ [1568, 1569, 1571].
Рассмотрим теперь внешние слои a Sco, главными образом расширя-
ющуюся оболочку звезды. Средняя скорость расширения, обнаруженного
еще в 1935 г. [8] и измеренного по асимметрии профилей фотосферных
линий, равна:
По Till От —17 до —18 км/с [871, 1517]
По Н и К Call — 18 км/с [434, стр. 109]
По другим околозвезд- — И км/с [434, стр 109]
ным линиям
По ультрафиолетовым —18 + 4 км/с [1632]
околозвездным лини-
ям
Итак, можно считать, что по результатам различных измерений скорость
расширения близка к —18 км/с, и мы примем это значение. Очевидно,
что звезда теряет массу; в литературе приводятся различные оценки
— ЙП. Наиболее тщательное исследование [1632] дает —ЭК % 7 -10“6 ЭЛд/год
(см. также табл. XLII).
Иная картина в спектре a Ori: эмиссионные линии Fell, Н и К Call
смещены по отношению к фотосферным линиям в длинноволновую сто-
рону на +5 и +6 км/с по лучевой скорости, тогда как на больших
расстояниях от звезды (3 — 5") газ, по-видимому, удаляется от нее с луче-
вой скоростью ~10 км/с [131]. Эти данные указывают на крупномас-
штабные движения, причем истечению вещества на больших расстояниях
от звезды противостоит падение вещества на звезду вблизи нее! Линии,
образующиеся в падающем веществе, имеют большую ширину, что может
быть обусловлено градиентом скорости или значительными микро- и
макротурбулентными скоростями [754]. Построена [153] модель, в которой
оболочка располагается на расстоянии R = 1,8/?* от звезды, а скорость
падающего вещества возрастает от v « 15 км/с на расстоянии R = 1,8/?*
до 60 км/с на R = /?*. Эту картину можно связать с гипотезой о ги-
гантских конвективных ячейках [1388, 1498] (разд. 5.10). В пользу данной
гипотезы свидетельствуют и результаты измерений Тинбергеном и др.
(1980) поляризации излучения a Ori, которые указывают, что в каждый
момент времени существует порядка одной ячейки со временем жизни
около года.
В спектре a Sco А также наблюдаются смещенные эмиссионные линии,
очевидно, околозвездного происхождения. Они слабее, чем у a Ori [434],
возможно, из-за влияния спутника спектрального класса В, который может
ионизовать часть оболочки. Согласно расчетам [130], радиус оболочки,
излучающей в линиях Call, равен 4 /?*. Для сравнения у a Ori радиус
оболочки, излучающей в линиях Call, равен по меньшей мере 30 /?*,
Основные группы звезд высокой светимости
145
а наблюдения эмиссионных линий Fell свидетельствуют о том, что они
возникают в слое вещества радиусом «2 R*.
Результаты сравнительного исследования потоков инфракрасного излу-
чения a Ori и а Sco в пяти спектральных полосах в области от 1 до
3,5 мкм [1153] свидетельствуют в пользу гипотезы, согласно которой
основное различие между этими звездами обусловлено наличием у о Ori
холодной хромосферы (Т« 5000 К), тогда как у a Sco хромосферы нет.
Этот удивительный результат требует дальнейшего анализа.
На нескольких частотах наблюдалось радиоизлучение a Ori. Резуль-
таты можно суммировать следующим образом:
10,7 ГГц 7±1 мЯн [20]
9 + 4 мЯн [20]
14,9 ГГц 8,7± 1,1 мЯн [177]
90 ГГц 90 ±32 мЯн [1385]
Вероятнее всего, это излучение обусловлено звездным ветром.
Согласно [134, 1632], звезда a Sco В расположена на луче зрения так,
что излучение ее фотосферы частично и селективно поглощается вещест-
вом, истекающим из a Sco А. Поэтому в спектре а Sco В наблюдаются
линии Till. Наблюдаемое смещение линий поглощения по отношению к
длинам волн линий, образующихся в покоящемся веществе, дает инфор-
мацию об относительном положении звезд: например, если бы a Sco В
располагалась далеко позади a Sco А, линии Till не были бы смещ^цы.
При расчетах необходимо учитывать ожидаемые размеры зоны Стремгрена
вокруг звезды класса В (в которой линии Till не возникают). Расчеты
моделей, которые учитывают наблюдаемое смещение линий в сочетании
со сведениями о доплеровской скорости a Sco В (8 км/с) и размерах
зоны Стремгрена (300 а. е.), показывают, что a Sco В расположена на
420 а. е. ближе к Земле, чем a Sco А. Отсюда следует, что нижний
предел расстояния между компонентами системы равен 670 а. е., а орби-
тальный период системы около 3000 лет.
Сообщалось [680] об обнаружении довольно сильных эмиссионных
линий Fell в ближней (3150 — 3300 А) и промежуточной (2000 — 3000 А)
ультрафиолетовых областях спектра. Линии накладываются на спектр
спутника класса В. Это означает, что протяженность оболочки a Sco А
превышает расстояние между компонентами системы.
Главная звезда окружена пылевой оболочкой. На ее существование
указывает слабая эмиссионная полоса, в которой излучается примерно
30% потока вблизи А = 11 мкм. Размеры оболочки определены на интер-
ферометре с гетеродинными приемниками излучения [1511]. Пылевые
частицы сконцентрированы в оптически тонком слое, внутренняя граница
которого расположена на угловом растоянии 0,4" («12 R#) от звезды.
У Бетельгейзе имеется подобная пылевая оболочка, ее оптическая
толщина на X = 10 мкм равна 0,04 — 0,1 [1572]. Согласно [1511], внутрен-
ний радиус оболочки «12 R„ а согласно [1572], 1—3 R„. Примерно
половина потока излучения пыли на А. = 11 мкм исходит из зоны радиусом
10-1092
146
Глава 3
30 R* [1014]; как показывают данные поляризационных наблюдений, слабый
поток исходит из области, простирающейся до углового расстояния
«30", т. е. «600 R* (см. также разд. 6.15). Концентрация пыли падает
с расстоянием как г2, следовательно, возможно, что пылевые частицы
образуются вблизи звезды, а затем удаляются от нее с постоянной
скоростью [1572]. Существование пылевой оболочки проявляется даже
в результатах измерений углового диаметра звезды в видимой области
спектра, приводя к завышенным значениям (см. разд. 2.5). Звезда окружена
также газовой оболочкой, размеры которой совпадают с размерами пы-
левой оболочки, о чем свидетельствуют наблюдения излучения в резонанс-
ной линии К >.7699, которое прослеживается до расстояния, равного ра-
диусу оболочки [135].
В спектре спутника a Sco спектрального класса В имеются сильные
запрещенные линии [Fell], образующиеся в области вокруг a Sco В
диаметром 6" [1505]. Впоследствии были обнаружены и другие эмиссион-
ные линии, а также радиоизлучение из области вокруг a Sco В [692,
1668]. Это указывает" на взаимодействие газа, истекающего из главной
звезды, с веществом, потерянным горячим спутником. Однако детали
механизма излучения, самого взаимодействия и строения оболочки до
сих пор не поняты.
Мира Кита о Cet (М5е —Mge) может служить еще одним типичным
примером звезд, описанных в данном разделе. Она обладает всеми ха-
рактеристиками очень красных переменных позднего спектрального класса,
расположенных в крайней правой части диаграммы Герцшпрунга — Рес-
села.
Сведения о параметрах фотосферы Миры Кита и некоторых других
ее характеристиках собраны в [232, 233]. Они основаны частично на
непосредственных результатах наблюдений, а частично получены путем
интерпретации данных наблюдений с помощью диагностической диаграм-
мы (рис. 58). Параметры о Cet [232, 233] таковы: расстояние 115 + 8 пс;
период 330 сут; lg <L/LO> = 3,9, следовательно, <МЬ> = — 5,0м; ЛЛ7Ь =
= l,!”; ЭЛ/ЙЛр =0,8; = -6 -10 7 9Ле/год. Точность приведенных значе-
ний отчасти зависит от надежности диагностической диаграммы (рис. 58).
Результаты предварительных расчетов спектра поглощения о Cet согласу-
ются с данными наблюдений при Те = 3000 К, 1g д = — 1 и — 5 км/с
[1196]. Однако по измерениям потоков инфракрасного излучения найдено
более точное значение Те = 2470 К [1355], которому соответствует сред-
ний радиус фотосферы «500 R&
Интересная и, вероятно, очень важная особенность Миры Кита состоит
в том, что эта звезда — визуально-двойная, причем спутник о Cet — белый
карлик класса В с периодом обращения «750 лет. На основе наблюде-
ний профилей типа Р Cyg бальмеровских линий и эмиссионных линий
Fell в спектре белого карлика сделан вывод [1808, 1809], что белый
карлик должен быть окружен вращающимся и расширяющимся газовым
диском. Скорость расширения изменяется от 100 до 300 км/с с периодом
«14 лет; с такой же периодичностью изменяются и другие параметры
звезды, характерные для звезд Ве. Расширение подтверждается и данными
Основные группы звезд высокой светимости
147
наблюдений в ультрафиолетовой области [244, 245], которые указывают
на скорость —350 км/с. Предполагается, что диск является аккрецион-
ным, следовательно, вещество перетекает с Миры на белый карлик.
Множество эмиссионных линий в ультрафиолетовой области [243, 245],
вероятнее всего, связано с аккреционным диском.
О потере массы Мирой свидетельствуют также наблюдаемые вокруг
звезды протяженные газовая и пылевая оболочки. Интерферометрические
спектральные наблюдения показывают, что видимый угловой диаметр са-
мой Миры Кита <0,Г' [534], а угловой диаметр пылевой оболочки
по данным интерферометрических наблюдений на X = 11 мкм (длина
волны излучения «силикатов») равен %0,7" [1512]. Температура частиц
х (500 — 700) К, радиус и яркость пылевой оболочки максимальны (>1")
в фазе максимума блеска звезды [1015].
3.12. ЯДРА ПЛАНЕТАРНЫХ ТУМАННОСТЕЙ
Ядра планетарных туманностей имеют самую низкую светимость из
всех звезд «наибольшей светимости». Однако они тесно связаны со звездами
различных типов, упоминавшимися в этой главе, и эволюционно, и по
физическим свойствам, поэтому им следует посвятить несколько слов.
Спектры ядер планетарных туманностей — ранние (О, Of, WR и «непрерыв-
ные»), Если рассматривать планетарные туманности, которые по кинемати-
ческим характеристикам относятся к старым объектам населения I, с
эволюционной точки зрения, то, по-видимому, они должны были образо-
ваться из более массивных звезд, потерявших часть своей массы. На
рис. 41 показано положение ядер планетарных туманностей на диаграмме
Герцшпрунга — Рессела [1160, 1248, 1719]. Согласно [1160], эти звезды за-
нимают обширную область, ограниченную lg (L/LG) от 0 до + 5 и 1g Те
от 4,5 до 5,3. Эти результаты пересмотрены [1248] с учетом данных
ультрафиолетовой фотометрии, выполненной на голландском астрономи-
ческом спутнике. Эффективные температуры звезд заново определены
методом, описанным в разд. 2.3, а Мъ — по данным о расстояниях до
звезд, об их видимых звездных величинах и спектрофотометрических па-
раметрах. Впоследствии эти данные были заново проанализированы [1719]
и показано, что найденные в [1248] значения параметров звезд можно
принять, если исправить принятую шкалу расстояний так, чтобы свети-
мости увеличились на A lg L х 0,3. Исправленная шкала расстояний
[1248] не отличается существенно от шкалы расстояний, предложенной
в [6].
На рис. 41 приведены данные [1248], исправленные в [1719]. Диаграм-
ма показывает, что по крайней мере часть ядер планетарных туманностей
имеет довольно высокие светимости. По-видимому, разумно предположить,
что есть две группы планетарных туманностей [604]. Рис. 41 наводит
на мысль о связи между планетарными туманностями и белыми карли-
ками, которые занимают на диаграмме Герцшпрунга — Рессела полосу
по Og Те, lgL/LG) от (4,7; 0) до (3,8; —4). Действительно, согласно
10*
148
Глава 3
Рис. 41. Положение на диаграмме Герцшпрунга — Рессела и эволюционные треки
ядер планетарных туманностей. Положение звезд указано согласно [1248] с учетом
поправок к светимости по [1719]. Кружки — ядра класса О, крестики — ядра со
спектрами типа Вольфа — Райе, точки — ядра с непрерывными спектрами. Штриховые
линии — теоретические эволюционные треки для звезд с массами 0,4 и 1 Wig [1802].
Числа около треков — массы невырожденных оболочек звезд (в 10 6 Wig для звезды
массой 1 Wig и в 10 4 Wig для звезды массой 0,4 Wig).
[1248], у некоторых ядер планетарных туманностей 1g д = 8. Многие авторы
(впервые Воронцов-Вельяминов в 1948 г. [1665]) высказывали предполо-
жение, что ядра планетарных туманностей, эволюционируя, превращаются
в белые карлики. Это предположение подкрепляется данными [231]:
а) в окрестностях Солнца локальная скорость, с которой планетарные
туманности образуются и заканчивают эволюцию, равна 4-10 3 —
6-10“3 (пс’-год)-1; с учетом исправленной шкалы расстояний [1719]
2-10"3 — 3,5-10“3 (пс3-год) \ б) ежегодно оканчивают эволюцию
2-10“3 — 3 • 10“3 пс-3 звезд массой от 1 до 5 9ЛС; что близко к
в) найденной в [1719] скорости образования белых карликов: 2-10-3
(пс3*год)-1.
Рассмотрим теперь происхождение ядер планетарных туманностей и
используем для этого сведения об их химическом составе. Отношение
содержаний Не/Н часто повышено и составляет 0,08 — 0,2, отношение N/O
также повышено по сравнению с солнечным, причем между этими от-
ношениями содержаний существует четкая корреляция [792, 793]. Кроме
того, N/Н и С/Н больше солнечных в 3 — 5 раз и, возможно, на порядок
величины соответственно [1561]. Из этих данных следует, что ядра пла-
Основные группы звезд высокой светимости
149
нетарных туманностей — проэволюционировавшие объекты, а относитель-
ные содержания С, N и О помогают определить начальные массы объектов,
в которых в результате термоядерных реакций эти элементы образова-
лись, поскольку их конечное относительное содержание зависит от тем-
пературы в недрах и, следовательно, от массы звезды (см. разд. 4.6 и
рис. 56, 57). Таким путем можно прийти к выводу, что реакции должны
были протекать при весьма высоких температурах, а звезды должны
были потерять значительную чать своей массы, чтобы продукты ядер-
ного горения оказались на поверхности [523]. Наблюдаемые отношения
содержаний Не/Н и N/О соответствуют исходным массам звезд главной
последовательности больше 3 — 59JlG [784]. На более поздних стадиях
эволюции эти звезды должны были пройти стадию красного гиганта.
Предполагается, что непосредственно планетарным туманностям предше-
ствуют неоднородные красные гиганты (звезды типа Миры Кита??) с
массами ядер 0,6 — 0,89)1 о.
Возможно, примером внезапного превращения красной звезды в пла-
нетарную туманность является V1016 Cyg, которая до 1964 г. была крас-
ной звездой, после этого ее блеск возрос на 5т и она превратилась
в звезду с эмиссионными линиями в спектре [179, 294, 296, 526]. На-
блюдения в оптической области спектра указывают на существование
вокруг звезды холодной газовой оболочки (как у звезд спектрального клас-
са Мб), расширяющейся со скоростью 34 км/с. Наблюдается также звезд-
ный ветер с v = 105 км/с [9, 889]. Вещество звездного ветра имеет довольно
высокие степени ионизации и возбуждения, которые непрерывно увеличива-
ются. В середине 1970-х годов в спектре V1016 Cyg появились линии
Fell и [FeVII], интенсивность которых нарастает [297].
Еще один пример — звезда НМ Sge [295, 890], блеск которой в 1975 г.
за 5 месяцев возрос на 6т; после этого спектр звезды указывал на
образование новой оболочки, взаимодействие которой со звездным ветром
звезды спектрального класса М и привело к возрастанию блеска. В ми-
нимуме блеска звезда была красной, но в максимуме она имела спект-
ральный класс BQ (новоподобный объект), и температура ее фотосферы
равнялась 30 000 — 50 000 К, а кинетическая температура туманности 104 К
[45]. В течение 1977 г. у НМ Sge появились характеристики звезды
Вольфа — Райе, но через год широкие эмиссионные линии в спектре стали
едва заметны, так что фаза звезды Вольфа — Райе, очевидно, была вре-
менной [297]. Не исключено, что НМ Sge — двойная звезда [1264].
Время от времени (с характерным интервалом несколько суток) НМ Sge
вспыхивает (%0,4"‘) [121]. Наблюдается радиоизлучение, имеется сильный
избыток инфракрасного излучения, а в спектре присутствуют такие
линии высокого возбуждения, как [Nil], [ОШ], [Arlll], [ArIV] и т. д.
Все эти особенности характерны для расширяющихся оболочек с повы-
шенной температурой. Звезда НМ Sge окружена пылевой оболочкой [1264].
Туманности вокруг V1016 Cyg и НМ Sge имеют довольно высокую
концентрацию: пе > 106 см-3 [529] и ие » 5 • 107 см'3 [890] соответственно.
Это можно рассматривать как свидетельство того, что оба объекта —
Молодые планетарные туманности, хотя следует также отметить, что
150
Глава 3
в изменениях их спектров есть некоторое сходство с изменениями, про-
исходящими у медленной новоподобной звезды RR Tel (см. гл. 9).
Не ясно, относится ли пекулярная переменная звезда FG Sge к тому
же классу объектов. Относительно яркая центральная звезда окружена
слабо светящейся кольцевой оболочкой (18", или 0,2 пс); в спектре на-
блюдаются резкие эмиссионные линии На, Нр, Ну, причем линия Ну
имеет профиль типа Р Cyg [665]. Блеск звезды постепенно возрос от
mpg = 13,6m в 1894 г. [1289] до В = 9,6т в 1965 г. [674]. Спектральный
класс изменялся следующим образом: B4I в 1960 г., A5I в 1965 г.,
F2Ia в 1969 г., F7Ia в 1971 г. [275], G2Ib в 1975 г. [1425]. За этот
период времени постепенно исчезли эмиссионные компоненты профилей
типа Р Cyg бальмеровских линий. Быстрые изменения спектрального класса,
светимости и показателей цвета звезды наблюдались с июня по сентябрь
1970 г. В 1977 г. в спектре FG Sge наблюдались только линии погло-
щения [826]. Наиболее интересным и, несомненно, уникальным фактом
явилось то, что начиная с 1967 г. содержание элементов, синтезируемых
в «-процессе, по-видимому, увеличивалось [918]. Таким образом, FG Sge —
единственная из известных пока звезд, у которой за время, меньшее че-
ловеческой жизни, наблюдалось обогащение атмосферы продуктами термо-
ядерного синтеза! Возникновение газовой оболочки, которая была видна
в 1960 г., могло быть вызвано выбросом вещества, начавшимся несколько
тысяч лет назад [674], а изменения, происходившие в недавнее время,
можно уверенно интерпретировать выбросом второй сначала непрозрач-
ной газовой оболочки.
Представляют интерес инфракрасные спектры ядер планетарных туман-
ностей. «Силикатные полосы» в спектрах V1016 Cyg и НМ Sge вблизи
X — 10 мкм указывают на наличие в оболочках пыли, а результаты на-
блюдений инфракрасного континуума НМ Sge приводят к оценке яркост-
ной температуры 950 К. В спектрах обеих звезд имеются указания на
поглощение молекулами СО в диапазоне 2—3 мкм [1264].
Другие возможные протопланетарные туманности — это Vy 2-2 и М1-92,
они более подробно рассмотрены в разд. 6.14.
Вероятнее всего, звезды превращаются в ядра планетарных туманностей
в результате выброса внешних частей оболочек, однако как именно это
происходит, пока неизвестно. Возможно, потеря массы и последующее
превращение красного гиганта в голубое ядро планетарной туманности
вызываются преобразованием ядерной и гравитационной энергии в теп-
ловую с характерным временем 5000 лет [1391]. Предполагалось, что выброс
обусловлен давлением излучения [524]. Согласно расчетам [1802] с учетом
турбулентного давления, характерное время выброса 0,1богатого водо-
родом вещества равно 3000 лет, при этом эффективная температура звезды
возрастает от 6500 до 8000 К, а светимость остается неизменной. В [1563]
предполагается, что выброс происходит в результате ядерных слоевых
вспышек; таким образом объясняется наличие планетарных туманностей
с несколькими оболочками. Согласно [805], параметры ядер планетарных
туманностей хорошо объясняются, если их массы 9JI = O,659Mq, а массы
богатых водородом оболочек 9ЭТН= 10-3ЗЛо. На рис. 41 показаны эволю-
Основные группы звезд высокой светимости
151
ционные треки моделей ядер планетарных туманностей массой 0,4 и 19ЛС>
у которых в качестве параметра, зависящего от времени, используется из-
менение массы богатых водородом оболочек. Характерное время превра-
щения ядер в белые карлики оказалось порядка 103 лет (для звезды с
ЭЛ = 1УЛО) и 104 лет (для звезды с ЭЛ =0,4ЭЛо).
Обнаружено, однако [167], что звезда UU Sge является затменной
двойной, главный компонент которой — субкарлик спектрального класса
О массой «0,99Ло и радиусом 0,4 RQ, а спутник — карлик класса К
(й0,79Ло, %0,7 Ro). Расстояние между компонентами равно 3 RG. Это
открытие можно рассматривать как подтверждение гипотезы, согласно
которой ядра планетарных туманностей являются результатом эволюции
двойных спектрального класса М. Предсказывается [167], что со временем
система UU Sge может превратиться в катаклизмическую переменную
(«субновую») звезду.
Физические параметры оболочки («туманности») в настоящее время
объясняются [891] взаимодействием быстрого звездного ветра от недавно
образовавшегося ядра туманности — бывшего ядра красного гиганта — с
более медленным звездным ветром, оставшимся от стадии красного
гиганта. В пользу этой гипотезы свидетельствуют наблюдения молодой
планетарной туманности V1016 Cyg. В области взаимодействия старого
и нового звездного ветра возникает более плотная, но тонкая оболочка.
Численные расчеты, в которых используются имеющиеся данные о звезд-
ном ветре и скорости оболочки V1016 Cyg, дают для темпа потери
массы »3-10 5 Э.И(./год и для современной массы оболочки 7- 10-5SDlG;
за 5000 лет масса оболочки возрастет до ~0,04У.Но.
Различные гипотезы согласуются в том, что превращение красного
гиганта в планетарную туманность происходит за 103 — 104 лет, а плане-
тарная туманность превращается в белый карлик еще за 103 — 104 лет.
Таким образом, стадия планетарной туманности может быть лишь очень
коротким эпизодом в жизни звезды с начальной массой несколько 9Л0.
Глава 4
ЭВОЛЮЦИЯ МАССИВНЫХ ЗВЕЗД
4.1. НАЧАЛЬНЫЕ СТАДИИ ЭВОЛЮЦИИ МАССИВНЫХ ЗВЕЗД
Эволюция звезд до главной последовательности проходит следующие
этапы [420]:
а. В течение 1 106 — 10-106 лет после того как межзвездное вещество
попадает в галактическую волну плотности (спиральный рукав), происходит
образование звезд, темп которого описывается законом: dpstar/A oo(pgas)1,8
[612, 1369]. Возникают сгустки вещества; самогравитация обеспечивает
устойчивость некоторых (очень немногих) из них, такие сгустки становят-
ся центрами притяжения окружающего вещества [1055]. Пока облако
межзвездного газа достаточно разрежено, процесс сжатия лучше всего
определить как «свободное падение» с характерным временем тгг =
= (d In p/dt)~х. В случае однородной сферы плотностью р (г/см3), т. е. мас-
сой УЛ = 4тгД3р/3, время сжатия, в течение которого плотность возрастает
в е раз, можно определить из условия, что в момент 1 = 0 скорость
падения вещества на поверхности (на расстоянии R от центра сферы)
равна скорости ускользания: r(0) = (2G9Ji/R)’/2. Тогда, интегрируя по ско-
рости, находим, что для уменьшения радиуса сферы от R до R/eil3 тре-
буется примерно
т„ « 0,2 (K3/GS£R)1/2 = 0,2 (3irGp/4)1/2 » 40р“ 1/2с (4.1.1)
(обратите внимание, что это xff примерно в 10 раз меньше значения,
которое обычно приводится в литературе, поскольку, как правило, при-
нимают v (0) = 0 или интегрируют вдоль всего радиуса R).
б. На последующей стадии эволюции, когда сжимающееся облако до-
стигает размеров звезды, оно полностью находится в состоянии конвек-
тивного равновесия; на диаграмме Герцшпрунга — Рессела объект быстро
перемещается через верхнюю правую часть.
в. В следующей фазе перенос энергии излучением приходит на смену
конвекции; на диаграмме Герцшпрунга — Рессела объект приближается к
главной последовательности; его движение по диаграмме становится на-
много медленнее, чем на предыдущей стадии.
г. Когда Т и р в центре звезды достигают достаточно больших
значений, основным источником энергии становятся термоядерные реакции.
Звезда теперь находится на главной последовательности; ее эволюция
происходит еще медленнее, чем в фазе (в).
Во время стадий сжатия (б) и (в) и, возможно, даже в начале стадии
(г) звезды все еще окружены большим количеством газа и пыли, кото-
Эволюция массивных звезд
153
рые их полностью скрывают (фаза звезд-коконов), и для них характерны
звездный спектр и низкая поверхностная яркость. Эта стадия эволюции
завершается разрушением оболочки, и тогда массивная звезда наблюда-
ется как звезда Ае или Ве Хербига (см. разд. 3.6).
В этом разделе мы кратко изложим некоторые особенности эволюции
в конце стадии (б) и на стадии (в) и оценим время, необходимое для
достижения стадии (г), а также опишем наблюдаемые проявления звезд,
когда они погружены в газо-пылевые облака.
А. ОБЛАКА ВОКРУГ СЖИМАЮЩИХСЯ ЗВЕЗД
Существует ряд наблюдательных свидетельств того, что сжимающиеся
звезды, по крайней мере массивные, окружены протяженными газо-пыле-
выми облаками сферической или дискообразной формы, которые рас-
сеиваются и начинают пропускать излучение звезд, как правило, лишь
тогда, когда звезды приближаются к главной последовательности или
уже вступают на нее. Такие облака часто обнаруживают по их ин-
фракрасному или радиоизлучению. Наибольшие из облаков имеют 9ЭТ >
> 2 • 105 9Ие и размеры < 100 пс [1456]. Для некоторых облаков харак-
терно сильное излучение в радиолинии Н2О на частоте 22 ГГц и в радио-
линиях ОН на частотах 1665 и 1667 МГц [615], усиленное мазерным
эффектом. Интерферометрические наблюдения со сверхдлинной базой по-
казывают, что облака, излучающие в линиях Н2О, имеют размеры по-
рядка 10*1 км » 103 а. е. (см. более подробное обсуждение характеристик
таких облаков в разд. 6.14). Подобные молекулярные облака довольно
легко теряют энергию [1506]; это следует также из рассмотрения вы-
ражения для характерного времени их сжатия (4.1.9). Большие интеграль-
ные потоки излучения наиболее ярких облаков, излучающих в дальней
инфракрасной области, ясно показывают, что источником излучаемой ими
энергии во многих случаях должны быть звезды очень высокой свети-
мости, предположительно спектральных классов О и В. Для примера
упомянем излучающий в инфракрасной области комплекс AFGL 333, све-
тимость которого равна светимости звезды главной последовательности
класса В0.5 [1553]. Известны семь космических источников мазерного
излучения Н2О, связанных с объектами Хербига — Аро [1305], которые
считают рождающимися звездами. Составлен [579] каталог положений
и спектров 82 источников мазерного излучения Н2О в линии 22 ГГц
и сделана попытка связать некоторые из них со звездами спектраль-
ных классов О или В, находящимися на различных возможных ранних
стадиях эволюции (табл. XXXI). Более подробные сведения об источниках
Н2О получены в работе [1692].
Б. КОНВЕКТИВНОЕ СЖАТИЕ, ТРЕК ХАЯШИ
Когда в ходе сжатия температура звезды повышается настолько, что
молекулы водорода диссоциируют, отношение удельных теплоемкостей
Таблица XXXI
Стадии эволюции звезд спектральных классов О и В, на которых возможно
появление мазерного излучения молекул Н2О |579|.
Эволюционная стадия Продолжи- тельность, годы Динамические эффекты Наблюдаемые проявления Возможные примеры
1. Чисто ак- крецион- ная фаза Сжатие протозвезд- ного облака со ско- ростью от 2 до 5 км/с (характер- ный размер облака 1018 СМ) Плотное молекуляр- ное облако со сла- бо возбужденны- ми молекулами; самопоглощение в линиях СО ?
2. Образе- 3-105 Давление излучения Источник излучения W3IRS5; ис-
ванне яд- останавливает ак- в далекой инфра- точник излу-
ра, «вклю- креционный поток красной области; чения в ра-
чение» на расстоянии мазер ОН с ин- диолинии
звезды 1013—Ю14 см от центра; образуется внутренний непро- зрачный кокон;ки- нетическая энергия аккрецируемого вещества нагрева- ет пыль фракрасной накач- кой; излучение Н2О в узком интервале лучевых скоростей появляется в конце этой стадии Н2О вблизи W3OH/IRS8
3. Начало 2-104 Давление излучения Сильный источник NGC7538S;
расшире- ния коко- на продолжает воз- растать благодаря термоядерным ре- акциям в ядре звез- ды. Пылевой фронт (внутренний не- прозрачный кокон) расширяется со скоростью 3 — 10 км/с, его радиус возрастает от 1014 до 1016 см. Воз- можно образова- ние внешнего ко- кона на расстоя- нии 1017 см от центра. Вещество вне кокона про- должает аккреци- ровать излучения в дале- кой инфракрасной области; форми- руются четкие спектры Н2О типа «оболочки» («три- плеты») с интерва- лом лучевых ско- ростей 3 — 10 км/с; лучевые скорости мазерных линий ОН такие же, как у линий Н2О W7N-OH
4. Развитие Сильное ультрафио- Источник излучения NGC 7538 —IRSI;
сверхком- пактной области н+ летовое излучение звезды приводит к образованию сверхкомпактной области Н+, огра- ниченной пылью; область Н+ расши- в дальней и ближ- ON1 ней инфракрасной областях спектра; в излучении Н2О преобладают низ- коскоростные спектральные дета-
Продолжение табл. XXXI
Продолжи-
Эволюционная трп.нпгт.
1 сльнии i ь,
стадия годы
Динамические эффекты
Наблюдаемые проявления
Возможные
примеры
5. Начало 104
фрагмен-
тации обо-
лочки;
фаза
звездного
ветра
ряется со ско-
ростью 1 — 10 км/с.
Звездный ветер,
обусловленный
давлением излуче-
ния, начинает вы-
дувать отдельные
фрагменты пыле-
вой оболочки. Са-
мые внешние части
оболочки могут
продолжать аккре-
цировать
Сильный звездный
ветер, скорость ко-
торого 2-103 км/с,
выдувает фраг-
менты оболочки с
расстояний 1016 —
1017 см; аккреция
прекращается; ра-
диус компактной
области Н+ возра-
стает до 1016 см, но
область Н4 по-
прежнему ограни-
чена пылью
ли типа «оболоч-
ки», однако появ-
ляются несколько
слабых высокоско-
ростных деталей
(в х 30 км/с).
Сверхкомпактная
область Н+ мо-
жет наблюдаться
в непрерывном
радиоизлучении.
Однако большая
часть ультрафио-
летовых квантов
поглощается
пылью, поэтому
поток радиоизлу-
чения не пропор-
ционален инфра-
красному потоку
Интенсивное излуче- W49N/H2O;
ние в дальней и W51 Man;
ближней инфра- Ori KL
красной областях
спектра; в излуче-
нии Н2О наблю-
даются как низко-
скоростные, так и
высокоскоростные
(> ±100 км/с)
спектральные де-
тали, возможно
излучение SiO, ис-
ходящее из обо-
лочки, расширяю-
щейся с малой
скоростью (?); «го-
рячее» высокоско-
ростное истечение,
наблюдаемое в ли-
ниях молекул СО и
высоковозбужден-
ных молекул; ком-
пактная область
Н ' может наблю-
даться в радио-
континууме, а от-
ношение потоков
на X—20 мкм и
Продолжение табл. XXXI
Эволюционная
стадия
Продолжи-
тельность,
годы
Динамические эффекты
Наблюдаемые проявления
Возможные
примеры
6 см сравнительно
мало
6. Распад
оболочки
Внутренний кокон
становится неус-
тойчивым и разру-
шается; расширяю-
щаяся компактная
область Н+ огра-
ничена ионизаци-
онным фронтом
Интенсивное излуче-
ние в ближней ин-
фракрасной облас-
ти; спектр низко-
скоростного излу-
чения в линиях
Н2О утрачивает
симметричную
форму, и его ин-
тенсивность пада-
ет. Сильная пере-
менность излуче-
ния Н2О, интен-
сивные высокоско-
W51 N;
G0.55 —0.85
7. Расшире- 104
ние ком-
пактной
области
Н +
Радиус области Н +
достигает 1017 см
(расстояние, на ко-
тором расположен
возможный внеш-
ний кокон?); ульт-
рафиолетовое из-
лучение разрушает
молекулы Н2О;
мазеры ОН нака-
чиваются ультра-
фиолетовым из-
лучением
8. Радиус
области
Н+ до-
стигает
ЗЮ4
Область Н стано-
вится ограничен-
ной плотностью
газа
ростные детали.
Интенсивное ра-
диоизлучение
области Н+ в кон-
тинууме
Излучение в ближ-
ней инфракрасной
области от горя-
чей пыли в области
Н+. Мазерное из-
лучение Н2О от-
сутствует. Мазеры
ОН могут распо-
лагаться вблизи
фронта ионизации
(1017 см). Спект-
ральная плотность
потока оптически
тонкого радиокон-
тинуума постоян-
на во времени, а
частота излома в
его спектре мед-
ленно уменьшает-
ся. Поток радиоиз-
лучения пропорци-
онален потоку в
ближней инфра-
красной области
Мазерное излучение
Н2О или ОН от-
сутствует. Область
Н+ излучает в
Излучение в
радиоконти-
нууме и ма-
зерное излу-
чение ОН от
W3 OH/IRS8
(на ранних
стадиях);
W3A/IRS1
(на более
поздних ста-
диях)
Область Трапе-
ции в Орионе
Эволюция массивных звезд
157
Продолжение табл. XXXI
Продолжи- Эволюционная дельность, Динамические эффекты стадия годы Т1 - Возможные Наблюдаемые проявления примеры
границы прото- звездного облака (1018 см) ближней инфра- красной, видимой и ультрафиолето- вой областях спектра
у = ср/с„ становится меньше 5/з и поэтому звезда может прийти в состоя-
ние конвективного равновесия (см. разд. 4.2). Теорема Фогта — Рессела
[1327, 1663] гласит, что в ограниченной области диаграммы Герцшпрунга—
Рессела (о степени ограничения см. [790]) внутреннее строение звезды
полностью определяется ее массой и химическим составом (поскольку
основные дифференциальные уравнения внутреннего строения зависят
только от массы ЭИ и химического состава X, Y, Z). Мы воспользу-
емся этой теоремой, чтобы показать, что конвективная звезда данной
массы должна располагаться на диаграмме Герцшпрунга — Рессела на
строго определенной линии. У любой звезды на уровне фотосферы дав-
ление равно
/’рьо. = (GW/R2) J pdrx 2/з G9W/xphotR2. (4.1.2)
R
Следовательно,
Ppho.=-Ppho.W R, X, Y, TphJ.
С другой стороны, в недрах звезды, которая полностью находится в
конвективном равновесии,
Р = КТ512, где К = К (ЭИ, L, R, X, У), (4.1.3)
а в зоне ионизации непосредственно под фотосферой
Pt = Р (р, X, Y, Т). (4.1.4)
Поскольку между функциями Р [уравнение (4.1.3)] и Pf [уравнение (4.1.4)]
не должно быть разрыва, а граничное значение давления равно Ppho„
У полностью конвективной звезды с данной массой и химическим сос-
тавом (X, Y, Z) должно существовать однозначное соответствие между
радиусом фотосферы R и ее температурой Tphot (хТе) R =Р(9И, X, Y, Те).
Поскольку R связано с L и Те формулой L= 4nR2cj7j, исключение R
из последних двух уравнений дает однозначное соотношение между L и
Те. Это соотношение определяет положение полностью конвективных звезд
данной массы и химического состава на диаграмме Герцшпрунга — Рес-
села, называемое треком Хаяши для звезд данной массы.
158
Глава 4
Положение этих треков на диаграмме Герцшпрунга — Рессела первым
рассчитал Хаяши в 1961 г. [646 — 648], за ним подобные вычисления
выполняли и другие авторы; треки Хаяши показаны на рис. 2, 6 и 40.
Для массивных звезд треки Хаяши еще не рассчитывались. Трек проходит
почти вертикально, так что все конвективные звезды данной массы имеют
примерно одинаковую температуру поверхности. Звезды, не являющиеся
полностью конвективными, должны располагаться левее трека Хаяши,
поскольку у них те же значения ЭК и L соответствуют более высоким
Те, а в области диаграммы Герцшпрунга — Рессела правее трека Хаяши
устойчивые звезды данной массы существовать не могут. Вследствие
этого когда сжимающаяся звезда приходит в состояние гидростатического
равновесия, она оказывается на треке Хаяши и в ходе дальнейшего сжатия
перемещается вниз вдоль этого трека до тех пор, пока не перестает
быть полностью конвективной. Затем, постепенно перестраиваясь, она в
конечном итоге переходит на трек, который описывает эволюцию звезды,
находящейся в лучистом равновесии.
В. РАДИАТИВНОЕ СЖАТИЕ
Трек сжимающейся звезды, которая находится в лучистом равновесии,
можно рассчитать исходя из простых гомологических соотношений. Пусть
Lo, Ro, (Те)о ... и т. д. — параметры звезды в определенный момент времени
в ходе радиативного сжатия. Тогда выполняется соотношение
nF/nF0=(L/L0)(R/R0)-2.
В то же время
"Wo = [Ш/.
Следовательно,
Те/(Те)о = (L/Lo)1'4 (R/R0)'12. (4.1.5)
Для звезд с постоянными 9J1, ц, Р,лй/Р и химическим составом, которые
находятся в лучистом равновесии, эддингтоновское соотношение масса —
светимость сводится к соотношению между L и R:
L/Lo = (R/Ro)-1/2. (4.1.6)
Из соотношений (4.1 5) и (4.1.6) находим
L/Lo = [ТДТе)0]°Л (4.1.7)
Это уравнение описывает трек полностью лучистой сжимающейся звезды
на диаграмме Герцшпрунга — Рессела.
Время тс, необходимое для сжатия, легко оценить. Поскольку с учетом
уравнения (4.2.4) можно записать
L = - dE/dt = - ‘/з [(Зу - 4)/(т - 1)] dCl/dt, (4.1.8)
где Е — полная внутренняя энергия звезды, у = cp/cv, Q — потенциальная
Эволюция массивных звезд
159
энергия, получаем
«о
= 7з [(Зу - 4)/(у — 1)] J L 'd£l. (4.1.9)
п
где индексом 0 обозначено исходное значение Q. Интегрируя уравнение
(4.1.9) в предположении, что звезда состоит из одноатомного газа (у = 5/3),
получаем, что для Солнца время сжатия от бесконечного до сов-
ременного радиуса (тс)о = 6-107 лет, а для других звезд
тс « 6 • 107 (П/£2О) (Lq/L) лет. (4.1.10)
Это время сжатия обычно называется характерным временем Кельвина —
Гельмгольца. Для массивных звезд при выводе этого приближенного соот-
ношения следует учесть давление излучения. Тогда, например, мы найдем,
что горячая звезда С, Pup (O4ef) сжалась до главной последовательности
за 2-106 лет. Выражение (4.1.10) можно также использовать, чтобы рас-
считать время сжатия какой-либо части звезды, например ее ядра.
4.2. ГЛАВНАЯ ПОСЛЕДОВАТЕЛЬНОСТЬ, ВРЕМЕНА ЖИЗНИ ЗВЕЗД,
ИХ УСТОЙЧИВОСТЬ
Для звезд, источником энергии которых являются термоядерные реак-
ции, время жизни на главной последовательности равно времени выгора-
ния ядерного (водородного) топлива в их ядрах:
Tnf » 9JlcoreAfe/Lx <М/£ос ЯЛ1 (4.2.1)
где 9Лсоге ~ масса той части звезды, в которой могут протекать термо-
ядерные реакции, Af — относительное содержание ядерного топлива, е —
эперговыделение в ядерных реакциях в эрг/(г-с), и — показатель степени
в соотношении масса — светимость [формула (1.4.1)]. Поскольку у звезд
с массами до ~ 50ЯЛ о значение п « 3 — 4, Tnf — быстро убывающая функ-
ция массы, даже если учесть, что у массивных звезд, у которых давле-
ние излучения преобладает над газовым давлением во всем объеме, п
стремится к единице. Приближенные значения Tnf в зависимости от Мь
приведены на рис. 42. На рис. 42 отмечено, что звезды с Мь —10™
пульсационно неустойчивы (табл. XXXII). К вопросу о неустойчивости
мы вернемся ниже в этом разделе. Из рассмотрения рис. 42 ясно, что
среднее время жизни звезд очень высокой светимости на главной после-
довательности мало по сравнению с космологическим. Эволюция звезд
на стадии после главной последовательности будет рассмотрена в разд. 4.3
и последующих разделах.
Рассмотрим теперь положение главной последовательности в зависи-
мости от содержания в звездах гелия. Сначала рассмотрим последова-
тельности моделей звезд различных масс (от 0,5 до 1ОЯЛ0, так как ге-
лиевые звезды с ЭЛ > 109Ле неустойчивы) с гелиевыми ядрами различных
масс. Были рассчитаны модели звезд с чисто гелиевым ядром, масса
которого 9ЛГ определяется параметром qo = 9ЛГ/УЛ. Положение последова-
160
Глава 4
Рис. 42. Времена жизни звезд на главной последовательности в зависимости от
болометрической звездной величины [820]. Звезды с Л7Л<—10 m пульсационно
неустойчивы.
тельностей моделей с различными значениями q0 показано на рис. 43.
Интересно сравнить положение начальной главной последовательности чи-
сто гелиевых звезд [823] с результатами расчетов других авторов при У =
= 1, Z = 0 [369], У=0,98, Z = 0,02 [299], Н: He:C:Fe = 10:1000:10:1
[1137] и У=1 [1187]. Различия между кривыми (не все из которых
нанесены на рис. 43) малы. Сильнее отличаются от других результаты
расчетов [1494], в которых использовались таблицы непрозрачностей
Карсона [241].
Часто принимается, что звезды Вольфа — Райе располагаются на нача-
льной главной последовательности гелиевых звезд, но это не так. Звезды
Вольфа — Райе находятся ближе к начальной главной последовательности
водородных звезд; тем не менее полагают, что они богаты гелием.
В этой связи полезно обратить внимание на то, что на рис. 43 почти
чисто гелиевые звезды (qo = 0,9 или 0,85) располагаются вблизи началь-
ной главной последовательности водородных звезд.
Представляет интерес ширина полосы на диаграмме Герцшпрунга —
Эволюция массивных звезд
161
Рис. 43. Положение главной последовательности при различных значениях пара-
метра ц0 — ЙНг/®1, где — масса чисто гелиевого ядра. Штриховая и пунктирная
линии — положения начальных главных последовательностей звезд с химическим
составом Y = 1, Z = О и Y = 0,98, Z = 0,02 соответственно (см. текст). Штрих-
пунктирная кривая — положение начальной главной последовательности чисто
гелиевых звезд по расчетам [1496] с использованием непрозрачностей Карсона
[241]. При построении диаграммы использованы данные [823].
Рессела, которую занимают звезды, находящиеся на стадии горения
водорода в ядре. Часто интуитивно предполагают, что эта полоса совпа-
дает с начальной главной последовательностью, однако это несправедливо
для массивных звезд. Если при расчетах учитывается возможность про-
никновения конвективных элементов за границу внутренней конвективной
зоны на стадии горения водорода в ядре, то радиусы моделей могут
значительно превышать обычно принимаемые, вследствие чего полоса
горения водорода расширяется. При экстремальных, но, вероятно, не слиш-
ком правдоподобных условиях она может простираться до границы
Хаяши [1005].
Подобного же результата можно достичь [1495], если использовать
при расчетах повышенные непрозрачности. Переход от непрозрачностей
Кокса и Стюарта, рассчитанных для «водородоподобных» моделей атомов,
к новым, вероятно, завышенным значениям непрозрачности Карсона [241],
11-1092
162
Глава 4
Рис. 44. Положение моделей звезд, в ядрах которых горит водород, на фоне
эмпирической диаграммы Герцшпрунга — Рессела для звезд высокой светимости
ранних спектральных классов [1495]. При расчетах моделей использовались не-
прозрачности Карсона. Сплошные линии — модели с начальным содержанием
металлов Z = 0,02, штриховые — с Z = 0,04. Две граничные линии — начальная
главная последовательность (химически однородные звезды) и последовательность
моделей с минимальной эффективной температурой на стадии горения водорода
в ядре.
рассчитанным с использованием более точной модели атома Томаса —
Ферми, приводит к сильному изменению положения на диаграмме Герц-
шпрунга — Рессела моделей звезд, в недрах которых горит водород. По-
вышение непрозрачности ведет к увеличению радиусов звезд, особенно
с массами >30ЭЛо. Вследствие этого полоса, в которую попадает звезда
на стадии горения водорода в ядре, занимает большую часть области
высоких светимостей на диаграмме Герцшпрунга — Рессела (рис. 44). Резуль-
таты сильно завйсят от принятого значения Z, как следует из различия
в положении моделей с Z = 0,02 и 0,04. Важный результат расчетов [1496]
состоит в том, что при более высокой непрозрачности горение водорода
в ядрах звезд происходит в значительно более широкой области в верх-
ней части диаграммы Герцшпрунга — Рессела, чем принималось ранее.
Ко времени написания этой книги (1980 г.) не было предложено убе-
дительных аргументов в пользу каких-либо таблиц непрозрачности. Не-
сомненно, модель атома Томаса — Ферми лучше описывает свойства элект-
Эволюция массивных звезд
163
ронного облака в атоме, чем модель водородоподобного атома, однако
вряд ли можно ожидать, что непрозрачности будут отличаться более
чем на несколько десятков процентов; поэтому столь большие различия
к удивительны.
Проблема устойчивости массивных звезд главной последовательности
имеет несколько аспектов. С увеличением массы возникает неустойчивость,
которая обусловлена тем, что из-за роста температуры и светимости
значительно возрастает и давление излучения. Вследствие этого значение
у = cp/cv, которое равно 5/3 для одноатомного газа, стремится к значению
4/3, характерному для изотропного излучения абсолютно черного тела.
Элементарные рассуждения приводят к выводу, что звезды с у = 4/3
близки к пределу устойчивости. Если U — полная внутренняя энергия
газа звезды, Ekin — ее кинетическая энергия и Е = U + И — полная энергия,
то из термодинамических соображений следует, что при U = с„Т
£ki„ = 71 = 72 (Ср - с„) т = 72 (Y - 1) и, (4.2.2)
где у = ср/с„.
Согласно теореме вириала в замкнутой системе, если пренебречь
энергией вращения, должно выполняться соотношение
2Ekin + Q = 0. (4.2.3)
Подстановка (4.2.2) в (4.2.3) дает £2 = 3 (1 — у) U, и, следовательно,
Е = U + Q = (4 - Зу) U = 7з [(Зу - 4)/(у - 1)] О. (4.2.4)
Поэтому полная энергия звезды с у < 4/3 положительна, и звезда должна
быть неустойчивой, а звезда с у = 4/3 должна находиться как раз на
пределе устойчивости. Конкретный тип неустойчивости можно определить
из численных расчетов.
Первым физически обосновал эти соображения Леду [929] в 1941 г.
Он показал, что химически однородная звезда при у —> 4/3 должна совер-
шать почти гомологические колебания. Иными словами, амплитуда ко-
лебаний должна быть конечной по всему объему звезды, в том числе и
в ее ядре. Дестабилизирующее влияние изменения скоростей термоядер-
ных реакций в ходе колебаний сильнее, чем стабилизирующее влияние
лучистого переноса в оболочке. Следовательно, у звезды очень больших
масс может развиться пульсационная неустойчивость. На основе более точ-
ных моделей однородных звезд с массами от 28 до 2009Jio было показано
[1390], что мнимая часть фазового коэффициента амплитуды пульсаций
становится положительной, когда масса звезды достигает примерно 60URq.
Из рассмотрения этой проблемы в рамках линейной теории колебаний
[631, 1411, 1819] установлено, что предельное значение массы устойчивых
звезд зависит от относительного содержания гелия Y и тяжелых элементов
Z (табл. XXXII). (Результаты подобных расчетов [12]: 9ЛНт = 609йо при
У = 0,25, Z = 0,03 не вполне сравнимы с результатами других авторов,
так как в [12] непрозрачность вычислялась по формуле Крамерса с
учетом рассеяния на свободных электронах.) Поскольку все сверхгиганты
п*
164
Глава 4
Таблица XXXII
Нижняя граница масс пульсационно неустойчивых звезд согласно расчетам для
однородных звезд (главной последовательности) в рамках линейной теории пульсации
при различных предположениях относительно содержания гелия (У) и тяжелых
элементов (Z). Значения с крестиками — согласно 11819), остальные — согласно |1501|
Y Z
0,05 0,04 0,03 0,02 0,01 0,002
0 165 134 120 106
0,18 91 +
0,2 140 ПО 90 86
0,28 87 +
0,38 84+ 76+ 72 +
0,4 114 88 70 64
0,48 67 +
0,9-0,95 60 41 26 21
должны быть молодыми в космологическом смысле, их химический состав
должен быть близок к химическому составу звезд населения I, т. е.
Z ® 0,03 и Y«0,3. Отсюда верхний предел масс звезд, устойчивых к
пульсациям, лежит где-то вблизи 90®1о в зависимости от химического
состава. Для звезд больших масс предел устойчивости на диаграмме
Герцшпрунга — Рессела определяется линией, идущей от главной после-
довательности к более низким Те. Для моделей звезд, рассчитанных с
использованием непрозрачностей Карсона, предельные значения масс устой-
чивых звезд ниже, они приблизительно определяются соотношением
L/ЭЛ » 103, где L выражено в LG, а 931 — в 931 о [1490] (рис. 45). Для
вращающихся звезд предельное значение масс устойчивых объектов ®llim
намного выше [1489]. Параллельно с описанными выше исследованиями
были выполнены и более корректные исследования проблемы с учетом
нелинейных эффектов [39, 40, 1198, 1524, 1525, 1819]. Оказалось, как и
следовало ожидать, что в этом случае амплитуды пульсаций не возраста-
ют неограниченно, а достигают некоторого предельного значения и поэ-
тому не оказывают разрушительного действия, как в линейном случае.
Например, оценка скорости потери массы составляет всего лишь 3 • 10”5
®1о/год для звезды массой 1OO931G [1525] и 4-10“5 ЭЛ^/год для звезды
массой 130931 G [40]. Поскольку, кроме того, массивные объекты, эволюцио-
нируя, быстро перемещаются в правую часть диаграммы Герцшпрунга —
Рессела, где звезды более устойчивы, маловероятно, что слегка проэво-
люционировавшие массивные звезды окажутся пульсационно неустойчи-
выми. Другой аспект проблемы устойчивости массивных звезд — возмож-
ность их нерадиальных пульсаций. В первом приближении этот вопрос
исследован в [1412], а затем рассмотрен в [12, 1659, 1699]. По-видимому,
у звезд с 9J1 > 60931 с может происходить резонансное взаимодействие
между первой гармоникой радиальных колебаний и нерадиальной рг-модой
колебаний. Следовательно, хотя звезды с массами > 60931G и не обяза-
Эволюция массивных звезд
165
Рис. 45. Пульсационная неустойчивость массивных звезд [1490]. Неустойчивы звезды,
которые находятся в заштрихованных областях. Обозначения К — С и К поясняют,
какие таблицы непрозрачности использовались при расчетах, а — отношение длины
пути перемешивания к высоте однородной атмосферы. Параллелограмм — поло-
жение наблюдаемых звезд типа Р Сер.
тельно должны быть неустойчивыми, они могут пульсировать с малыми
амплитудами.
Очевидно, что результаты описанных выше исследований не дают
ответа на вопрос о верхнем пределе масс звезд главной последователь-
ности. Поэтому более плодотворный подход — последовать Эддингтону
[474, с. 15—18] и поставить вопрос иначе: могут ли вообще возникать
звезды с массами, близкими к 1009Ло [920]? Согласно [920], в ходе
образования протозвезды поток излучения становится настолько большим,
что давление излучения делает невозможным образование коллапсирую-
щего газового облака, более массивного, чем примерно 50'2)1 G (с точностью
до фактора 2), за промежуток времени, доступный для обособления
звезды в первичном облаке.
Резюмируем выводы, касающиеся верхнего предела звездных масс.
а. Линейный анализ устойчивости приводит к предельному значению
909Ио. У звезд больших масс должна проявляться в какой-то форме
пульсационная неустойчивость, однако из нелинейного анализа следует,
что предельное значение массы выше 90Ш1о, а скорость потери вещества
звездой с массой 130WiG должна составлять — ЯИ = 4 10-5 ®1о/год. Такой
темп потери массы наблюдается у звезд раннего спектрального класса
Of (см. табл. XXXIX), а результаты расчетов эволюционных последова-
166
Глава 4
тельностей моделей звезд предсказывают такие значения масс для звезд
наиболее ранних спектральных классов.
б. Рассмотрение условий образования звезд приводит к верхнему пре-
делу масс порядка 50 ( + 50; —25) SWG.
в. Согласно критерию Эддингтона (разд. 1.3 и 1.4), верхний предел
«50ЯПо.
г. Массы наиболее массивных компонентов двойных (табл. VIII) за-
ключены в пределах от 60 до 80931G (звезда Пласкетта и BD +40° 4220).
Итак, максимальная масса равна ж 100 + 409Ло. Необходим дальнейший
анализ устойчивости звезд главной последовательности и слегка проэво-
люционировавших звезд, а также более детальное исследование устойчи-
вости сжимающихся протозвезд.
4.3. ЭВОЛЮЦИЯ МАССИВНЫХ ЗВЕЗД
ПОСЛЕ ГЛАВНОЙ ПОСЛЕДОВАТЕЛЬНОСТИ
Эволюция массивных звезд на главной последовательности и более по-
здних стадиях определяется всего несколькими факторами (см. [423]).
Во-первых, выделение энергии в ядре звезды после ее прихода на глав-
ную последовательность определяется термоядерными реакциями. Инфор-
мация об энерговыделении при термоядерных реакциях в очень горячих
недрах звезд схематически представлена на рис. 46. Принимается, что ве-
щество полностью состоит из ядерного топлива, плотность вещества равна
10 г/см3 при расчетах энерговыделения в ходе горения Не и 105 г/см3
в ходе горения остальных элементов. При расчетах нейтринных процессов
принималось р = 105 г/см3 и среднее число нуклонов на один свободный
электрон це = 2; вещество полагалось невырожденным.
Во-вторых, время жизни звезды на главной последовательности xms
определяется временем истощения запасов ядерного водородного топлива
[см. формулу (4.2.1)].
В-третьих, когда запасы ядерного топлива определенного сорта в ядре
истощаются, а температура ядра недостаточно высока, чтобы началось
горение следующего элемента, и когда нет «слоевого источника», поток
излучения звезды поддерживается сжатием ядра. Характерное время сжатия
ядра, tc, определяется формулой (4.1.10), где в этом случае Q — потенци-
альная энергия сжимающегося ядра, a L по-прежнему светимость звезды.
Из уравнения (4.1.8) следует, что у звезды с у = 5/3 половина высвобож-
дающейся потенциальной энергии высвечивается, а половина идет на на-
гревание вещества ядра, поскольку, согласно теореме вириала [уравнение
(4.2.3)], dE^Jdt = — 3/2 dEl/dt = L. Увеличение температуры ядра является
следствием теоремы вириала.
Таким образом, картина эволюции звезды на главной последователь-
ности и более поздних стадиях в принципе проста: излучение звезды
поддерживается выгоранием ядерного топлива (характерное время Tnf);
когда запасы топлива определенного сорта в ядре истощаются, светимость
звезды поддерживается сжатием ядра (с характерным временем тс); одно-
Эволюция массивных звезд
167
Рис. 46. Выделение энергии при термоядерных реакциях [650].
временно сжатие приводит к повышению температуры недр до значения,
при котором может начаться горение следующего элемента.
Все звезды главной последовательности с 9J1 > 3 9Jie имеют хорошо раз-
витые конвективные ядра, так что благодаря конвективному перемеши-
ванию в каждый момент времени химический состав всего ядра одинаков
и ядерное топливо истощается одновременно во всем ядре. Однако это
не имеет места на последующих стадиях эволюции, когда размеры ядра
могут сильно меняться.
Эволюция звезды промежуточной массы, например 9Ji «59Й©, схема-
тически изображена на рис. 47. Пока запасы водорода не истощатся в
столь значительной части ядра, что термоядерные реакции временно пре-
кратятся, звезда на диаграмме Герцшпрунга — Рессела почти не переме-
щается. После истощения запасов водорода в ядре звезда продолжает
излучать (сохраняется разность температур между ядром и фотосферой и,
следовательно, должен существовать поток излучения), потери энергии
на излучение должны компенсироваться за счет выделения внутренней
энергии, что достигается сжатием ядра (с характерным временем тс), При
сжатии ядра повышение температуры в центре вызывает расширение обо-
лочки звезды, следовательно, ее радиус увеличивается; непосредственным
результатом этого является уменьшение Те. На диаграмме Герцшпрунга —
Рессела звезда перемещается вправо и, если пренебречь потерей массы,
немного вверх. Перемещение влево прекращается, когда температура в
Центральных областях повышается настолько, что могут начаться термо-
ядерные реакции в водородном слоевом источнике — слое вещества вокруг
лишенного водорода ядра.
168
Глава 4
Рис. 47. Стадии эволюции сравнительно массивной звезды.
Последующее сжатие оболочки приводит к перемещению звезды на
диаграмме Герцшпрунга — Рессела немного влево, до тех пор пока не
начнется следующая фаза сжатия — сжатие гелиевого ядра, сопровождаю-
щееся значительным смещением звезды вправо. В работе [1368], а затем
в других работах (например, [483, 936]) обращено внимание на положение
на диаграмме Герцшпрунга — Рессела короткопериодических переменных
типа Р Сер (или р СМа) (рис. 48). Данные точной фотометрии показы-
вают, что эти звезды занимают на диаграмме узкую полосу [775, 1408],
в которой примерно три четверти всех звезд — объекты типа Р Сер
[1409]. Эта полоса совпадает с областью, которую звезда в ходе эволю-
ции после начальной главной последовательности пересекает трижды:
сначала во время горения водорода в ядре, затем во время фазы сжатия
и, наконец, на стадии горения водорода в слоевом источнике. В [1368]
сделано предположение, что эту полосу можно отождествить с короткой
эволюционной фазой перед началом горения водорода в слоевом источнике.
Однако сравнение числа звезд типа Р Сер в полосе с числом, ожидаемым
исходя из времен жизни этих звезд на трех участках эволюционных треков,
проходящих внутри полосы, показало [1409], что неустойчивость типа
Р Сер наступает непосредственно перед первым поворотом эволюцион-
ного трека, т. е. звезды этого типа находятся в самом конце стадии го-
рения водорода в ядре. Для объяснения неустойчивости выдвигались раз-
личные гипотезы. Предположение Стотерса и Саймона [1500] о связи
неустойчивости с накоплением Н и Не в атмосфере менее массивного
компонента двойной, по-видимому, некорректно, поскольку большинство
звезд типа р Сер — одиночные. Возникновение неустойчивости может быть
Эволюция массивных звезд
169
Рис. 48. Двойной излом эво-
люционных треков, соответ-
ствующий фазе сжатия перед
началом горения водорода в
слоевом источнике, может соот-
ветствовать фазе неустойчиво-
сти, для которой характерна
переменность типа р Сер. Круж-
ки — звезды типа Р Сер. Числа
у треков указывают продолжи-
тельность сжатия для звезд со-
ответствующих масс [483].
связано с резонансом собственной моды радиальных пульсаций звезды
в целом и колебательной конвекции с нарастающей амплитудой в быстро-
вращающемся ядре [1172]. Важно, что резонанс возможен лишь в конце
стадии выгорания водорода в массивных звездах! Кроме того, в [1463]
предлагается связать неустойчивость с дестабилизирующим влиянием гра-
ницы зоны ионизации Не+: на этом уровне работа fyPdV^O. Однако
вряд ли предложенные механизмы могут объяснить наблюдаемое бурно
ускоряющееся расширение атмосфер звезд типа р Сер [216],
В конце стадии сжатия гелиевого ядра из-за увеличения температуры
недр и градиента температуры звезда перемещается в область, занимаемую
почти полностью конвективными звездами, при этом она поднимается
вдоль линии, очень близкой к треку Хаяши, по которому почти полностью
конвективные звезды опускались в ходе сжатия к главной последова-
тельности. Эволюция звезд с ЭЛ = 0,7 и 2,2ЭЛ© до начала горения Не
в ядре подробно исследована в [1515]; несколько примеров треков при-
ведено на рис. 49. У звезд умеренных масс, треки которых приведены
на рис. 49, гелиевые ядра почти во всех случаях вырожденны. Это имеет
значение для последующей эволюции, поскольку а) вырожденные ядра
изотермичны из-за высокой теплопроводности вырожденного вещества
170
Глава 4
Рис. 49. Эволюционные треки красных гигантов с
991, Y и Z [1515].
различными значениями
и б) слабая зависимость температуры от давления в вырожденном ве-
ществе приводит к тепловой вспышке, когда начинается За-реакция. Это
явление называется гелиевой вспышкой (см. ниже и разд. 4.6).
На следующей стадии эволюции, стадии горения гелия в ядре, звезда
на диаграмме Герцшпрунга — Рессела снова перемещается влево и описы-
вает петлю. В конце этой стадии начинается сжатие образовавшегося у
звезды углеродно-кислородного ядра. Точная форма петли и ее протя-
женность в сторону высоких температур известны довольно ненадежно,
поскольку у сравнительно массивных звезд на поздних стадиях эволю-
ции развиваются обширные конвективные зоны в ядре, в промежуточ-
ных областях, а также в оболочке: все еще не вполне ясно (разд. 4.4), какой
использовать критерий, чтобы определить, где существует конвекция.
В [1493, 1494] рассчитаны эволюционные треки звезд с массами от 15
до 64ЯЛО с различным химическим составом и при различных предположе-
ниях относительно конвекции (с использованием критериев конвективной
устойчивости Леду и Шварцшильда, см. разд. 4.4). Оказалось, что у звезд
с солнечным химическим составом или с химическим составом, соответст-
вующим населению I, формы треков звезд различных масс различаются.
Треки звезд с Ш1 > 20ЗДе не описывают петель в сторону высоких тем-
ператур. Эти звезды более или менее прямолинейно перемещаются в
Эволюция массивных звезд
171
область низких температур на диаграмме Герцшпрунга — Рессела и до-
стигают границы Хаяши к концу стадии горения гелия в ядре. Модели
звезд с 'JJ1 < 17'JJIq описывают петли в сторону высоких температур;
протяженность петель зависит от использованного критерия конвектив-
ной устойчивости.
Подобные же, но менее детальные результаты получены в [290,820,1414]:
горение гелия в ядрах массивных звезд происходит только тогда, когда
они находятся в низкотемпературной области диаграммы Герцшпрунга —
Рессела. Эти выводы подтверждены в [1002], где показано, что у звезд
с массами ^409Ло горение гелия в ядрах происходит, когда они на-
ходятся в области голубых сверхгигантов; у более массивных звезд весь
гелий, по-видимому, выгорает на стадии красных сверхгигантов. Участок
первой петли с промежуточной эффективной температурой отождествляется
с областью диаграммы Герцшпрунга — Рессела, населенной цефеидами.
Следовательно, цефеиды — это звезды, у которых горение гелия в ядре
почти закончилось. Количественные характеристики нескольких подобных
объектов приведены в работе [365], в которой по параметрам пульса-
ций оценены массы короткопериодических цефеид AC And и TUCas:
3 - 49И©.
Когда сжатие углеродного ядра приводит к дальнейшему повышению
температуры в центральных частях звезды, начинается горение гелия в
слоевом источнике. На этой стадии трек звезды может описать на диаграм-
ме Герцшпрунга — Рессела вторую петлю (рис. 50) [697]. Наличие этих
двух петель на эволюционных треках звезд с умеренно большими мас-
сами, например 7 и 9S0i© (Рис- 50), не подлежит сомнению, но их точ-
ное положение все еще является предметом горячих дискуссий. По-види-
мому, оно сильно зависит даже от того, какая программа используется
для расчетов (ср. [1183]).
К концу стадии сжатия углеродного ядра звезда довольно далеко
продвигается вверх вдоль границы Хаяши в низкотемпературной области
диаграммы Герцшпрунга — Рессела. Это перемещение продолжается до
момента, когда начинается горение углерода.
В заключение еще раз напомним о некоторых все еще существую-
щих неопределенностях.
Использование различных таблиц непрозрачностей звездного вещества
может повлечь за собой значительные изменения в положениях звезд и
их эволюционных треков на диаграмме Герцшпрунга — Рессела.
Другие трудности при расчетах эволюции массивных звезд связаны
с несовершенством наших знаний о соответствующих физических пара-
метрах (не только о непрозрачностях, но и о скоростях выделения термо-
ядерной энергии), а также с весьма серьезными проблемами, возникаю-
щими при рассмотрении конвективной устойчивости в химически неод-
нородных областях звезд (см. обсуждение этого вопроса в обзоре [380]
и в разд. 4.4, где рассматриваются конвекция и полуконвекция).
Не следует забывать о важности проникновения конвективных элемен-
тов за границы ядер: оно приводит к увеличению радиусов звезд и
уменьшению Те.
172
Глава 4
Рис. 50. Эволюционные треки звезд массами 7 и 9 на диаграмме Герцшпрун-
га — Рессела. Штриховые участки треков EFG — первая петля (на стадии горения
Не в ядре), сплошные участки GHK — вторая петля (в начале горения Не
в слоевом источнике) [697].
На конечных стадиях эволюции звезд умеренной массы ((8 —10) ЙИ©- —
Перев.) плотность вещества в их ядрах возрастает настолько, что наступает
вырождение. Особенностью вырожденного вещества является то, что в
противоположность невырожденному давление в нем почти не зависит от
температуры. Если по какой-то причине в вырожденном ядре звезды
начинаются ядерные реакции (например, когда температура превосходит
определенный предел), то ядро не расширяется, что влечет за собой
дальнейшее повышение температуры, нагревание за счет ядерного
энерговыделения и так далее. Эта стадия эволюции называется вспышкой.
Температура ядра повышается, пока не происходит снятия вырождения.
Гелиевые вспышки происходят в гелиевых вырожденных ядрах (звезд
с ЭЛ < 2,5®i©. — Перев.). Гелиевые слоевые вспышки происходят в звездах
с двойными слоевыми источниками, и они могут значительно влиять на
температуру поверхности звезд (ср., например, [1189]). Углеродные вспыш-
ки должны происходить в вырожденных углеродных ядрах и так далее.
Предполагается [765], что термоядерное горение в ходе углеродной
вспышки может привести к гравитационному коллапсу и образованию
нейтронной звезды. У звезд с массами 7—9ЙЛ© потери энергии на из-
лучение нейтрино вызывают охлаждение ядер и, следовательно, темпера-
турную инверсию; в результате углерод загорается на некотором рас-
стоянии от центра [494, 1187].
Эволюция массивных звезд
173
4.4. КОНВЕКЦИЯ И ПОЛУКОНВЕКЦИЯ
У проэволюционировавшей звезды химический состав центральных
областей отличается от состава оболочки. Если ядро находится в кон-
вективном равновесии, то оно химически однородно. Сжимающееся в ходе
эволюции конвективное ядро окружено слоями, в которых атомная мас-
са р(г) уменьшается по направлению наружу, возможен даже скачок ц(г),
который может привести к появлению скачка непрозрачности х. Если
непрозрачность в основном обусловлена рассеянием на свободных
электронах (что справедливо для звезд с ЭМ > 109Ло), то величина х ж
л 0,2(1 + X) должна изменяться скачком там, где скачком изменяется р(г),
поскольку при ионизации водорода на единицу массы приходится больше
свободных электронов, чем при ионизации гелия. В этом случае могут
произойти изменения в режиме переноса энергии. Проблема состоит в
том, как в данном случае определить условия возникновения конвекции.
Классический критерий лучистого равновесия сформулировал Карл Шварц-
шильд, который предположил, что при лучистом равновесии градиент
плотности должен быть меньше, чем в адиабатическом случае:
| d p/dr | < | d p/dr | ad. (4.4.1)
В химически однородной среде условие (4.4.1) эквивалентно условию
(dT/dP\ad (dT/dP)aa,
или, как принято записывать,
Vrad < Vad, (4.4.2)
где X = dlgT/digP. Этот критерий часто называют критерием Шварц-
шильда или температурным критерием.
Условие устойчивости неоднородной среды было получено в [930] и
уточнено в [1335, 1336, 1491]. В этом случае условие (4.4.1) после неко-
торых алгебраических преобразований приводится к виду
Vrad < Vad + [₽/(4 - ЗР)] d lg p/d lg P. (4.4.3)
Это условие называется критерием Леду или критерием по плотности.
Применение критерия (4.4.3) вместо (4.4.2) ведет, по-видимому, к стабили-
зации движений в модели недр звезды. Отметим, что различие между
критериями Шварцшильда и Леду имеет смысл лишь в тех слоях звезд,
где атомная масса ц(г) изменяется с высотой; во всех остальных слоях
эти критерии совпадают. Следовательно, сравнение этих критериев имеет
смысл лишь для проэволюционировавших звезд.
Прежде чем сравнивать критерии и делать выбор, опишем другой эф-
фект, также связанный с химической неоднородностью проэволюциони-
ровавших звезд: полуконвекцию. Возникает ли вблизи слоя, где происхо-
дит скачок X, ц и х, небольшая неустойчивая зона, в которой мед-
ленные движения стремятся выровнять содержания химических элементов
или хотя бы сгладить скачок ц (г)? Определим полуконвекцию как про-
174
Глава 4
цесс, посредством которого благодаря (нередко медленным) конвективным
движениям по крайней мере частично восстанавливается химическая одно-
родность неоднородной зоны (обычно расположенной выше границы
конвективного ядра) или ее части [930, 1389]. В [1414] полуконвекция
определяется как «частичное конвективное перемешивание в конвективно
неустойчивой зоне, „устойчивость которой в результате перемешивания
может быть достигнута еще до того, как зона станет полностью одно-
родной». Полуконвекция, по-видимому, имеет место у звезд с массами
больше 10—151010 [1298], что легко объяснить: эти звезды вступают на
главную последовательность с довольно большими конвективными ядрами,
размеры которых затем уменьшаются.
Метод учета полуконвективного перемешивания в численных расчетах
разработан в [1414, 1483], а затем уточнен в [1452] и заново проана-
лизирован в [1453]. Хотя уравнения и способы вычислений, использу-
емые разными авторами, различаются, все методы, а отсюда и резуль-
таты в конечном счете идентичны. Полуконвекцию рассматривают как
диффузию содержаний химических элементов, причем поток ср* содержания
элемента определяется выражением
<рг = -Kcy'/dr,
а для содержания каждого элемента записывается уравнение неразрывности
dy^/dt + УФ = (dx7dt)nucl,
где член в правой части описывает изменение содержния элемента из-
за ядерных реакций.
Кроме того, распределение химического состава должно быть таким,
чтобы градиент температуры сохранял заданное значение, соответствую-
щее условию (4.4.2) или (4.4.3). Таким образом, метод расчета сводится
к изменению содержаний элементов до достижения устойчивости, так что
одновременно определяется параметр X. Если X > 0, то область является
полуконвективной.
Влияние полуконвекции на результаты расчетов довольно значительно.
Как правило, модели, рассчитанные без учета полуконвекции, оказыва-
ются систематически более голубыми, чем модели с точно такими же
параметрами, рассчитанные с учетом полуконвекции [289]. В качестве
примера на рис. 51, а показаны эволюционные треки звезды ЭИ = 15311©
без потери массы, при расчетах которых в качестве условия конвектив-
ной устойчивости использовался критерий Шварцшильда [выражение (4.4.2)],
причем один из треков рассчитан с учетом полуконвекции. Примеча-
тельно внутреннее строение моделей с полуконвекцией (рис. 51,6 и в):
представляет интерес эволюция полуконвективных зон, расположенных
над конвективными зонами. Расчеты выполнены для химического состава
X = 0,7, Y= 0,27, Z = 0,03.
Рис. 52 иллюстрирует влияние двух факторов. На нем показаны эво-
люционные треки звезд различных масс, рассчитанные а) с использова-
нием двух разных критериев конвективной устойчивости (Леду и Шварц-
Эволюция массивных звезд
175
Рис. 51. Эволюция звезды 15 [1553]. а — эволюционные треки; сплошная
линия — без учета полуконвекции, пунктирная — с учетом полуконвекции, б, в —
изменение со временем положения границ конвективных зон (сплошные линии)
и гелиевого ядра (штриховая линия).
шильда); б) при двух предположениях относительно содержания металлов.
Расчеты проводились с учетом полуконвекции.
Сравнение эволюционных треков звезды L5SL<1q на рис. 51 и 52 (соот-
ветственно пунктирная и штриховая линии) указывает на зависимость от
Z, сравнимую с эффектом учета полуконвекции. Это можно понять: учет
полуконвекции приводит к локальному понижению градиента температуры,
т. е. к тому же результату, что и понижение непрозрачности.
Второстепенное, но не пренебрежимо малое значение имеет выбор
условия конвективной устойчивости, и, наконец, на форму треков сущест-
венно влияет принятое значение содержания тяжелых элементов.
Еще одно обстоятельство, которое играет важную роль при исследо-
вании внутреннего строения массивных звезд, но которое до сих пор
трактовалось весьма приближенно, — это проникновение конвективных эле-
ментов за пределы ядра. Оно ведет к увеличению радиуса звезды и
поэтому существенно для ее устойчивости и температуры Те. Однако влия-
ние этого эффекта трудно описать количественно [1656].
Вернемся теперь к критериям конвективной устойчивости (4.4.2) и (4.4.3).
176
Глава 4
Рис. 52. Эволюционные треки звезд различных масс на диаграмме Герцшпрунга —
Рессела, рассчитанные с использованием критерия Леду (а) или Шварцшильда (б).
Сплошные линии — треки звезд с химическим составом X = 0,739, Z — 0,044,
штриховые линии — X = 0,739, Z = 0,021 [1493, 1494].
Эволюция массивных звезд
177
В свое время широко дискутировался вопрос о том, какой из двух кри-
териев следует использовать в области, где р претерпевает скачок. В этой
связи Като [804] справедливо заметил (см. также [1452]), что в зоне,
где выполняется условие (4.4.2), выполняется и условие (4.4.3), так как р
и Р одновременно уменьшаются с радиусом и поэтому второй член в
правой части выражения (4.4.3) положителен. Поскольку полуконвекция
перемешивает вещество и сглаживает градиенты химического состава в
зоне, в которой при других условиях перемешивания бы не было, одно-
временное использование условия (4.4.3) и рассмотрение полуконвекции
взаимоисключают друг друга. Численно устойчивые решения уравнений
внутреннего строения можно найти лишь тогда, когда в нолуконвектив-
ной зоне используется критерий Шварцшильда [1414].
Таким образом, следует, по-видимому, использовать критерий Шварц-
шильда и учитывать полуконвекцию.
Поскольку приведенные выше аргументы кажутся убедительными, но
все же нуждаются в подтверждении численными расчетами, некоторые
авторы пытались найти другие обоснования для выбора одного из двух
критериев.
Есть три подхода к проблеме выбора критерия конвективной устой-
чивости.
а. В предварительном исследовании [804] выбран фундаментальный
метод анализа устойчивости области звезды, строение которой рассчитано
с учетом критерия Леду. Найдено, что эта зона неустойчива по отно-
шению к колебаниям, которые, возникнув, приводят к довольно быстрому
перемешиванию и к химической однородности зоны, так что в ней снова
применим температурный критерий. В [554, 555] исследовалась эволю-
ция звезды 30sJJ1q населения I на главной последовательности, а затем
и звезд с несколькими значениями масс, близкими к 1,19Ji©. В [1472]
анализировалась устойчивость полуконвективной зоны и сделаны расчеты
пяти моделей с массами от 0,66 до 121, ЮТ©. В неоднородных слоях, где
должна происходить полуконвекция, модели имеют градиент температуры
больше адиабатического в соответствии с условием (4.4.3). У звезд с
9JJ > 15®1о колебательная конвекция с нарастающей амплитудой может
привести к нерадиальным колебаниям химически неоднородных слоев,
соответствующим сферическим гармоникам высокого порядка. Большин-
ство исследованных моделей неустойчивы с характерным временем 103 —
104 лет. Чтобы в конвективной зоне поддерживалось состояние, близкое
к конвективной нейтральности, градиент температуры должен быть лишь
слегка сверхадиабатическим, т. е. меньше чем на 1 — 2 % превышать гра-
диент, рассчитанный в соответствии с условием Шварцшильда (4.4.2). Это
обстоятельство можно рассматривать как свидетельство в пользу коррект-
ности критерия Шварцшильда. Количественные нелинейные расчеты устой-
чивости полуконвективных зон до сих пор не выполнялись.
б. Описанные выше исследования полуконвекции основывались на ана-
лизе устойчивости полуконвективных зон. Другой подход заключается в
исследовании физики конвекции. Такой подход [1367] показал, что в ходе
эволюции между поверхностью звезды и отступающим конвективным
12-1092
178
Глава 4
ядром возникает промежуточная конвективная зона, ниже которой рас-
полагается полуконвективная зона. Вследствие проникновения конвектив-
ных элементов за границу промежуточной конвективной зоны она слива-
ется с ядром. Следовательно, происходит интенсивное перемешивание и
химический состав всей области конвекции становится одинаковым, поэ-
тому можно применять критерий Шварцшильда.
в. Следующий подход — эмпирический — состоит в сопоставлении пред-
сказываемого по эволюционным трекам числа звезд в различных областях
диаграммы Герцшпрунга — Рессела с наблюдаемым. Однако данные на-
блюдений не могут иметь решающего значения: оценки отношения числа
голубых к числу красных сверхгигантов заключены в диапазоне от 1,6
[1366] до 10 [1485].
Эволюционные расчеты показывают, что время, которое звезда про-
водит на стадии между истощением запасов водорода в ядре и началом
горения в нем гелия, когда ядро быстро сжимается и температура
достигает значений, достаточных для загорания Не, относительно мало.
Большую часть времени эволюции после главной последовательности звезда
находится на стадии горения гелия в ядре. Поэтому важно знать, в какой
части диаграммы Герцшпрунга — Рессела звезды пребывают на данной
стадии, тогда сравнение результатов расчетов с диаграммами показатель
цвета — светимость звездных скоплений позволит установить, какой
механизм в первую очередь ответствен за излучение звезды. С этой целью
обычно рассчитывают отношение времени, проводимого звездой в области
голубых сверхгигантов, ко времени, проводимому в области красных
сверхгигантов, tbr. Оказывается, что при использовании критерия Шварц-
шильда tbr возрастает с увеличением массы звезды, а в моделях, основанных
на критерии Леду, гелий в ядрах загорается только на стадии красного
сверхгиганта. В первом случае самые массивные сверхгиганты проводят
большую часть времени в голубой области диаграммы Герцшпрунга —
Рессела (рис. 52).
Особенно детально проблема полуконвекции исследована в работах
[1493 — 1495], в которых рассчитаны эволюционные треки массивных звезд
(10 — 609J1©) с различным химическим составом и с использованием усло-
вий конвективной устойчивости (4.4.2), а затем (4.4.3). Для обоих случаев
были определены зоны, занимаемые голубыми сверхгигантами на диаграм-
ме Герцшпрунга — Рессела. Различия между моделями и эволюционными
треками малы и не имеют фундаментального значения (рис. 52).
Хотя проблема так и не решена, мы приходим к заключению, что
большинство аргументов, по-видимому, свидетельствуют в пользу темпе-
ратурного критерия (критерия Шварцшильда).
4.5. ВЛИЯНИЕ ПОТЕРИ ВЕЩЕСТВА
НА ЭВОЛЮЦИЮ МАССИВНЫХ ЗВЕЗД
С начала 1950-х годов вопрос о влиянии потери массы на эволюцию
массивных звезд был предметом многочисленных обсуждений. Теперь ситуа-
ция прояснилась, поскольку мы знаем, что звезды ранних спектральных
Эволюция массивных звезд
179
классов наибольшей светимости с Мь < — 6 или — 7,5т интенсивно теряют
массу. Одновременно стали приближенно известны темпы потери массы
звездами, находящимися в различных областях диаграммы Герцшпрунга —
Рессела.
Фесенков в 1949 г. [521] первым предположил, что потеря массы
играет важную роль в эволюции звезд ранних спектральных классов.
Он принял, что потеря массы описывается формулой
-ЭЛ = ££, (4.5.1а)
предположив, что истечение вещества обусловлено давлением излучения.
Затем Масевич [1001], основываясь на соотношении (4.5.1а), провела пер-
вые расчеты эволюции с потерей массы, которые она продолжила в
последующие годы (см. ссылки в [1004]). Намного позже к этой проблеме
обратился Танака [1531, 1532]. Он также принял некоторый закон для
темпа потери массы и, сравнив свои результаты с результатами расчетов
для консервативного случая, нашел, в согласии с [1001], что при одина-
ковом содержании водорода в ядре для звезды, теряющей массу, харак-
терны меньшие £и Те, большая относительная масса конвективного ядра
и более продолжительное время горения водорода в ядре. Результаты
первых расчетов были, по существу (однако не во всех случаях!), под-
тверждены другими авторами, которые позднее рассматривали этот вопрос
с разной степенью детализации метода вычислений.
В [426] использовался закон потери массы, подобный тому, который
принимался в [521, 1001, 1531, 1532]:
-ЭЛ = /У£/с2, (4.5.16)
где £— светимость звезды, с — скорость света, N — безразмерный свобод-
ный параметр. Следует отметить, что при N > 1000 эволюционные треки
практически совпадают с главной последовательностью, однако это зна-
чение N сильно завышено. Заметим, что при N -» со трек должен точно
совпадать с начальной главной последовательностью! Сравнение эволю-
ционных треков, рассчитанных с разными значениями N, с наблюдениями
(см. рис. ПО и 53), показывает, что для звезд спектрального класса В
N « 100 (ср. с [914]). Для звезд больших масс, т. е. практически звезд
классов Of и О, 300 <N < 500. Были проведены расчеты эволюции
таких звезд (ЭЛ > 5О9Л©) в предположении, что N = 300 [423, 427, 428].
Основные результаты расчетов [426 — 428] для звезд с ЭЛ < 5О9Л© при-
ведены на рис. 54, а для более массивных звезд — на рис. 1. Треки на
рис. 54 соответствуют N = 300; нанесены также изохроны, промежуток
между которыми равен 10е лет (линии с длинными штрихами) и линии
равных значений массы (пунктирные линии). Позднее были продолжены
[429] расчеты эволюции для звезд с массами 20 — 1209Л© с использованием
найденных эмпирически значений ЭЛ. В [1496, 1497] выполнены расчеты
Двух наборов эволюционных треков с непрозрачностями Карсона [241]
и Кокса и Стюарта и законом потери массы
— ЭИ = kLR/Wl,
(4.5.1в)
12*
180
Глава 4
Рис. 53. Сравнение масс и светимостей сверхгигантов (табл. IX) с теоретическим
соотношением масса — светимость для звезд, находящихся на стадии горения
водорода и теряющих массу со скоростями, соответствующими 0 =5 N 500 [426].
Кресты погрешностей соответствуют + 1с.
' • Г , • , . ч
где к — зависящий от времени параметр (единица измерения к определяется
условием, что ®1 измеряется в ®1©/год, a L, R и $№ — в солнечных еди-
ницах. — Ред.). Расчеты охватывают интервал начальных значений масс,
от 15 до 120Ш1©. Часть результатов для треков, рассчитанных с не-
прозрачностями Кокса и Стюарта, приведена на рис. 55. Эти расчеты
доведены до конца стадии горения гелия в ядре и поэтому позволяют
анализировать такие фундаментальные проблемы, как отсутствие очень
массивных красных сверхгигантов, образование звезд Вольфа — Райе и т. д.
Параллельно с описанными выше исследованиями в [1005] проведены
расчеты эволюции звезд при
-Wl^aL/v^c. (4.5.1г)
(Подобное же выражение для было предложено в [912].) Расчеты
проведены для звезд большой массы (SOi > 10®?©) и для различных зна-
чений а. Сравнение с наблюдаемыми скоростями потери массы показало,
что наилучшее согласие с наблюдениями достигается при а « 0,3.
В подобных, но менее детальных расчетах [393] использовалась ориен-
Эволюция массивных звезд
181
Рис. 54. Эволюционные треки звезд, теряющих массы со скоростью, соответствую-
щей N = 300 (сплошные линии), и звезд с постоянной массой (штриховые линии)
[426]. Пунктирные линии — линии равных масс (указаны в начале и в конце каж-
дой линии). Числа вдоль треков звезд, теряющих массу, показывают изменение
их массы в ходе эволюции. Жирная линия — начальная главная последователь-
ность, а (примерно параллельно ей) линиями с длинными штрихами нанесены
изохроны, интервал между которыми равен 106 лет. Буквами A it В обозначены
точки треков, соответствующие окончанию горения водорода в ядре и началу
горения водорода в слоевом источнике.
182
Глава 4
Рис. 55. Эволюционные треки звезд на диаграмме Герцшпрунга — Рессела, рас-
считанные без учета (штриховые линии) и с учетом потери массы (сплошные
линии) [1497]. При расчетах использован критерий конвективной устойчивости
Шварцшильда. Треки соответствуют значениям к в формуле (4.5.1 в), равным
0,1-10-11 и 3-10-11 (чем больше к, тем ниже светимость моделей). Точками на
треках отмечены начало и конец стадии горения гелия в ядре. Вдоль треков ука-
заны текущие значения масс звезд.
тировочная формула
-WlxLR,
(4.5.1д)
подобная формуле (4.5.1 в). Результаты для звезд с ®i = 32 и 162Rq хорошо
согласуются с результатами [426] при соответствующем выборе коэффи-
циента пропорциональности.
В расчетах эволюции звезд с учетом потери массы [1453, 1454] для
принималась формула (4.5.1г) и использовалось несколько различных
выражений для параметра эффективности а; для самых больших скоростей
потери массы было использовано выражение, предложенное в [266]. При-
нятые в [1453, 1454] скорости потери массы в большей степени базиру-
ются на теоретических соображениях, чем полуэмпирические значения,
использованные в [427, 428]. Очевидным их недостатком является то, что
Эволюция массивных звезд
183
они приводят к несколько худшему согласию рассчитанных масс и све-
тимостей звезд с наблюдаемыми.
Предположение, что в ходе всей эволюции звезды параметры эффектив-
ности потери массы N, к или а не изменяются, конечно, некорректно
(см., например, разд. 7.4). Однако параметры эффективности, вероятно,
можно считать неизменными на стадии горения водорода в ядре. На
последующей стадии горения водорода в слоевом источнике эволюция
происходит настолько быстро, что звезда теряет лишь незначительную
долю массы, и поэтому эволюционные треки на этой стадии очень сходны
с треками звезд без истечения вещества.
Полный обзор результатов расчетов эволюции звезд с учетом потери
массы, проведенных до конца 1978 г., опубликован в [423].
Теперь возникает вопрос, насколько расчеты, подобные описанным
выше, помогают разрешить узловые проблемы звездной эволюции, такие,
как происхождение звезд Вольфа — Райе (относительно маломассивных
гелиевых звезд высокой светимости); происхождение CNO-звезд (массив-
ных объектов с аномалиями содержаний С и N); отсутствие красных
сверхгигантов очень высокой светимости и очень большой массы (> 25911©).
Проблема возможности образования звезд Вольфа — Райе вследствие
потери массы одиночными звездами и связанная с нею проблема обра-
зования звезд Вольфа — Райе в двойных системах будут рассмотрены
в разд. 4.12. Там будет показано, что звезды Вольфа — Райе могут по-
рождаться как компонентами двойных систем, так и одиночными звездами.
Возникновение CNO-звезд можно объяснить потерей массы в ходе эво-
люции одиночных звезд.
Для объяснения происхождения CNO-звезд в [393] используется тот
факт, что к концу стадии горения водорода в ядре звезды с SD2 = 32911©
содержание углерода увеличивается во внутренних слоях, составляющих
70 % массы звезды, и остается неизменным во внешних слоях. Если
полная доля потерянной массы превысит 0,3971*, то слои, обогащенные
углеродом, могут оказаться на поверхности. Этот результат подтвержден
в [429]: если принять, что темп потери массы звездами с массами 60 —
100911© такой, как наблюдается у достаточно массивных звезд, то ока-
зывается (см. также рис. 1), что они действительно могут сбросить зна-
чительную часть оболочки (до 0,5911*). Так, у звезды с 9Jlinjl = 1009J1q
при — 911 = 2-10* 5 9Л©/год (значения, типичные для звезды класса СИ)
химический состав атмосферы изменяется от X = 0,7, Y = 0,27 до X =
= 0,36, Y = 0,61, а продукты реакций двойного углеродно-азотного цикла
оказываются в атмосфере к концу стадии горения водорода в ядре.
В это время звезда все еще имеет весьма высокую эффективную тем-
пературу, следовательно, образование по крайней мере некоторых из CNO-
звезд можно объяснить потерей вещества массивными звездами.
С потерей массы звездами связана еще одна проблема. Наблюдения
свидетельствуют о почти полном отсутствии на диаграмме Герцшпрунга —
Рессела звезд с Мь < -10", 1g Те < 4,25. Представляется разумным пред-
положить, что это может быть вызвано интенсивной потерей массы на
стадии горения водорода в слоевом источнике, поскольку в этом случае
184
Глава 4
эволюционные треки на диаграмме Герцшпрунга — Рессела должны сме-
щаться вниз и вправо. Однако темпы потери массы, достаточные для
подобного объяснения, не наблюдались. В то же время при очень высоких
темпах потери массы на стадии горения Н в ядре звезды не будут
оканчивать свою эволюцию как красные гиганты, а в конце концов
переместятся на диаграмме Герцшпрунга — Рессела влево, по направлению
к начальной главной последовательности чисто гелиевых звезд [426,
1497]. Но для этого темп потери массы должен превосходить
10“5 ЭЛ©/год, а такие Эй наблюдались лишь у очень немногих звезд.
У сверхгигантов класса М темп потери массы порядка 10 6 ЭЛ©/год
(табл. XLII), следовательно, потеря массы является важной особенностью
этих звезд. При таких Эй за время пребывания в области красных сверх-
гигантов на диаграмме Герцшпрунга — Рессела звезды должны терять
значительную часть своей массы. При этом, эволюционируя как красные
сверхгиганты, они будут «соскальзывать» на эволюционные треки для
объектов меньших масс. Этим можно объяснить отсутствие очень мас-
сивных красных сверхгигантов (>25ЭЛ©). Эту гипотезу можно сопоставить
с гипотезой, которая обсуждалась в разд. 1.6, где рассматривалась воз-
можность введения «эддингтоновского предела», обусловленного диссипа-
цией энергии турбулентных движений. Важное значение имело бы срав-
нительное численное исследование обоих эффектов.
Для полноты картины следует упомянуть еще одну возможную при-
чину отсутствия красных сверхгигантов очень высокой светимости. Пыле-
вые облака вокруг подобных объектов должны понижать их Те, но не L,
и звезды должны смещаться на диаграмме Герцшпрунга — Рессела в
область очень низких температур. В этом случае звезды могут наблю-
даться как источники инфракрасного излучения [1005].
4.6. СОДЕРЖАНИЯ ХИМИЧЕСКИХ ЭЛЕМЕНТОВ И ТЕРМОЯДЕРНЫЕ
РЕАКЦИИ; ВЛИЯНИЕ ТЕПЛОВЫХ ВСПЫШЕК
Чтобы объяснить возникновение «аномалий» в содержании химических
элементов, наблюдаемых в фотосферах звезд, в основном проэволюциони-
ровавших, и особенно красных гигантов и сверхгигантов, необходимо
учесть следующее.
Обычно ядерные реакции происходят в недрах звезд, и их продукты
не достигают поверхности. Однако они могут выноситься на поверхность
бурными конвективными движениями или интенсивными крупномасштаб-
ными движениями (меридиональной циркуляцией) или появляться на по-
верхности в результате сброса оболочки звездным ветром. Кроме того,
необходимо учитывать, что выгорание водорода в реакциях двойного
углеродно-азотного цикла приводит к установлению равновесного рас-
пределения концентраций элементов, которое затем может измениться в
результате реакций, происходящих при более высоких температурах.
В связи с последним утверждением напомним, что в реакциях основ-
ного углеродно-азотного цикла участвуют только изотопы С и N и изо-
Эволюция массивных звезд
185
Таблица XXXIII
Двойной CNO-цикл
>12С+ 1H-^-13N+y
,3N—>-13С+е++»>
13С+ *Н—>14N+y
-MN+ 1H-^lsO+y
i5o->UN+e++v
1SN+ 1H->uC+4lfc
___ 1 I
Вероятность & 4-ЯГ4
L-“o+y
,6O+ *H>17F +y
17F-^,7O+e++v
,7O+ *H->^N+4He
___________I
топ 15O, так как в нем не образуются другие изотопы кислорода.
Однако если кислород содержится с самого начала, что предположительно
имеет место для звезд второго и более поздних поколений, то проис-
ходят также реакции с участием 16О и 17О; в цепочке реакций 16О(р, у)
17F(e , v) 17О(р, a) l4N появляются добавочные ядра 14N. Кроме того,
могут возникать ядра 16О в реакции 15N(p, у) 16О, но ее вероятность
довольно низка. См. также табл. XXXIII.
Равновесное распределение содержаний наиболее важных изотопов, уча-
ствующих в реакциях горения водорода, показано на рис. 56. Подроб-
ное обсуждение проблемы равновесных распределений изотопов см. в
[306, р. 390].
Однако одного аспекта проблемы равновесных концентраций элементов
здесь следует коснуться. Равновесное распределение является функцией
скоростей различных реакций. Содержания очень стабильных элементов
достигают равновесных значений за длительное время. Может даже слу-
читься так, что время, необходимое для установления равновесной кон-
центрации элемента, превысит время, в течение которого протекает реак-
ция, ответственная за установление равновесия. Наиболее наглядный при-
мер-ядро 16О в двойном CNO-цикле: при Т=20-10® К время дости-
жения равновесной концентрации теч«1Сг лет, так что в массивных
звездах (время эволюции которых намного короче) равновесные отношения
концентраций, показанные на рис. 56, вообще не устанавливаются.
Для иллюстрации последнего утверждения на рис. 57, а приведена
зависимость teq от температуры для ряда промежуточных продуктов
горения водорода. Практически лишь при высоких температурах
Т >30-10® К концентрации всех элементов достигают равновесных зна-
чений. Но и в этом случае следует учитывать влияние конвективного
186
Глава 4
Рис. 56. Равновесные отношения концентраций изотопов С, N. О в случае двой-
ного углеродио-азотного цикла [273].
перемешивания. Если развиваются обширные конвективные зоны и изо-
топы, участвующие в реакциях, могут длительное время находиться за
пределами области ядерного горения, то эффективное значение xeq сильно
возрастет. Количественное исследование в этом случае затруднительно,
поскольку требуется тщательный анализ характерных времен конвектив-
ного перемешивания в недрах звезд.
Чтобы проиллюстрировать эволюционные изменения содержаний эле-
ментов в недрах звезд, на рис. 57,6 изображена (хотя и для упрощен-
ного случая) зависимость содержаний (по массе) ряда изотопов от вре-
мени в реакциях CNO-цикла при постоянной температуре ЗО Ю6 К.
Представляет интерес значительное уменьшение со временем содержания
углерода. Не объясняется ли этим дефицит углерода в некоторых сверх-
гигантах класса М?
Эволюция массивных звезд
187
(W3-2)/?de ‘3
MgOl ‘1
Рис. 57. а — зависимость времени установления равновесных концентраций промежуточных продуктов горения водорода
Teq от температуры [257]. б — изменения со временем относительных содержаний (по массе) промежуточных продуктов
горения водорода при постоянных температуре Т= 30-106 К и плотности р=1 г/см3. Штрих-пунктирная линия —
ожидаемая в этом случае зависимость энерговыделения [е в эрг/(г с)] от времени в годах.
188
Глава 4
Важная по существу не решенная проблема состоит в том, каким
образом вещество с .аномальными содержаниями элементов может до-
стигать фотосфер проэволюционировавших звезд. В предыдущем разделе
было показано, что при опоеделенных условиях потеря массы может
приводить к сбросу части оболочки звезды, однако при этом в боль-
шинстве случаев области, в которых происходят или происходили ядерные
реакции, не оказываются на поверхности. Первоначально при поиске дру-
гих возможных объяснений обратились к явлениям адиабатической тепловой
неустойчивости гелиевых слоевых источников [1391] Качественно это
явление легко понять. По мере перемещения слоевого источника наружу
градиент температуры возрастает. Вследствие этого на его внешней гра-
нице возникает весьма протяженная конвективная зона, которая в конце
концов достигает слоев, содержащих водород Конвективное перемешива-
ние приводит к взаимодействию Н с Не, которое влечет за собой резкое
увеличение потока излучения с последующим расширением внешних слоев
и возвращением к лучистому равновесию. Это явление называется тепловой
вспышкой; его не следует путать с гелиевой или углеродной вспышкой.
Вспышки происходят главным образом тогда, когда слои настолько
тонки, что даже сильное расширение (обусловленное усиленным ядерным
энерговыделением) не уменьшает давления вышележащих слоев, так что
вспышка не прекращается немедленно. Спустя некоторое время процесс
повторяется; следовательно, «тепловые вспышки» — это квазипериодическое
явление, которое имеет место на поздних стадиях эволюции звезд. В ре-
зультате численного исследования эволюции звезды 7Ш1© с углеродно-
кислородным ядром %O,95'JJ(q [758] найдено, что количество вещества,
содержащего вновь образовавшиеся ядра 12С, зависит от мощности
вспышки и составляет 3-10“5 — 4-Ю-*®!©. Оказывают ли подобные
вспышки реальное влияние на химический состав фотосферы звезды,
зависит, очевидно, от полной массы слоев, в которых происходят вспышки.
Численные расчеты [545,1514] показали, что тепловые вспышки в гелиевых
слоевых источниках обычно не приводят к значительному перемешиванию,
и химический состав конвективной зоны почти не изменяется. Этот ме-
ханизм эффективен лишь тогда, когда доля вещества, содержащегося во
внешней богатой водородом оболочке мала, всего 10“ 5 —10“ 6 массы звезды.
Следовательно, он действует лишь в очень специфических случаях.
Вряд ли достаточно эффективен и механизм струйного перемешивания
[1354]. Струйное перемешивание должно происходить на стадии двойного
слоевого источника, когда конвекция, вызванная тепловыми вспышками
во внутреннем гелиевом источнике, переносит из него обогащенное угле-
родом вещество во внешний водородный источник. Это приводит к ин-
тенсификации CNO-цикла, поскольку его скорость определяется содержа-
нием изотопа 12С. Высказано предположение, что в итоге должна уси-
ливаться меридиональная циркуляция, которая будет выносить продукты
горения на поверхность. (См. также [821].)
Но есть и иная возможность: холодные гиганты имеют очень про-
тяженные внешние конвективные зоны и если конвекция проникает до-
статочно глубоко, то 12С, образовавшийся при горении Не в слоевом
Эволюция массивных звезд
189
источнике, может выноситься на поверхность. В результате этого отноше-
ние содержаний 12С/13С в фотосфере возрастает.
Продукты ядерных реакций могут также выноситься во внешние слои
турбулентностью [1361]. Вводится коэффициент Турбулентной диффу-
зии D = Re*v, где Re* — число, аналогичное числу Рейнольдса, a v — ки-
нематическая вязкость; согласно полуэмпирической оценке, D «200.
Конвективный механизм, вероятно, действует только в красных сверх-
гигантах и, возможно, в звездах наибольшей светимости класса N, а тур-
булентный перенос может быть эффективен в большинстве гигантов [577].
Поэтому можно принять, что довольно высокие значения отношения
12С/13С в звездах класса N (см. табл. XXVII) обусловлены турбулентным
выносом на поверхность 12С, который образовался при горении гелия
в слоевом источнике. В любом случае этот вопрос стоит исследовать
более подробно.
Образование более тяжелых элементов в s-процессе, по-видимому,
объясняется в рамках механизма, разработанного в [757, 758]. При
температурах выше 3 108 К в конвективной зоне, охватывающей гелиевый
слоевой источник, в цепочке реакций
14N(a, у) 18F(P+, v) 18O(a, у) 22Ne(a, n) 2SMg
образуются свободные нейтроны. Медленное поглощение нейтронов (s-
процесс) приводит к образованию тяжелых элементов. В фазе затухания
тепловой вспышки конвекция из внешней богатой водородом оболочки
может проникнуть далеко вглубь, достичь богатых гелием слоев и в
результате вынести продукты s-процесса и углерод на поверхность. Было
показано [546, 547], что этот механизм действует только у звезд с до-
вольно массивными углеродными ядрами ЯЧсоге > ЭЛ©. Таким образом
можно объяснить особенности объектов класса N (т. е. углеродных звезд
класса S наибольшей светимости).
Кроме того, стоит исследовать возможную роль крупномасштабной
меридиональной циркуляции в выносе вещества, участвовавшего в реакциях
CNO-цикла, из окрестностей водородного слоевого источника в оболочку
красного гиганта [1516]. Полуколичественный анализ показывает, что эта
гипотеза может оказаться плодотворной» однако она еще требует даль-
нейшей разработки.
Итак, исходя из данных, приведенных в табл. XXVI — XXIX, можно
утверждать, что удается приемлемо, по крайней мере качественно, объяс-
нить наблюдаемые содержания элементов в углеродных звездах класса N.
В звездах класса R отношение 12С/13С хорошо согласуется с равновес-
ным отношением концентраций, устанавливающимся в результате горения
водорода в реакциях CNO-цикла, однако вероятный общий избыток угле-
рода в углеродных звездах еще ждет своего объяснения. Другие нерешен-
ные вопросы: отношение 12С/13С в звездах с дефицитом водорода, связь
этого отношения с интенсивностью полос CN в спектрах гигантов класса
К, общая проблема дефицита водорода в звездах некоторых типов.
190
Глава 4
4.7. ЗВЕЗДЫ ТИПА МИРЫ КИТА
Долгопериодические переменные типа Миры Кита (о Cet) играют клю-
чевую роль при анализе диаграммы Герцшпрунга — Рессела. Во-первых,
благодаря переменности можно точнее определить их положение на ди-
аграмме с помощью теорий пульсационной неустойчивости звезд-гигантов,
и, во-вторых, эти объекты могут быть предшественниками планетарных
туманностей (и следовательно, белых карликов?). Связь их со сверхно-
выми сомнительна, так как их массы малы.
Периоды колебаний блеска мирид заключены в интервале от ~ 100
до 650 сут. Функция распределения по периодам dn/d\gP имеет форму
колокола с плоским максимумом вблизи Р = 380d и полной шириной 200d
на уровне половины максимального значения. Эти данные вместе с вполне
разумным предположением, что в их ядрах уже выгорел гелий и что
они находятся на стадии двойного слоевого источника и, следовательно,
во второй раз поднимаются на диаграмме Герцшпрунга — Рессела вдоль
ветви гигантов, легли в основу диагностической диаграммы параметров,
служащей для анализа положения этих звезд на диаграмме Герцшпрун-
га — Рессела [232, 1787].
Параметры звезд этого типа определяются следующим образом. На
диаграмме логарифм светимости — масса эволюционные треки представ-
ляют собой в первом приближении горизонтальные линии, слегка за-
гибающиеся вниз при больших значениях L из-за потери массы
(рис. 58). На этой диаграмме нижний предел возможных значений звезд-
ных масс задается соотношением между массой вырожденного ядра
звезды и ее светимостью [1187] (см. также разд. 4.8 и рис. 59). При рас-
четах треков, изображенных на рис. 58, была принята зависимость ско-
рости потери массы от параметров звезды в форме, предложенной Рей-
мерсом,
-да = ю-13(г/го)(к/ко)(дао/да).
Эта формула совпадает с формулой (4.5.1в); значение константы в ней
в 5 раз меньше, чем предложенное Реймерсом. Приведенное здесь значение
определено методом проб и ошибок: если использовать реймерсовское
значение, то долгопериодические мириды (Р 600d) будут иметь массы
2,5 — Зда©, которые представляются завышенными.
Было показано [806, 917, 1785], что наблюдаемые периоды колебаний
блеска соответствуют периоду обертона пульсаций. Линейные не-
адиабатические расчеты собственных частот колебаний звезд, занимающих
крайнюю верхнюю часть области красных гигантов [1787], показали,
что у этих объектов пульсационная постоянная равна
Q = р [(да/даоМЯ/Я©)3]1'2 = 0,04". (4.7.1)
Значение постоянной Q играет важную роль при описании пульсаций звезд
типа Миры Кита. Поэтому вызывает удовлетворение, что в [1498] найдено
близкое значение Q » 0,06d по данным о миридах с достаточно хорошо
известными массами и светимостями. Итак, примем Q = 0,04 — 0,06л.
Эволюция массивных звезд
191
Рис. 58. а — определенное полуэмпирическим методом положение области, в кото-
рой имеет место переменность типа Миры Кита (заштрихованная площадка).
б — диагностическая диаграмма для анализа параметров звезд типа Миры Кита
[232].
Выражение (4.7.1) при Q = 0,04" определяет линии постоянных периодов
на рис. 58, а. Если, далее, принять, что найденный в [1187] нижний пре-
дел масс представляет собою одну из границ области, в которой на-
блюдается переменность типа Миры Кита, и что (только для упрощения)
другие границы этой области представляют собой прямые линии на
диаграмме ЭИ, lg L, то сравнение с наблюдаемым распределением мирид
по периодам определит эти прямые, и в результате мы найдем, что
на рис. 58, а они должны располагаться в заштрихованной области.
192
Глава 4
Предложенный метод определения границ области неустойчивости вклю-
чает ряд предположений, нуждающихся в дополнительной проверке, по-
этому диаграмма, изображенная на рис. 58, а, конечно, не единственно
возможная. Действительно, в работе [1573] использование такого же ме-
тода привело к слегка отличающимся результатам. Однако сам подход
представляется плодотворным: возможность использовать рис. 58 в качестве
диагностической диаграммы для анализа данных наблюдений очевидна,
в особенности если ввести в рассмотрение соотношение между Р и
спектральным классом в максимуме блеска (рис. 58,6) [232]. Зная период
пульсаций звезды и ее спектральный класс в максимуме блеска, можно
определить ее массу и светимость, а также время, которое звезда про-
водит на стадии переменной типа Миры Кита.
Вопрос, что происходит после «стадии мириды», пока остается откры-
тым. Есть свидетельства того (см. разд. 3.12), что из мирид образуются
ядра планетарных туманностей. Исследования пульсационной неустойчи-
вости красных гигантов [1573] показали, что амплитуды их пульсаций,
похожих на пульсации мирид, могут в конце концов начать нарастать.
В результате звезда может потерять значительное количество вещества,
которое пойдет на образование планетарной туманности.
4.8. ГОРЕНИЕ УГЛЕРОДА И БОЛЕЕ ПОЗДНИЕ СТАДИИ ЭВОЛЮЦИИ
После полного выгорания гелия в ядре на последующей стадии
гравитационного сжатия ядра температура в центре звезды возрастает
до 0,3 ГК (1 ГК = 109 К), и могут начаться реакции горения углерода.
В этот момент звезда на диаграмме Герцшпрунга — Рессела находится
в области красных гигантов или сверхгигантов, в зависимости от массы.
У звезд с УЛ = 3 —15311© горение С начинается при L%3-IO4 Lq,
1g Те л 3,5 (результаты вычислений без учета потери массы).
Очень важно, что физические условия в ядре сильно зависят от
массы звезды. Путем эволюционных расчетов без учета потери массы
показано [14, 1184], что в момент загорания углерода ядра звезд
с УЛ > 109Л© не вырождены, а звезд меньших масс вырождены (рис. 59).
Важно также отметить, что загорание углерода происходит примерно
' тогда, когда скорость термоядерного энерговыделения сравнивается со
скоростью нейтринных потерь энергии (пунктирная линия на рис. 59).
Поскольку ядра звезд с УЛ > 109Л© не вырождены, загорание углерода
в них не имеет характера «углеродной вспышки» в центре; однако
«вспышки» могут играть важную роль в эволюции менее массивных
звезд.
У звезд, в ядрах которых происходит горение углерода, становится
также возможным большое число других ядерных реакций, но физиче-
ские параметры известны все еще неуверенно, поэтому результаты рас-
четов ненадежны. Есть аргументы [47] в пользу того, что на стадии
горения углерода достаточно ограничиться рассмотрением нескольких
основных реакций: l2C(12C, a) 20Ne; 16О(а, у) 20Ne; 20Ne(a, у) 24Mg
и пренебречь такими реакциями, как I2C(a, у) 16О и 24Mg(a, у) 28Si.
Эволюция массивных звезд
193
Рис. 59. Изменения температуры и плотности в центре звезд с Z = 0,03 (штрихо-
вые линии и квадратики) и звезд с Z = 0,0004 (сплошные линии и точки). Массы
звезд указаны в начале и в конце каждого трека. Пунктирная линия — геометри-
ческое место точек, в которых при горении углерода выделяется столько же
энергии, сколько уносят нейтрино (выше ее е„ > ej. Прямая линия — газовое
давление приблизительно равно давлению вырожденного электронного газа.
В заштрихованной области в верхней части диаграммы звезды динамически
неустойчивы. Стрелки — ожидаемое направление дальнейшей эволюции звезд
[14, 1508].
С повышением температуры в термоядерные реакции вовлекаются все
новые ядра, и в конце концов задача становится очень сложной, а
результаты — все менее заслуживающими доверия. Другой аспект про-
блемы — роль нейтринных процессов: при высоких температурах рожде-
ние нейтринных пар отводит энергию из центральных областей звезды
и поэтому может иметь важное и даже решающее значение для эво-
люции звезды. Действительно, исследование эволюции массивных звезд
(15 и 25SU©) до коллапса железного ядра [1714] показало, подтвердив
результаты [14] (рис. 59), что, начиная со стадии горения углерода,
нейтринные потери энергии (~1039 эрг/с) превосходят оптическую свети-
мость звезды. На стадии же горения кремния поток энергии нейтрино
превосходит поток фотонного излучения в ~ 106 раз.
Стадия горения углерода у звезд меньших масс (обычно рассматри-
ваются звезды массами 3 < SU/®lG <; 10) исследовалась в [649, 1184, 1491].
Горение углерода в звездах, у которых электронный газ находится в состоя-
нии релятивистского вырождения, рассмотрено в [495]. Эволюция таких
13-1052
194
Глава 4
звезд, масса вырожденных ядер которых может достигать 1,4 9ЛО, рассмот-
рена в [765]; основные выводы этой работы, хотя они и основаны отчасти
на теперь уже устаревших результатах [1184], все еще сохраняют силу.
В интервале плотностей в центре 2 • 10® < рс < 3 • 1О10 г/см3 загорание
углерода имеет характер вспышки. Значение 2 • 109 г/см3 — это предел
плотности ядер одиночных звезд, а значение 3-1О10 г/см3 — это чандра-
секаровский предел плотности для углеродных звезд. Для звезд с рс в таких
пределах результаты гидродинамических исследований показывают, что
главным следствием вспышки является коллапс ядра, которое окружено
разреженной водородно-гелиевой оболочкой; звезда перед вспышкой
должна наблюдаться как красный гигант. Все еще неясно, должен ли
коллапс сопровождаться выбросом вещества с относительно большой ско-
ростью.
Более поздние стадии эволюции звезд с SOI > 10®1о характеризуются
горением неона [48], кислорода [49] и кремния [50]. В последнем случае
температура и плотность в центре равны примерно Тс = 3 109 — 5 • 109 К
и рс = 3 • 107 — З Ю8 г/см3. Впервые эволюция массивных звезд от началь-
ной главной последовательности до коллапса железного ядра рассчитана
в [1714].
Рис. 60. Теоретическая диаграмма L— Те для звезд, состоящих в основном
из углерода и кислорода [1336]. Сплошная линия — трек звезды массой 1,02 9ЙО
без гелиевой оболочки, две штриховые линии — треки звезд той же массы, в ге-
лиевых оболочках которых содержится 5 и 20% массы звезды соответственно.
Штрих-пунктирная кривая — трек звезды массой 0,75 Ш1е. Цифры вдоль треков
указывают возраст звезд (в единицах 104 лет), отсчитываемый от произвольного
нуль-пункта. Жирная линия — начальная главная последовательность углеродных
звезд.
Эволюция массивных звезд
195
Солпитер [1337] рассчитал эволюционные треки звезд с массами,
близкими к 1 SOI Q, состоящих в основном из углерода и кислорода, и с раз-
личным содержанием гелия в оболочках (рис. 60). Оказалось, что некото-
рые далеко проэволюционировавшие звезды, предположительно ядра пла-
нетарных туманностей, прежде чем превратиться в белые карлики, могут
иметь значительные Мь и высокие Те. Лучше всего такие звезды
наблюдаются в далекой ультрафиолетовой области спектра.
Пока не вполне ясно, какие звезды следует отождествить с теорети-
ческими моделями объектов, находящихся на стадии горения углерода.
Малочисленность очень массивных сверхгигантов [1485] свидетельствует
о том, что стадии горения углерода и более поздние стадии эволюции
должны протекать быстрее, чем предсказывают расчеты: единственный
механизм, способный ускорить эволюцию,—это, по-видимому, излучение
нейтрино. Отсутствие массивных сверхгигантов спектральных классов С
и S также может быть обусловлено излучением нейтрино. Попытка
определить положение мирид спектрального класса S на диаграмме
Герцшпрунга — Рессела предпринята в [1116]. Данные наблюдений, со-
гласно которым звезды наибольшей светимости класса S типа Миры Кита
имеют L~ 105 —106 Lq, указывают на то, что эти звезды находятся на
восходящих участках треков для весьма массивных звезд на стадии,
предшествующей горению С в ядрах. Учитывая, что для атмосфер пере-
менных класса S характерны аномальные содержания химических элемен-
тов, это отождествление представляется приемлемым. Объяснение проис-
хождения аномалий химического состава может быть связано с тем
фактом (рис. 40), что пекулярные красные гиганты классов R5—R8, N, S
и MS на диаграмме Герцшпрунга — Рессела располагаются правее линии,
отмечающей положение звезд, у которых начинаются гелиевые слоевые
вспышки. Это свидетельствует о связи таких вспышек с возникновением
аномалий химического состава.
4.9. СВЕРХНОВЫЕ
В теории внутреннего строения звезд показано, что звезды, масса
которых в конце эволюции превышает примерно 1,4—2,5 SWlG, не могут
сохранять устойчивость после истощения запасов ядерного топлива и
должны коллапсировать с образованием компактных объектов [1171].
Предполагается, что коллапс ведет к взрыву сверхновой. Однако частота
вспышек сверхновых, по-видимому, значительно ниже, чем скорость обра-
зования звезд с > 1,4 SDle, поэтому сверхновые должны порождаться
массивными звездами, которые потеряли часть массы (о потере массы
см. в гл. 7, а обзор характеристик сверхновых — в гл. 9).
Вопрос о том, какие звезды становятся сверхновыми, будет рассмотрен
в разд. 9.11, где приведены имеющиеся данные о массах пред сверхновых
и типах населения, к которым они принадлежат, основанные на данных
о скорости рождения звезд, частоте вспышек сверхновых, числе пульсаров
и галактических остатков сверхновых. Скажем заранее, что сверхновые
13*
196
Глава 4
типа II порождаются массивными звездами с Я! от 5 до 10 Wio, сверх-
новые типа I — звездами с I < 9Л/9ЛО 3.
Классический сценарий взрыва сверхновой строится путем рассмотрения
процессов, которые могут происходить в очень далеко проэволюциониро-
вавших объектах. С помощью данных рис. 46 его можно очень прибли-
женно описать следующим образом: при температуре 0,5 ГК начинается
горение С, О и, возможно, Ne; при Т к, 1,2 ГК происходят реакции типа
21бО -> 28Si + 4Не + энергия,
при Т х 2 — 3 ГК происходят реакции типа
228Si -» 56Fe + энергия.
Все эти реакции — экзоэнергетические: при синтезе тяжелых элементов
из более легких выделяется энергия. Это условие не выполняется при
нуклеосинтезе с участием ядер 56Fe и более тяжелых, поскольку энергия
связи ядер достигает максимума у 56Fe. Поэтому на конечной стадии
эволюции звездные ядра, вероятно, должны состоять из железа. Однако
при последующем сжатии температура ядра возрастает и при 5 ГК
поток у-излучения столь велик, что начинается эндоэнергетическая реакция
56Fe + у -»134Не + 4п. Она приводит к охлаждению и коллапсу ядра.
Затем нагрев более внешних слоев может повлечь за собой загорание
кремния Si -»Fe и так далее. Считается, что описанная последователь-
ность реакций может привести к взрыву сверхновой.
Описанный процесс иллюстрируется классическим рис. 61 [533] эволю-
ции звезды массой 30 SMG, ведущей к взрыву сверхновой II типа. В центре
показана предсверхновая. Обычно предполагается, что непосредственно
за эндоэнергетической ядерной реакцией следует взрыв оболочки, импло-
зия которой тормозится каким-то механизмом, возможно вращением;
полагают, что взрывное горение кислорода является основным источником
энергии сверхновой. В результате взрыва вещество, не участвовавшее
в ядерном горении, а также продукты разнообразных ядерных реакций
выбрасываются наружу: после взрыва остается компактный объект. Эта
картина схематична, но описывает все основные этапы процесса.
Классическую картину взрыва сверхновой разрабатывали и уточняли
многие авторы. В частности, теперь ясно, что конечная судьба звезды
критическим образом зависит от ее исходной массы.
Рассмотрим, что происходит со звездами различных начальных масс
[1508].
1. ®iinit < 4 ®iG. Как показано в предыдущем разделе (рис. 60), такие
звезды в конце концов превращаются в белые карлики.
2. 4 5 URinit/®lG <; 8. Массы углеродно-кислородных ядер ниже предела
Чандрасекара (% 1,4 9ЛО), поэтому электронный газ в них вырожден. Когда
масса ядра увеличивается, и оно сжимается до плотности рс « 2 • 109 г/см3,
происходит взрывное загорание углерода, звезда начинает разрушаться.
При последующем повышении Т синтезируются и более тяжелые ядра,
вплоть до ядер элементов железного пика.
3. 8 < 9Minit/9JlG 5 12. В углеродно-кислородных ядрах газ не вырожден,
Эволюция массивных звезд
197
Рис. 61. Взрыв сверхновой [533].
однако в конце концов вырождение все же наступает после того, как
образуется ядро из О, Ne и Mg. В результате электронных захватов
образуются ядра более тяжелых элементов. При рс як 2,5 1О10 г/см3 начи-
нается взрывное горение кислорода. Взрыв довольно слаб и, по-видимому,
не приводит к разрушению ядра. Вероятно, кислород последовательно
загорается в отдельных слоях по мере того, как их плотность достигает
2,5 • 1О10 г/см3. Пока неясно, приводит ли данный процесс к вспышкам
сверхновых.
4. 12 < 9Jiinil/9Jio 5 (30 — 40). В центре звезды образуется железное ядро.
Вследствие фотодиссоциации ядер железа происходит коллапс. Взрыв
звезды сопровождается выбросом оболочки, выброшенное вещество со-
держит элементы вплоть до кремния. Верхний предел интервала масс
звезд, в которых имеет место этот процесс, не определен. Приведенные
значения заимствованы из работ [89, 535]. Согласно [1508], верхний пре-
дел ~100 9Ло.
5. Звезды больших масс. Эти звезды в конце концов становятся не-
устойчивыми (у < 4/3) из-за образования электрон-позитронных пар (рис. 59).
Вопрос о том, способны ли звезды столь больших масс достичь состояния,
в котором у них могут образоваться плотные ядра. Вероятнее всего,
звезды с ЭЛ > 1209ЛО вообще не образуются, а звезды с ЭЛ > 30—40 ЭЛ G те-
ряют значительную часть массы на стадии главной последовательности
или вскоре после нее.
198
Глава 4
С учетом этой информации становится ясно, как следует изменить
классический сценарий Фаулера и Хойла [533]. Поскольку довольно на-
дежно установлено, что звезды, взрывающиеся как сверхновые, имеют
ЭЛ 5 10 ЭЛе, вряд ли взрывы сверхновых обусловлены образованием и по-
следующим коллапсом железных ядер. У менее массивных звезд взрыв, ско-
рее всего, начинается вспышкой горения углерода в вырожденном углерод-
но-кислородном ядре [46,204,205]. Численное исследование деталей процес-
са затруднительно, однако, как следует из работы [283], взрывное горение
углерода в углеродно-кислородном ядре с 2 109 5 р < 9 109 г/см3 приво-
дит к полному разлету звезды с высвобождением кинетической энергии
И7 % 1О50 — 1051 эрг (сверхновая типа И?). Горение углерода в ядрах
с 9 109 р 3 -Ю10 г/см3 приводит к выбросу лишь части оболочки,
W % 1049- 105° эрг (сверхновая типа I?). Необходимость дальнейших ис-
следований в этом направлении очевидна.
Некоторые авторы рассматривали дополнительные эффекты, которые
кажутся второстепенными, но могут иметь решающее значение. Исследо-
вана возможность передачи момента количества движения быстровращаю-
щегося нейтронного ядра оболочке [144, 145]. На необходимость рас-
смотрения роли магнитного поля в ходе коллапса указывается в [927,
1039].
Сложность ситуации в недрах звезды, где происходит так много
различных ядерных реакций, сильно затрудняет проверку полукачественной
картины путем более детальных количественных расчетов. Тем не менее
в пользу корректности предложенной схемы свидетельствуют результаты
вычислений, например приведенные на рис. 62, на котором изображено
распределение продуктов горения кремния в течение 10 с при Т = 4,2 ГК.
Примерно 35 % исходного количества кремния не сгорает. Кружками
показано содержание различных элементов; изотопы одних и тех же
элементов соединены штриховыми линиями. Точками показано содержа-
ние элементов на Солнце, изотопы соединены сплошными линиями.
Имеется примечательное сходство между содержаниями самых распростра-
ненных ядер. Это сильный аргумент в пользу того, что кратковременное
горение кремния в экстремально горячих недрах звезд могло играть
важную роль по меньшей мере для тех сверхновых, из выброшенного
вещества которых образовалась протосолнечная туманность.
«Непосредственные» наблюдения химического состава оболочек сверх-
новых — это еще один путь проверки изложенной картины. Однако
остатки сверхновых загрязнены нагребенным межзвездным газом, поэтому
наилучшими объектами для этой цели являются молодые остатки. Инте-
ресно, что рентгеновский спектр остатка сверхновой Тихо свидетельствует
о более чем шестикратном избытке Si, S и Аг, тогда как содержания
Mg и Fe совпадают с солнечными [118]. Это свидетельствует о том, что
образуется и выбрасывается значительное количество Si и меньшее коли-
чество Fe (возможно, что железо вообще не выбрасывается). Этот инте-
ресный результат подтверждает предположение, что при взрывах сверх-
новых образование Fe не является преобладающим процессом.
Естественно, предпринимались и другие попытки определить «эмпири-
Эволюция массивных звезд
199
Рис. 62. Сравнение содержаний элементов, образующихся при горении 28Si в те-
чение 10 с при Т = 4,2 ГК (штриховая линия), с содержаниями элементов
в Солнечной системе (сплошная линия) [152].
чески» условия в недрах сверхновых. Подробный анализ данных о содер-
жаниях элементов, образующихся в r-процессе, показывает, что результаты
разных авторов плохо согласуются между собой [684]. В настоящее время
представляется, что эти элементы образуются главным образом при тем-
пературах ~ 109 К и концентрациях нейтронов ~ 1028 см-3.
4.10. ЭВОЛЮЦИЯ МАССИВНЫХ ТЕСНЫХ ДВОЙНЫХ СИСТЕМ
Двойные звезды — весьма распространенные объекты. В сфере радиусом
20 пс вокруг Солнца насчитывается 690 одиночных звезд и 475 компо-
нентов двойных или кратных систем. Следовательно, по меньшей мере
41 % всех звезд — члены двойных или кратных систем. Если эта выборка
неполна, то частота двойных еще выше [679]. Опубликованы обзоры
по эволюции двойных [861, 1185, 1231, 1276, 1626]. Последствия обмена
веществом рассмотрены в [1547].
Поскольку на нескольких стадиях эволюции радиусы звезд увеличи-
ваются, компонент двойной может приобрести достаточно большие раз-
меры, чтобы его вещество начало перетекать к спутнику. При этом
звезда может потерять значительно больше вещества, чем одиночный
200
Глава 4
объект. В результате изменяются орбитальные параметры двойной и, что
самое главное, теряется оболочка звезды, поэтому в конечном итоге
в фотосфере первичной звезды или даже спутника может оказаться ве-
щество, содержащее продукты нуклеосинтеза, происходившего в ядре.
Таким образом можно объяснить происхождение звезд с повышенным
содержанием элементов типа С и N в фотосферах, а также звезд с «ано-
мальными» отношениями 12С/13С. В экстремальных случаях можно даже
объяснить возникновение таких объектов, как однородные гелиевые или
даже однородные углеродные звезды. В описании процессов обмена
веществом важную роль играет понятие «полости Роша» (разд. 4.10.1).
Благодаря приливному взаимодействию периоды осевого вращения
и орбитального движения компонентов тесных двойных часто совпадают.
При не слишком экстремальных условиях осевым моментом количества
движения компонентов можно пренебречь по сравнению с орбитальным
моментом. На стадии обмена веществом двойные системы могут терять
момент количества движения, поэтому следует рассмотреть его изменения
в ходе эволюции (разд. 4.10.2).
4.10.1. ПОВЕРХНОСТЬ РОША
Поверхностью Роша называется эквипотенциальная поверхность в си-
стеме координат, вращающейся вместе с двойной звездой, проходящая
через первую точку Лагранжа Lt; две полости вокруг компонентов
системы называются полостями Роша. Значение поверхности Роша для
эволюции двойных отметил еще в 1941 г. Койпер [874]: если в ходе
эволюции одна из звезд системы расширится настолько, что заполнит
свою полость Роша, то вещество может начать перетекать через окрест-
ности Li в заполненную лишь частично полость Роша вокруг спутника.
Следовательно, может начаться быстрый обмен веществом между компо-
нентами.
Составлены таблицы средних радиусов полостей Роша г, [850]. По-
скольку полости несферичны, rt определяется из условия р£ = 4/злгь где
VL — объем полости. Предложены [1180, 1185] приближенные формулы для
точность которых ~2%:
( 0,46 [<у/( 1 + <?)]1/3, q < 0,8,
Г^а [0,38 + 0,2lgq, 0,3 <q < 20,
где q = т1/тп2, а — большая полуось орбиты. Для численных расчетов очень
удобны формулы, предложенные в [698]:
f 0,37771 - 0,20247 lg q + 0,01838 (lg q)2 + 0,02275 (lg q)3, q > 0,1,
ri/a = [ 0,3771 - 0,2131 lg q - 0,0080 (lg q)2 + 0,0066 (lg q)3, q < 0,1.
Понятие замкнутой, имеющей классическую форму восьмерки двух-
полостной поверхности Роша, охватывающей обе звезды системы, теряет
смысл, когда один или оба компонента являются источниками звездного
ветра, ускоряющая сила для которого близка к силе тяжести вблизи
Эволюция массивных звезд
201
Рис. 63. Эквипотенциальные поверхности в системе UV СМа [1020]. Главная
звезда (первичный компонент) класса O7f считается источником звездного ветра
со значительным ускорением. Полость Роша вокруг спутника незамкнута
в отличие от классического случая, когда не учитывается звездный ветер. Отно-
шение масс главной звезды и спутника q = 0,546, отношение ускорения под дей-
ствием давления излучения к гравитационному для главной звезды Г = 0,53.
поверхности Роша [1379]. Примером такой системы может служить
UW СМа с первичным компонентом класса O7f; для этой системы рассчи-
тана форма поверхности Роша [1020]. Как и следовало ожидать, позади
компонента, ускорение звездного ветра которого меньше, полость оказа-
лась незамкнутой (рис. 63). В работе [1020] не учитывалось существова-
ние теневой зоны за спутником. Этот эффект был учтен в [1601, 1605],
где рассмотрен также случай несинхронного вращения. Однако ни
в одном из проведенных до сего времени расчетов не учитывалось дав-
ление излучения в линиях (разд. 5.6), которое может на порядок величины
превосходить давление излучения в континууме. Но уже имеющиеся,
очевидно, весьма предварительные результаты показывают, что истекаю-
щее вещество может оказаться на орбите, охватывающей всю систему.
Это одно из возможных объяснений того, почему некоторые двойные
системы ранних спектральных классов или другие системы высокой све-
тимости окружены газовыми оболочками (например, Р Lyr и другие звезды).
В системе, в которой период вращения компонентов и период их орби-
тального движения совпадают, примерно 40 % вещества, потерянного глав-
ной звездой, покидает систему через внешнюю точку Лагранжа [451].
Если даже полость Роша «замкнута», но период вращения главной звезды
не равен орбитальному периоду, более 80% вещества, прошедшего через
внутреннюю точку Лагранжа, может покинуть систему [24].
Таким образом, скорость обмена веществом в двойных системах может
сильно превосходить скорость потери массы одиночными объектами.
Часть вещества, потерянного первичным компонентом, может перейти
в околозвездное облако, а значительная его часть может вообще покинуть
систему. Эта неконсервативность представляет собой важный аспект эво-
люции двойных систем (разд. 4.10.3).
202
Глава 4
4.10.2. ЭВОЛЮЦИЯ ТЕСНЫХ ДВОЙНЫХ; КОНСЕРВАТИВНЫЙ СЛУЧАЙ
При рассмотрении эволюции тесных двойных необходимо различать
эволюцию без потери и с потерей массы и (или) момента количества
движения системой в целом. Первый случай наименее типичен для
массивных двойных (которые являются предметом этой книги). Однако
прежде чем перейти к анализу неконсервативного обмена веществом,
важно рассмотреть более простой случай эволюции без потери массы.
В консервативном случае предполагается, что сохраняются масса
системы
Sfflj + ЭЛ2 = const (4.10.1)
и орбитальный момент количества движения
J2 = Ga (SDljSRj)2/^! + УИ2) = const. (4.10.2)
Из соотношений (4.10.1) и (4.10.2) следует, что
а/а° = (®1^Л5/9Л1ЭЛ2)2, (4.10.3)
где индексом 0 отмечены начальные значения переменных. Уравнение
(4.10.3) показывает, что в результате потери массы первичной (более
массивной) звездой а уменьшается до тех пор, пока массы компонентов
не станут равными. Затем а снова начинает расти.
Ход обмена веществом в двойной системе в основном определяется
тем, на какой стадии эволюции находится первичный компонент, когда
он целиком заполняет полость Роша. Обычно выделяют три стадии эво-
люции [822 — 824, 926]:
I. Горение водорода в ядре; звезда находится на главной последова-
тельности и расширяется незначительно. II. Полное истощение запасов
водорода в ядре; ядро сжимается, но радиус звезды возрастает, она
становится более красной и на диаграмме Герцшпрунга — Рессела пере-
мещается вправо. III. Горение гелия в ядре и более поздние стадии
эволюции.
При анализе эволюции двойных рассматриваются три случая А, В и С,
которые соответствуют заполнению полости Роша на стадиях I, II или III.
Наиболее распространен случай В: примерно у 80% двойных спектраль-
ных классов 05 —F обмен веществом происходит на стадии II. Это
не удивительно: стадия И продолжительнее стадии III, а на стадии I
звезда почти не расширяется или даже не расширяется вообще!
Значения радиусов звезд для этих трех случаев эволюции в зависи-
мости от массы приведены на рис. 64 [1547]. Диаграмма основана на
результатах расчетов эволюции двойных. Область главной последователь-
ности, в которой находятся объекты, соответствующие случаю А, заштри-
хована. Зигзагообразная линия определяет границу между случаями В и С;
на этой линии звезды находятся, когда в их ядрах загорается Не.
Штриховыми линиями указаны значения орбитальных периодов в момент
начала обмена веществом у систем с q = 2.
Эволюция массивных звезд
203
Рис. 64. Распределение масс и радиусов первичных компонентов ряда двойных
систем [1547]. Заштрихована полоса главной последовательности. Загорание гелия
в ядре происходит, когда звезда находится на зигзагообразной линии. У звезд,
находящихся левее штрих-пунктирной линии, обмен веществом в случае В приво-
дит к образованию гелиевых белых карликов. Штриховыми линиями показаны
периоды двойных систем с q — 2 до начала обмена веществом.
Рис. 64 отчасти иллюстрирует значение подразделения на различные
случаи эволюции, которые приводят к образованию двойных систем раз-
личных типов. В случае А возникают тесные двойные типа Алголя.
В случае В результаты обмена зависят от массы первичного компонента.
Различают массивные (интересующие нас в первую очередь) и мало-
массивные системы: граница между ними по SDlj равна 9 9ИО согласно [1231]
и примерно 3 9ИО согласно [823] (см. штрих-пунктирную линию на рис. 64).
У звезд меньших масс обмен веществом в конце концов приводит к об-
разованию гелиевых белых карликов. У звезд больших масс обмен ве-
ществом прекращается, когда в ядре звезды загорается гелий, поскольку
это приводит к сжатию оболочки. К моменту загорания гелия большая
часть оболочки уже могла перейти к спутнику, так что остаток первичного
компонента может быть чисто гелиевой звездой. Подобный случай первым
исследовал Киппенхан [819], который рассмотрел эволюцию системы,
204
Глава 4
Рис. 65. а — эволюционные треки компонентов двойной системы 20 + 14 на
теоретической диаграмме Герцшпрунга — Рессела [424]. б — эволюционный грек
первичного компонента в системе, которая первоначально состояла из звезд
массами 40 и 20 Конец фазы потери массы в виде звездного ветра отмечен
кружком. Рассмотрены различные формы потери массы и момента количества
движения: сплошная линия — 0 = 1, а = 0, штриховая линия — р = 0, а = 3; пунк-
тирная линия Р = 0, а = 0; штрих-пунктирная линия Р = 0, а = 1 [1607].
состоящей из звезд массами 25 и 15 S0lG. Оказалось, что через 4,7 • 10б лет
после ухода с начальной главной последовательности первичный компо-
нент заполнит свою полость Роша и всего лишь за 7000 лет на спутник
перетечет 16,5 3JiG. Орбитальный период системы, составлявший до на-
чала обмена веществом 7,8d, увеличивается до 20,3d. В этих и других
более поздних расчетах предполагалось, что все вещество, покинувшее
полость Роша вокруг первичного компонента, немедленно перетекает на
спутник; вещество не покидает систему и не образует околозвездную
оболочку. Известно, что это предположение в общем некорректно.
Эволюция массивных звезд
205
Таблица XXXIV
Теоретические расчеты эволюции массивных тесных двойных с обменом веществом
в случае В
Начальные массы компонентов, SWq Источник Начальные массы компонентов, 9JIq Источник
7 6 [1233] 10 [399]
4,5 8 [399, 403]
9 3,13 [822, 824] 6 [399]
10 9,4 [1004, 1577] 4 [399]
8 [401, 403] 25 15 [403, 819]
3,7 [1821] 30 24 [399, 403]
10 12, 13, 15 8 [402] 16 [399]
15 8 [399, 403] 8 [399]
16 15 [862, 863, 1004, 1577] 32 30 [862, 863, 1004, 1577]
10,67 [П81] 2 [1004]
20 14 [399, 424] 64 60 [1004]
Сводка расчетов эволюции массивных тесных двойных в случае В
приведена в табл. XXXIV (см. также [399, 401, 402, 1715]). В качестве
примера на рис. 65, а показаны эволюционные треки компонентов систе-
мы 20 + 14 91? q на диаграмме Герцшпрунга — Рессела. Буквами А — F от-
мечены следующие этапы эволюции: Л—начальная главная последова-
тельность, В — начало потери массы, С — достижение минимума свети-
мости, D — загорание гелия в ядре, Е — окончание потери массы, F —
загорание углерода в ядре. Важная особенность эволюции первичного
компонента заключается в том, что после образования гелиевого ядра
и потери оболочки он превращается в чисто гелиевую звезду и поэтому
остаток перемещается на диаграмме Герцшпрунга — Рессела по направле-
нию к начальной главной последовательности чисто гелиевых звезд. Это
может иметь важное значение для объяснения происхождения звезд
Вольфа — Райе (разд. 4.11).
В случае С обмен веществом происходит в период быстрого сжатия
ядра и расширения оболочки, что имеет место после выгорания гелия в ядре
и до начала горения в нем углерода. Расчеты эволюции в случае С
проведены в [80, 925, 926, 1576].
4.10.3. НЕКОНСЕРВАТИВНАЯ ЭВОЛЮЦИЯ ТЕСНЫХ ДВОЙНЫХ
Эта проблема была впервые рассмотрена только в 1970-х годах,
однако уже имеется значительное число работ (см., например, [1190,
1549, 1575, 1607]).
Имеет смысл выделить в ходе эволюции два этапа [1607]. Первый
совпадает со стадией горения водорода в ядре. Оба компонента немного
расширяются или не расширяются вовсе и оба теряют массу в виде
звездного ветра. На втором этапе радиус первичного компонента увели-
чивается настолько, что он заполняет полость Роша. Это может привести
206
Глава 4
к обмену веществом, потере массы системой и образованию у системы
общей оболочки.
На первом этапе эволюции отношение масс компонентов и орбиталь-
ный период изменяются. Чтобы рассчитать эти изменения, необходимо
связать потерю массы с потерей момента количества движения и одно-
временно учесть обмен веществом. Это было сделано, хотя и довольно
формально в [1607]. Пусть AJ — потерянный орбитальный момент коли-
чества движения, и пусть С = \J/J. Предполагается, что С можно связать
с количеством вещества, потерянного системой, Д991 соотношением
С = 1 - [1 - ДЭИДЭЛп + 9й21)]“,
где индексы 1 и 2 соответствуют главной звезде и спутнику, индексом i
обозначены начальные значения, а 0 — произвольный параметр. Обмен
веществом между компонентами описывается параметром
р = (эи2 - эд2,)/дшг.
Очевидно, что параметр (1 — р) дает отношение массы, потерянной глав-
ной звездой, к массе, потерянной системой в целом. Расстояние между
компонентами и период системы можно вычислить как функции аир.
Эти параметры выбраны произвольно из-за отсутствия физической теории,
в которой они могли бы быть определены. Параметры а и 0 в [1190]
обозначены как f и д; их можно сравнить также с параметрами а и ф,
введенными в [1003].
В качестве примера на рис. 65, б приведен трек на диаграмме Герц-
шпрунга — Рессела первичного компонента системы с ЯЙ! = 40 9ИО и ЭИ2 =
= 20 9ЙО. На первом этапе эволюции предполагалась только потеря
массы в виде звездного ветра, а для второго этапа рассматривались
различные комбинации аир. Очевидно, подобные расчеты полезны для
понимания возможных путей эволюции тесных двойных, теряющих массу,
но ясно, что эти исследования находятся еще на «эвристическом» этапе.
Дальнейшее развитие теории должно быть основано на ясном понимании
физических процессов, определяющих обмен веществом, и на установлении
связи между потерей массы и потерей момента количества движения.
Еще одна важная особенность эволюции тесных двойных — это образо-
вание у них общей оболочки. Предварительные расчеты [825, 1140, 1242,
1586] показали, что, когда характерное время аккреции короче характер-
ного теплового времени оболочки звезды, на которую происходит аккре-
ция, звезда быстро расширяется. В результате двойная система превра-
щается в контактную, и, по-видимому, у нее образуется общая оболочка.
Общая оболочка может возникнуть и тогда, когда звезда, на которую
происходит аккреция, является сколлапсировавшим объектом или белым
карликом и скорость аккреции превышает значение, соответствующее
критической эддингтоновской светимости.
Эволюция массивных звезд
207
4.10.4. КОНЕЧНЫЕ СТАДИИ ЭВОЛЮЦИИ ДВОЙНЫХ СИСТЕМ
Конечные стадии эволюции двойных, так же как и одиночных, звезд
пока относятся лишь к сфере догадок. Наибольший интерес представляет
случай В эволюции массивных систем. Поскольку в этом случае остатки
первичных компонентов являются практически чисто гелиевыми звездами,
необходимо рассмотреть дальнейшую эволюцию подобных объектов.
Чтобы понять, что с ними происходит, важно учесть, что гелиевые звезды
массой меньше 4 3JlG в конце концов расширяются, теряют массу в ходе
второй стадии обмена веществом и могут закончить свою эволюцию,
превратившись в белые карлики [143]. Ряд детальных расчетов для двой-
ных с исходными массами первичных компонентов от 10 до 15 вы-
полнен в [402]. Вторая стадия обмена веществом происходит у звезд
с -У 11 S 14 ЭЛО. Звезды больших масс превращаются в нейтронные звезды,
а меньших — в белые карлики. Детальные расчеты эволюции выполнены
для системы 10 + 8 9ЛО. Результаты расчетов подтвердили, что по окон-
чании горения гелия в ядре главная звезда вторично теряет массу.
В вырожденном ядре не загорается углерод, остаток первичного компо-
нента — белый карлик массой 1,1 9ЛО [401].
Более массивные гелиевые звезды почти не расширяются на стадиях
горения гелия и углерода и после окончания этих стадий снова сжимаются.
Полагают, что подобные звезды завершают эволюцию, взрываясь как
сверхновые (разд. 4.9).
4.11. ПРОИСХОЖДЕНИЕ ЗВЕЗД ВОЛЬФА-РАЙЕ
О положении звезд Вольфа — Райе на диаграмме Герцшпрунга — Рес-
села уже упоминалось в разд. 4.2 при обсуждении положения последо-
вательностей однородных гелиевых и водородных звезд. Эффективные
температуры звезд Вольфа — Райе известны плохо, поэтому их положение
на диаграмме определяется ненадежно. По-видимому, они занимают
область эффективных температур, несколько меньших, чем у звезд началь-
ной главной последовательности, однако это не означает с необходи-
мостью, что их химический состав «космический». Рис. 43 показывает,
что положение звезд Вольфа — Райе на диаграмме Герцшпрунга — Рессела
можно объяснить с помощью моделей с относительной массой гелиевых
ядер qQ = 0,85—0,90, и мы примем такую модель. Можно предположить,
что высокие значения отношения Y/Х в атмосферах рассматриваемых
звезд вызываются процессами типа конвективного перемешивания в обо-
лочках и свидетельствуют о существовании гелиевых ядер. Следовательно,
такая модель основывается главным образом на данных о фотосферах
и согласуется с положением звезд Вольфа — Райе на диаграмме Герц-
шпрунга — Рессела.
Если звезды Вольфа — Райе состоят в основном из гелия, значит, они
потеряли водородные оболочки. В разд. 3.4 была описана возможная
картина эволюции внешних слоев звезд [332], согласно которой звезды
Рольфа — Райе образуются из звезд класса Of. Темп потери массы звездами
208
Глава 4
Of особенно велик, если звезда является компонентом двойной. Положе-
ние звезд Вольфа — Райе на диаграмме Герцшпрунга — Рессела (рис. 2)
не противоречит этому предположению. Поэтому рассмотрим процесс
образования звезд Вольфа — Райе из массивных объектов (одиночных
или двойных), которые в ходе эволюции потеряли существенную часть
своих самых внешних слоев. Напомним (разд. 3.4), что «40% звезд
Вольфа — Райе принадлежит к двойным системам. Однако отмечалось
[1604], что звезды с очень малыми орбитальными периодами могут
не разрешаться на компоненты, так что истинная доля двойных звезд
Вольфа — Райе может быть выше.
Прежде всего следует выяснить, действительно ли потеря массы
звездами ранних спектральных классов способна привести к образованию
объектов с физическими характеристиками звезд Вольфа — Райе. Чтобы
возникла почти чисто гелиевая звезда массой ~ 10 Ш1о, необходима зна-
чительная потеря массы!
Механизм, посредством которого за довольно короткое время может
быть потеряно много вещества, — это обмен массами между компонентами
тесной двойной. Поэтому было высказано предположение [819, 1181], что
предшественниками звезд Вольфа — Райе должны быть массивные члены
двойных систем, в которых произошел обмен веществом. Остатки звезд
должны состоять почти целиком из гелия и находиться на стадии горения
гелия в ядре с Тс > 10® К. Следуя [1188], предположим, что звезды
Вольфа — Райе типа WN — это объекты, у которых в результате потери
массы обнажились слои, обогащенные продуктами горения водорода в ре-
акциях CNO-цикла, а звезды типа WC — это объекты, у которых обнажи-
лись ядра, в которых происходила За-реакция, ведущая к образованию
углерода. Поэтому звезды WC должны быть более проэволюционировав-
шими объектами и находиться в состоянии быстрой эволюции.
Впоследствии еще ряд авторов рассчитывали эволюцию двойных звезд
с целью объяснить происхождение звезд Вольфа — Райе [399, 403, 1576,
1577, 1603 — 1605, 1607]. В [1576, 1577] сделан вывод, что исходная масса
главного компонента должна превосходить ~ 15 9ЛО, а в остальных рабо-
тах считается, что она должна быть не меньше 25 ЭЛО. Это же значение
было принято в [819]. Опубликованы результаты расчетов эволюции
двойных систем [1607], согласно которым звезды Of — компоненты двой-
ных могут действительно превращаться путем обмена веществом в объекты
с характеристиками звезд Вольфа — Райе. Согласно [1604], отношение
Н/Не на поверхности моделей в ходе эволюции уменьшается и может
принимать наблюдаемые значения. Позднее было показано [1603], что
звезды WN поздних подклассов, эволюционируя, превращаются в звезды
WN ранних подклассов вследствие интенсивной потери массы (одиночные
звезды) или обмена веществом (компоненты двойных). В этом случае
звезды WN ранних подклассов должны находиться на стадии горения
гелия и иметь низкое содержание водорода в атмосферах. Дальнейшая
потеря массы обнажит слои с повышенным содержанием углерода и при-
ведет к образованию звезды WC. Следовательно, звезды WC должны
быть в среднем менее массивными, чем звезды WN, однако из скудных
Эволюция массивных звезд
209
данных табл. XIV это не очевидно. Анализ приведенной выше картины пока-
зал, что наблюдаемую численность звезд WC можно согласовать с расчет-
ными временами жизни на стадии WC только при скоростях потери
массы в довольно ограниченном диапазоне, соответствующем, например,
следующим значениям параметра N [формула (4.5.16)]: 500 < IV < 1000
для 32 991О и 2000 < N < 3000 для 10 991G.
Итак, обмен веществом в двойной системе с компонентом большой
массы (спектрального класса Of?) может привести к образованию звезды
Вольфа — Райе, однако это ни коим образом не исключает возможности
образования звезд Вольфа — Райе из одиночных объектов.
Таким образом, альтернативная возможность — принять, что звезды
Вольфа — Райе образуются в результате потери массы одиночными звез-
дами. В этом случае сразу возникает проблема: может ли массивная
звезда главной последовательности при высоком темпе потери массы пре-
вратиться в гелиевую звезду, попадающую в ту же область диаграммы
Герцшпрунга — Рессела, что и звезды Вольфа — Райе. Как было показано
в разд. 4.5, при высоком темпе потери массы (N х 1000) массивные
звезды перемещаются вниз вдоль главной последовательности. В [392,
396] для описания потери массы введен параметр £ = — Tms9.U/9Jl и показано,
что эволюционный трек звезды идет вниз параллельно главной последо-
вательности или слегка отклоняется от нее вправо при ^inll/^max ~ I и что
звезды Вольфа — Райе образуются, если — 991 « 7,5 10“10 9Л2,35991(.7год.
Следовательно, для возникновения звезд Вольфа — Райе необходимы высо-
кие темпы потери массы на главной последовательности. В [291, 1005]
также показана необходимость значительных темпов потери массы для
превращения красных сверхгигантов в звезду Вольфа —Райе. Исходя из
этих соображений исследовалась возможность объяснения образования
звезд Вольфа — Райе при потере звездой оболочки на начальных стадиях
эволюции при темпах потери массы, задаваемых формулой (4.5.16) [427,
428].
Сравним результаты расчетов с данными наблюдений. На основании
данных, приведенных в табл. XXXIX и в разд. 7.4, можно сделать вывод,
что темп потери массы звездами класса Of 1 • 10”5 — 2 • 10“5 991о/год,
а звездами Вольфа — Райе 3 • 10“ 5 — 10 • 10“ 5 991о/год. Упомянутые резуль-
таты работ [392, 396] требуют —991= 10“5 и 4-10“5 991о/год для звезд
60 и 100 9910 соответственно. Другие авторы приходят к аналогичным
оценкам. Эти оценки 9)1 согласуются с данными наблюдений.
Итак, звезды Вольфа — Райе могут возникать также в результате
потери массы одиночными звездами. Но есть ряд трудностей, связанных
с проблемой химического состава оболочек — высоким содержанием Не
и существованием азотной и углеродной последовательностей звезд
Вольфа — Райе. Не ясно, как значительное количество Не могло оказаться
вблизи поверхности, и еще труднее объяснить образование звезд WC.
Если последние имеют углеродные ядра, они должны быть очень сильно
проэволюционировавшими объектами и, вероятно, прошли стадию красных
гигантов в отличие от звезд WN.
14-1092
210
Глава 4
4.12. ОБРАЗОВАНИЕ РЕНТГЕНОВСКИХ ДВОЙНЫХ СИСТЕМ;
АККРЕЦИЯ ВЕЩЕСТВА НА КОМПАКТНЫЙ СПУТНИК
Начало объяснению происхождения массивных рентгеновских двойных
положило предположение [1627], что двойная система с начальным пе-
риодом, близким к 3 сут, и исходными массами компонентов 16 и 3
может превратиться в ходе эволюции в систему типа СепХ-3 в резуль-
тате обмена веществом в случае В или пройдя промежуточную стадию
звезды Вольфа — Райе. Затем постулировалась [1623, 1628] привлекатель-
ная картина двойной, в которой компонент, находящийся на более позд-
ней стадии эволюции, — почти чисто гелиевая звезда, а другой компонент,
масса которого возросла за счет аккреции водорода, потерянного первич-
ным компонентом, стал массивной звездой главной последовательности
спектрального класса О или В и поэтому эволюционирует так, как будто
его возраст снова стал нулевым. Гелиевая звезда эволюционирует
намного быстрее помолодевшего спутника. Если масса первичного компо-
нента >4 ®lG (для этого его исходная масса должна превосходить 15 9ЙО),
то его эволюция через 2 106 лет после первого обмена веществом
оканчивается взрывом сверхновой типа II с образованием нейтронной
звезды или черной дыры [1627]. Взрыв сверхновой не обязательно раз-
рушает систему, так как взрывается менее массивная звезда. Через
4 • 10б — 6 • 10б лет после взрыва звезда класса О или В вновь покидает
главную последовательность, заполняет полость Роша и начинается пере-
текание вещества на сколлапсировавший объект; падение газа на компакт-
ный объект приводит к генерации рентгеновского излучения (рис. 66).
Если эта картина верна, то все звезды спектральных классов О и В
с массами больше 15—25 9ЛО, являющиеся членами двойных, рано или
поздно передадут большую часть оболочки спутнику и станут звездами
Вольфа — Райе, почти чисто гелиевыми звездами; последние неизбежно
должны взрываться как сверхновые. Остатком взрыва будет нейтронная
звезда или черная дыра, в общем компактный объект, который на более
поздних стадиях сможет захватывать вещество, истекающее от увеличи-
вающегося в размерах спутника, и превратится таким путем в источник
рентгеновского излучения. Таким образом, звезды Вольфа — Райе, вероят-
но, порождают рентгеновские двойные системы и могут быть спутниками
сколлапсировавших объектов на последующих стадиях эволюции. При-
мером подобной системы может быть HD 50896 (WN5 + ?) с периодом
Р = 3,76“ [525].
Рассмотрим проблему возникновения рентгеновского излучения при
обмене веществом в проэволюционировавших системах, состоящих из
компактного объекта и невырожденной массивной звезды. Вещество
может перетекать с массивной звезды на компактный спутник двумя
путями. Один путь — «переполнение полости Роша», при котором звезда
выходит за пределы полости Роша (по всей ее поверхности или на
отдельных участках) и начинается обмен веществом. Другая возможность —
звездный ветер; при этом радиус звезды меньше радиуса полости Роша,
и симметрично истекающий звездный ветер от массивной звезды попросту
14»
Рис. 66. Возможный механизм образования массивной рентгеновской двойной
[1627]. Количественные характеристики согласно [425]. а — t = О, Р = 4,54d; б —
t = 6,17-106 лет, Р = 4,56d, начало первой стадии обмена веществом; в —1 =
= 6,20-106 лет, Р = 10,86d, конец первой стадии обмена веществом, начало стадии
звезды Вольфа — Райе; г —Г = 6,76-106 лет P=ll,70d, гелиевая звезда (звезда
Вольфа — Райе) взрывается как сверхновая и превращается в компактный объект:
d — t = 11,18-106 лет, Р= U,70d, первичный компонент становится сверхгигантом,
ПРИ аккреции вещества на компактный спутник генерируется рентгеновское
излучение.
212
Глава 4
соударяется с компактным объектом. В обоих случаях можно ожидать
возникновения рентгеновского излучения в результате взаимодействия
истекающего вещества либо с компактной звездой, либо с околозвездным
аккреционным диском: скорость частиц при соударении должна быть
порядка скорости ускользания для компактного объекта, так как частицы
фактически приходят «с бесконечности». Таким скоростям соответствует
кинетическая энергия порядка нескольких килоэлектронвольт.
Рассмотрим теперь сложную проблему возникновения рентгеновского
излучения объекта, на который происходит аккреция. Затем сопоставим
эффекты, связанные с двумя возможными типами перетекания вещества.
Соотношение между скоростью аккреции и потоком рентгеновского
излучения рассмотрено в [385, 911, 1624] (см. также обзор [432]). Верхний
предел | ЭЛ | можно определить, если учесть, что темп аккреции не может
превышать значение, соответствующее предельной эддингтоновской све-
тимости (см. разд. 1.3 и 1.4). Подобным образом было найдено крити-
ческое значение 9ЛСГЙ [385, 1401]:
-9Легй = (1,5/0 Ю~9 9ЛХ год’ \ (4.12.1)
где ЭЛХ — масса компактного объекта в ЭЛС, £ — параметр эффективности
порядка 0,1.
Этот верхний предел может, однако, понизиться, так как нагрев
падающего газа рентгеновским излучением способен повысить его темпе-
ратуру настолько, что средняя скорость частиц может превысить скорость
ускользания на данном расстоянии от звезды. В таком случае газ не
будет выпадать на компактный объект, и, как показывают расчеты
[1177], 9ЛСГЙ может оказаться даже на несколько порядков величины ниже,
чем значение, определяемое формулой (4.12.1). Поэтому можно принять,
что для появления наблюдаемого источника рентгеновского излучения
скорость аккреции должна быть заключена между 10“11 и 10“8 ЭЛе/год.
Если скорость аккреции выше, то должен образоваться диск, как
в SMC Х-1 [1645] (см. также табл. XXXV). При очень больших скоростях
аккреции диск будет поглощать рентгеновское излучение и поэтому будет
выглядеть как оптическая звезда. Поглощение происходит при
9Л/9ЛСГЙ > 3 103 (а9Ле/9Лх)2/3, (4.12.2)
где а — так называемый параметр вязкости диска [1401]. Формула (4.12.2)
определяет верхний предел скорости аккреции для звезд, которые еще
способны излучать в рентгеновской области.
Рассмотрим далее механизмы перетекания вещества в двойных с ком-
пактными объектами. Характерное время потери оболочки массивным
компонентом двойной равно [1182]
т = 3 • 107 SH2/RL [лет],
т. е. скорость аккреции на компактный объект есть
-ЭЛассг = О,8ЯЕ/3 • 107 ЭЛ,
где ЭЛ, R, L выражены в солнечных единицах.
Эволюция массивных звезд
213
Поскольку R в ходе эволюции возрастает, a L изменяется незначи-
тельно (по крайней мере если не происходит очень бурной потери массы),
можно найти нижний предел 1ЯКассг |, подставив значения ЯН, R, L для
звезд главной последовательности, приняв во внимание, что при ЯЛ > 2 ЯКО
Rcc9R°'75, ТосЯИ3,25. Следовательно, ЯКассгосЯИ3 и тосЯЛ-2 [1624, 1625].
В случае звездного ветра предположим, что истечение вещества проис-
ходит сферически симметрично и | ЯКИ| = 4nr2pw(r)vw(r) [г/с]. Аккрециро-
вать будет та часть потока звездного ветра, которая проходит от центра
вырожденного объекта на расстоянии, не превышающем радиус захвата
[169, 385]
га = 2G9Ky/r2rel « 1,3 - 1О10 9Лхг-2 [см],
где гя равно примерно расстоянию, на котором частица, пролетающая
мимо компактной звезды со скоростью гге1, отклоняется на 90' , ЯКА —
масса компактной звезды, гге1 — относительная скорость звездного ветра
«на бесконечности». Тогда темп аккреции равен [385]
« nr2 Plvt>rel = - tilwr2/4a2 = - Wlw(GWlx/a)2/v4t^
где ЯЛц, — темп истечения вещества (в г/с), а — радиус орбиты. Отсюда
следует
W = - 3,65 IO10 mw(Wix/a)2 v;4 я^о/год,
а рентгеновская светимость составляет [151]
Lx = 1,2 • 1041 (Wlx/Rx)Wx [эрг/с].
Подробности см. в [1576, 1624].
Уточнение теории, изложенной выше, показывает, что переполнение
полости Роша — явление более распространенное, чем можно было ожи-
дать, особенно если рассматриваются массивные звезды с малыми зна-
чениями ge[t. Основная причина в том, что переполнение начинается уже
тогда, когда разность радиусов полости Роша и звезды еще равна
нескольким высотам однородной атмосферы, поскольку и при таких
условиях часть атмосферы простирается за пределы полости Роша. Сле-
довательно, переполнение полости Роша происходит постепенно, а не сразу,
как предполагалось в первых работах, и экранирование рентгеновского
излучения избытком вещества не имеет места.
Согласно [1350, 1351], переполнение полости Роша может быть основ-
ным механизмом обмена веществом и главной причиной рентгеновского
излучения двойных систем как больших, так и малых масс. У массивных
рентгеновских двойных с главной звездой массой 15 —20 931О начало об-
мена веществом соответствует случаю А. В системах Her Х-1 и Cen Х-3
должно пройти соответственно 105 и 104 лет, прежде чем | ЯК | превысит
критическую скорость аккреции, что положит конец стадии рентгеновского
источника; эти значения можно рассматривать как времена жизни Her Х-1
и СепХ-3.
Сводка основных параметров лучше всего изученных массивных рент-
геновских двойных приведена в табл. XXXV. Типичная система состоит
Некоторые хорошо исследованные рентгеновские двойные
Спектральный
Система класс главной звезды Р, сут
4U1700- 37а (HD 153919) O6,5f 30 2 3,41180 15
20
27,1 1,3
4U 0900 - 40 (VelaX-1; ВО,51b 21,7 От 1,5 до 3 8,96 27
HD 77581) 45 2,6
21,2 1,6
24 32
CygX-1 09,7 lab >25 9 5,607 22
(4U 1956 +35; 2,39 1,48
HDE 226868) CenX-3 06,5 Ше 18 1 2,087 13
(4U 1119 — 60, 30 2 17
звезда Кшемин- 17,2 1,4
ского) 18 12
4U 1538 -52 20±8 S2 3,73 От 16 до 20
20+4 19 2 ±0,4 16
SMCX-1 ВО,5 lab 15 0,9 3,893
(4U0115 -37; От 0,8 до 4,5
Sk 160) От 15 до 24 От 0,8 до 1,8 От 14 до 22
16,2±1,4 1,02 ±0,2 17
12,5 0,8
18 15
LMCX-4 08 V-III 20 1,3 1,4083
>6 >1,1
07 25 От 2 до 4
22,5 2,5
4U0352+30 (XPer) 09,5(111- ~20 >2? 580?
-V)pe
V861 Sco ВО la ~25 ~8 7,84825 33
(HD 152267; ОАО 1653 - 40?) 48 ±10 >12,5±2®
a Спутник движется co сверхзвуковой скоростью сквозь плотный [462] звездный ветер звезды спектрального
[670], который был обнаружен [500]. Сообщалось о наблюдениях излучения [Fe XIV], источник которого
точника. Более поздние наблюдения [938] не подтвердили результаты [460]. Предполагается, что скорость потери
в ~25 раз [1227].
6 Происходят вспышки, при которых мощность излучения достигает 9 • 10зв эрг/с [1734].
в Не удалось описать кривую блеска с помощью определенного набора £eff, и [1648].
г В этом столбце £Opt—светимость звезды в оптической области [333, 736—739].
д Реальность этого значения периода подвергается сомнению [626].
е Спутник может быть черной дырой [1781].
В основном согласно [734, 735].
Рентгеновское излучение переменно [1241].
Таблица XXXV
системы и их основные физические параметры
,,ж lg(£^/£G) IgO-x/Lopt/1 —УЛ, ЯИф/год мь первичного компонента Пульсар? Источники
90 2,5 -з,з 1,5-10“5 <-8,9 97 минд [1600] [500] [1648]в [1010]
-10,2 [333]
2,5 -3,1 >5-10“7 -8,4 283 с [64] [282, 1017] [724] [1646, 1647] [194] [625, 626] [1273]
27 От 3,6 до 4,5 -2 2,6-10~6 -8,7 [66, 999] [1273] [333]
90 4,1 -7? [1533]
4,84 с [655]
-9,0 [333-335] [1273]
2,7 -2,7 [386]
70 529 с [363] [734, 735]
70 5,2 -0.6 10~5 0,71 с [1645]
[67]
[1255]
-8,8 [748]
-8,1 [333]
[1273]
3,4б -0,5 -8,4 [284] [1732, 1735] [944] [749] [333]
0,4 -3,4 835 с [430]
-10,1 [736]
-5-10-6 -9,85 [1781]
1,73 -3,7 ~ю-5 [1534, 1736]
класса Of. Предсказывалось, что за компактным объектом должен тянуться протяженный аккреционный след
движется от звезды [460]; предполагалось, что излучение возникает в области вокруг рентгеновского ис-
массы переменна. Наблюдается значительная вспышечная активность, светимость при вспышках увеличивается
216
Глава 4
из горячего сверхгиганта раннего спектрального класса и компактного
спутника. Рентгеновское излучение возникает при аккреции вещества на
спутник. Первичный компонент высокой светимости лучше всего иссле-
довать в ультрафиолетовой области. Представляет интерес кажущийся
избыток светимости первичных компонентов, что также указывает на
потерю вещества в прошлом.
4.13. ВРАЩЕНИЕ И ЭВОЛЮЦИЯ ЗВЕЗД
На рис. 67 приведена комбинированная диаграмма Герцшпрунга —
Рессела [1622]. На ней показаны наблюдаемая и теоретическая начальные
главные последовательности, а также наблюдаемое положение звезд
различных классов светимости и эволюционные треки звезд с несколькими
значениями масс, рассчитанные рядом авторов. Вдоль начальной главной
последовательности указаны средние экваториальные скорости вращения
звезд. На основе этих данных и представлений о звездной эволюции
05 09 ВО 1 2 3 5 7 8 9 АО 2 5 7 ГО 5 8G0 5 КО 2 3 5
|_1_1-----1| 1,1! р 01,1 . ----т----т----
4,6 4,4 4,2 4,0 3,8 3,6 3,4
Рис. 67. Диаграмма Герцшпрунга — Рессела, на которой указаны эмпирическая
начальная главная последовательность (жирная линия), теоретическая начальная
главная последовательность, наблюдаемое положение звезд различных классов
светимости (пунктир), эволюционные треки звезд различных масс и линии равных
<се sin i> (штриховые линии) [1622].
Эволюция массивных звезд
217
рассчитано положение линий равных <aesini> на диаграмме Герцшпрун-
га — Рессела (штриховые линии) [1622]. Предполагалось, что а) однород-
ные звезды вращаются твердотельно и б) момент количества движения
каждого слоя сохраняется. Сравнение скоростей, приведенных на рис. 67,
с «наблюдаемыми» скоростями (рис. 19) показывает, что последние зна-
чительно выше. «Наблюдаемые» экваториальные скорости вращения звезд
более ярких, чем объекты класса светимости II, это скорее макротурбу-
лентные скорости [860]. Правильность этого заключения можно проверить
только путем очень тщательного исследования профилей линий в спектрах
массивных звезд, полученных с высоким разрешением. Подобное исследо-
вание крайне необходимо.
Различия между наблюдаемыми и расчетными скоростями увеличива-
ются, если рассматривается потеря момента количества движения, связан-
ная с потерей массы: вещество, теряемое звездой, уносит момент. Если
момент инерции звезды представить в виде ЭИ (fcsK2) со, где А,/? — гиро-
радиус звезды, то можно записать [1454, 1743]
d [ЯН (А,Я)2 со] = (М)2 (4.13.1)
где kd — гирорадиус выброшенного вещества. Уравнение (4.13.1) преобра-
зуется к виду
(к2 - fc2) R2(»dm = 9Jlk2R2d(o + 2HRk2R(odR.
Отсюда следует выражение для скорости замедления вращения:
ю/со = [(к2 - к2)/к2] 9Й/9И - 2R/R. (4.13.2)
При ЭИ = 0 это выражение описывает сохранение момента количества
движения отдельных слоев. С помощью уравнения (4.13.2) можно оценить
роль потери массы в замедлении вращения и сравнить этот случай
со случаем, когда потеря массы не учитывается (рис. 67). Если 9Й/ЭИ ®
«10-6/год, R/R х 10“7 год-1 (т. е. радиус звезды удваивается за время
горения водорода в ядре ~ 107 лет), ks«0,5, kd х 1, то первый член
в уравнении (4.13.2) гораздо больше второго.
В первом приближении рассчитана эволюция скорости вращения звезды
массой 15 ЯНО [1454]. Было использовано уравнение (4.13.2), однако затем
схема расчета была уточнена: учитывалась потеря звездой энергии за счет
поступательного движения и вращения звездного ветра. Оказалось, что
звезда теряет большую часть своего момента количества движения
за время ~107 лет, сравнимое с временем горения водорода в ее ядре.
Для звезды массой 60ЭЛо член с |ЯИ/ЯИ| в уравнении (4.13.2) больше, чем
для звезды массой 15ЯИе, примерно на два порядка величины; член
с R/R также больше, поскольку время горения водорода короче. Следо-
вательно, звезда массой 60 ЭЛО тормозится быстрее, чем массой 15ЯНО.
Аналогичные детальные расчеты эволюции вращающихся звезд массами
15 —100ЯИо проведены в [1178]. Они подтвердили, что потеря массы
за счет звездного ветра ведет к замедлению вращения. Таким образом,
проблема больших наблюдаемых скоростей вращения проэволюциониро-
вавших звезд, отмеченная в начале раздела, остается нерешенной.
Глава 5
Строение сильно разреженных звездных атмосфер
5.1. МОДЕЛИ АТМОСФЕР.
ЛУЧИСТОЕ И КОНВЕКТИВНОЕ РАВНОВЕСИЕ
Строение звездной атмосферы описывается моделью, которая пред-
ставляет, как правило в виде таблицы, изменения различных физических
параметров в зависимости от геометрической глубины, лучевой концент-
рации атомов или монохроматической оптической глубины тх. Очень
часто используется оптическая глубина на одной фиксированной длине
волны, например 0,5 мкм. Тогда йт0>5 = M05pJz, где х0>5 — коэффициент
поглощения в континууме на 1 г вещества на длине волны 0,5 мкм,
az — высота. В качестве входных параметров, определяющих модель,
обычно используются эффективная температура Те, ускорение силы тя-
жести д и химический состав.
Чтобы рассчитать теоретическую модель, необходимо знать зависи-
мость таких физических параметров, как коэффициент поглощения, сред-
няя молекулярная масса, плотность и т. д., от давления и температуры.
Необходимо также определить равновесие давлений в атмосфере. Обычно
предполагается гидростатическое равновесие, так что dPg = — gatpdr, где
0eff — эффективное ускорение силы тяжести:
0eff — ffgravO — rf). (5.5.1)
Важную роль играет также механизм переноса энергии в атмосфере.
В атмосферах звезд, рассматриваемых в этой книге, нас будут интересо-
вать только два механизма переноса энергии: лучистый и конвективный.
Для расчета моделей атмосфер, находящихся в лучистом равновесии,
разработаны весьма совершенные численные методы по сравнению с до-
вольно грубыми методами расчета для областей атмосфер, где преобла-
дает конвективный перенос. Сложилась странная ситуация: многие . из
опубликованных моделей атмосфер основаны на предположении о лу-
чистом равновесии даже в тех случаях, когда существует почти полная
уверенность в том, что оно не имеет места. Как будто математическая
точность важнее физической корректности!
При моделировании очень протяженных и чрезвычайно разреженных
атмосфер сверхгигантов, которым посвящена значительная часть этой
книги, появляются и другие трудности отчасти расчетной, отчасти физи-
ческой природы, обусловленные кривизной и неустойчивостью атмосфер.
До настоящего времени было рассчитано лишь несколько моделей ат-
мосфер с lg geff < 1 в предположении лучистого равновесия. Рад авторов
рассчитали серии моделей атмосфер, находящихся в конвективном равно-
весии, со значениями lg д & 1. Почти независимо от светимости конвекция
Строение сильно разреженных звездных атмосфер
219
происходит только в звездах, эффективная температура которых ниже
примерно 10000 К. В звездах с большими эффективными температурами
атмосферы должны находиться в лучистом равновесии.
5.2. ПРЕДПОЛОЖЕНИЕ О ПЛОСКОПАРАЛЛЕЛЬНОСТИ АТМОСФЕРЫ
Во многих исследованиях принимается, что атмосфера плоскопарал-
лельна, т. е. что средняя длина свободного пробега фотона в фотосфере
мала по сравнению с радиусом звезды. Проверим это предположение [415].
Средняя длина свободного пробега фотона сравнима с оптической
шкалой высот 0, определяемой соотношением dz — Qd 1g т, где z — гео-
метрическая глубина, т — оптическая глубина. Показано [1611], что у боль-
шинства звезд для большинства длин волн, включая спектральные линии,
с точностью до множителя 2, 6 да Н, где Н — высота однородной атмо-
сферы, хотя в некоторых случаях могут быть большие отклонения.
Следовательно, предположение о плоскопараллельности атмосферы
сводится к условию
Н < 8R, (5.2.1)
где 8 — малое число порядка 0,1.
Поскольку Н = 9?T/|j^eff, R = (GWi/ggrav)1/2 и ge(( = eg, где g = geav, усло-
вие (5.2.1) приводится к виду
0iim = (Т2/г262Ж) (9?2/p2G). (5.2.2)
Плоскопараллельное приближение справедливо для g > gKm.
Чтобы проиллюстрировать, к каким пределам приводит условие (5.2.2),
примем ц = 1,4 при Т < 8000 К, р = 0,6 при Т > 8000 К — значения, сле-
дующие из известных данных о звездных атмосферах. В качестве средних
масс сверхгигантов примем 9Л = 40ЭЛо для Г > 8000 К, ®1 = 20Ш1е для
Т < 8000 К. Разумными значениями 8 и е будут, вероятно, 8 = 0,1 и е = 0,1.
Из уравнения (5.2.2) найдем тогда следующие предельные значения д:
Т, К 30 000 20 000 10000 5000 2500
0нт, см/с2 6 3 0,7 2 0,5
Этот результат нужно рассматривать совместно с результатом разд. 1.5
[см. уравнение (1.5.1) и рис. 3]. Мы видим, что для горячих звезд ggrav
всегда превышает найденные значения дНт. Кривизна атмосфер для этих
звезд важна только в тех случаях, когда е принимает гораздо меньшие
значения, чем принятое нами (0,1). Однако для холодных звезд это не так.
Для них данный расчет приводит к заключению, что только для атмосфер
с д > 2 справедливо плоскопараллельное приближение. Эти выводы нельзя
применять к звездному ветру, так как для него H^R. поскольку gctf
может принимать даже отрицательные значения! Такие области всегда
протяженны и искривлены.
220
Глава 5
5.3. МОДЕЛИ ОЧЕНЬ РАЗРЕЖЕННЫХ АТМОСФЕР:
ПЛОСКОПАРАЛЛЕЛЬНОЕ ПРИБЛИЖЕНИЕ
Для очень разреженных горячих атмосфер теоретические расчеты
облегчаются тем, что атмосферная непрозрачность практически пол-
ностью обусловлена рассеянием излучения на свободных электронах,
коэффициент рассеяния которых не зависит от частоты. Поэтому атмо-
сферу можно изучать в «сером» приближении. С другой стороны, этот
факт усложняет расчеты, так как функция источников Sv(t) определяется
уже не столько локальной температурой, сколько глобальным поведением
поля излучения из-за рассеивающих свойств атмосферы. Зависимость 5(т)
от Т(т) тем меньше, чем меньше вклад истинного поглощения излучения
в полную непрозрачность. Для таких моделей атмосфер мы считаем еще
возможным использовать плоскопараллельное приближение (см. разд. 5.2).
В этом случае изменения с глубиной монохроматических функций источ-
ников S,(t j можно рассчитывать методом итераций:
S„+1 (т>.) = [<ъ/(х> + oj] [J (т») - В (т>)] + В (тД
00
J 0Д = 71 f S„ (x) Ei (| - x I) dx,
о
где первое приближение выбирается из соображений удобства; практи-
чески это обычно функция Планка для принятой зависимости Т(тД Для
моделей звезд с очень малыми значениями geff и высокими температурами
отношение « 0, и процесс сходится крайне медленно. Отклонения от
ЛТР в этих моделях имеют место при т < 1, однако их влияние мало,
за исключением далекой ультрафиолетовой области [415].
Интересной особенностью полученных моделей является то, что в верх-
ней фотосфере (т0>5 < 1) поле излучения на одних и тех же геометрических
глубинах нельзя описать одной-единственной температурой (рис. 68). Это
вызвано тем, что процессы рассеяния не вносят вклада в «термализацию»
поля излучения — каждый рассеивающий электрон изменяет траектории
фотонов, но не стремится привести функцию распределения фотонов по
энергиям в соответствие с этой функцией для частиц, как в истинно
поглощающей атмосфере. При анализе подобных вопросов полезной
величиной оказывается «глубина термализации», т. е. глубина zth, на
СО
которой xabs = f v.pdz к 1. Рассматривая рис. 68, можно заключить, что
zth
такая глубина термализации в холодном сверхгиганте достигается при
т0,5 ~ 2, в горячем же сверхгиганте — при т0 5 > 3.
Другая особенность моделей звезд с предельно высокими значениями
Те и предельно низкими значениями д состоит в том, что при практи-
чески любой принятой исходной функции T(tJ получается одна и та же
окончательная функция 5(тД Это опять-таки означает, что фотосферная
функция источников фактически не связана с локальной кинетической
температурой звезды, а в большей степени обусловлена граничными
условиями на едне» модели, где xabs» 1.
Строение сильно разреженных звездных атмосфер
221
Рис. 68. В самых верхних областях фотосфер сверхгигантов температура излуче-
ния сильно изменяется с длиной волны. Диаграмма показывает ход температуры
излучения ТГ(Х) при трех значениях т0 5 для моделей фотосфер горячего (Те =
= 32 526 К) и холодного (Те = 3711 К) сверхгигантов [415].
По этим двум причинам понятие «температуры» не подходит для
описания поля излучения в атмосферах горячих звезд с очень низкими
значениями geff.
В более холодных атмосферах, даже в очень разреженных, поглощение
всегда играет важную роль. Построение моделей самых холодных
атмосфер усложняется присутствием большого числа молекулярных соеди-
нений, образующихся при низких температурах. Как правило, расчеты
самих концентраций молекул в условиях ЛТР в настоящее время уже
не вызывают серьезных затруднений, чего не скажешь о расчетах коэф-
фициентов поглощения молекул!
Сведения об атмосферах холодных сверхгигантов можно найти в обзо-
рах [237, 1651]. При очень низких температурах непрозрачность в видимой
и ближней инфракрасной областях спектра в основном обусловлена Н2О,
TiO и MgH. Обзор данных о непрозрачности в молекулярных полосах
сделан в [1651]. Данные о молекулах CN, С2 и СО можно найти в [1267].
Для моделей холодных звезд характерна конвективная неустойчивость,
которая возникает уже на довольно малых оптических глубинах из-за
эффектов диссоциации Н2. В качестве примера упомянем одну из моделей
с Те = 3000 К, Igg = 1, в которой конвекция устанавливается при т = 0,015
[63]. В более точных моделях необходимо учитывать эффекты проникно-
вения конвекции за пределы области конвективной неустойчивости. Кроме
того, в экстремальных условиях таких атмосфер будет происходить зна-
чительный нагрев внешних «лучистых» областей звезды за счет диссипа-
222
Глава 5
Таблица XXXVI
Библиография моделей плоскопараллельных фотосфер, основанная на компиляции 1215].
Везде, где нет специальных примечаний, предполагается ЛТР и солнечный
химический состав
Диапазон те, К Диапазон Igs Лучистый перенос (Л) иЛи включе- на кон- векция (К) ЛТР Покровный эффект Примечания: х или химиче- ский состав Литература и др. примечания
2000-4000 -2-4-5 к — Н2О [63]
2500-5000 — 2—4-4 л Есть [780]
2500-3600 0-4-1 к — h2o,cn,co [15]
2500 - 41 600 1-4-5 к — [1806] [421]
2800 - 3200 — 0,9—4-1 л —- Сферические [1709, 1710]
модели
3400-4500 -1-4-1 к — CN, СО, С2 [1268]
(углеродные звезды)
3600-4000 -0,5-0 к Есть [1567] vt переменна
3700-33000 1-5 Л(Те>1(Н ) — [415]
3750-6000 0,75-3 л Есть - 3<[А/Н]<0, [120, 614]
-+0
5000-8500 2-4,5 л Есть Различные [884, 885,
[А/Н] 1222-1224]
5500-50000 <4,5 л Есть Различные[А/Н) [883]
7000-11000 2-4,44 к — [1058]
7000-13000 2-4 л Есть [1059]
7500-10000 0,45-1,1 л — [1772, 1773] переменные Ц, 9,
8000- 50000 2-5 л Есть [885]
8500-50000 1-5 л Есть Три значения [883]
[А/Н]
9170 1,13 л — [607],
одна модель
10000-15000 4 л Нет Есть [171]
10000 - 40000 2,5-4,5 л Есть [838]
11000 - 50000 2-5 Есть [882]
14400-25200 3-4,5 л Есть [1612]
15000 - 55000 2,5-4 л Нет — [1061, 1062]
30000-200000 3,4-7,5 л [705]
39 500 3,45 л Нет [1066, 1067]
ции механической энергии [1654]. К тому же из-за покровного эффекта,
вызванного молекулами TiO, у звезд со значениями Те в диапазоне
2500 — 3400 К происходит глобальный нагрев фотосферы на 100 — 300 К
[866]. В выходящем излучении наблюдаются локальные максимумы на
X = 1,6 и 2,4 мкм, обусловленные окнами в поглощении Н2О. Однако эти
особенности могут сглаживаться поглощением CN (пока не включавшимся
в расчеты).
Строение сильно разреженных звездных атмосфер 223
Исчерпывающая библиография о моделях плоскопараллельных фото-
сфер, рассчитанных и опубликованных до 1976 г., дана в [215]. Табл. XXXVI
основана большей частью на этой работе с некоторыми добавлениями
и купюрами; последние вызваны тем, что мы ограничились лишь массив-
ными звездами. Модели даны в порядке увеличения температуры Те.
Следует иметь в виду, что иногда g означает в действительности gcf(.
Для горячих звезд, в которых преобладает давление излучения, или для
быстровращающихся звезд, или звезд с заметной диссипацией турбулент-
ности grff может быть много меньше, чем ggrav = CHJl/R2 (см. разд. 2.6).
Таким образом, для большинства звезд высокой светимости, у которых
g близко к предельному значению д, имеет смысл рассчитывать модели
с параметром ge[f, так как даже очень малые изменения дет могут
сильно влиять на да{ и, следовательно, на строение атмосферы. До сих
пор рассчитывалось очень мало таких моделей. Очень подробные модели
горячих атмосфер в плоскопараллельном приближении рассчитаны в [885].
В этих моделях учитывается покровный эффект от многих линий погло-
щения. До сих пор они являются непревзойденным достижением в об-
ласти построения моделей плоскопараллельных атмосфер. Диапазон зна-
чений д изменяется в соответствии с Те. Например, для Те= 16000 К
диапазон 1g д составляет 2,0(0,5)4,5; для Те = 25000 К 3,5(0,5)5,0 и для
50 000 К модели рассчитаны при двух значениях 1g д: 4,5 и 5,0. Для
Те< 16000 К диапазон 1g д составляет 2,0(0,5)4,5. Область значений Те:
8000(500)10 000(1000)16 000(2000)20 000(5000)50 000 К. Модели, основанные
на более современных данных, опубликованы теми же авторами позднее
[883, 884]. Эти модели охватывают диапазон температур от 5500 до
50 000 К для значений ускорения силы тяжести от главной последователь-
ности до предела, обусловленного давлением излучения, и для различных
химических составов.
Таблица XXXVII
Характерные параметры моделей плоскопараллельных атмосфер
1414, 415, 421]
lggefC=l; Pg и Ре даны для то5=О,45;
fmax — предсказываемая максимальная скорость конвекции
Те (прибл.), К lg/>f км/с
2500 2,3 — 1,0
3100 2,2 — 3,7
3700 2,0 — 6
4 760 3,5 -0,7 6,5
5940 2,8 0,2 —
8 300 1,5 1,1 —
9500 1,1 0,8 0
16600 1,15 0,85
30000 1,2 0,9
42000 1,15 0,85
224
Глава 5
В табл. XXXVII даны некоторые параметры плоскопараллельных
атмосфер с lg де(( = 1, т. е. еще находящихся в пределах применимости
плоскопараллельного приближения.
Коэффициенты потемнения к краю для моделей атмосфер звезд
поздних спектральных классов, в том числе гигантов и сверхгигантов,
рассчитаны в [988, 989], а для моделей звезд более ранних классов —
в [1134].
5.4. МОДЕЛИ ПРОТЯЖЕННЫХ СФЕРИЧЕСКИХ ЗВЕЗДНЫХ АТМОСФЕР.
СТАТИЧЕСКИЙ СЛУЧАЙ
Различные авторы высказывали предположение, что трудности, возни-
кающие при попытке одновременно объяснить с помощью моделей плоско-
параллельных атмосфер распределение энергии в непрерывном спектре
и некоторые особенности спектральных линий у сверхгигантов, звезд типа
Of, Р Cyg, Вольфа—Райе, у ядер планетарных туманностей и подобных им
горячих звезд, могут быть объяснены тем, что плоскопараллельное
приближение неприменимо к фотосферам таких звезд. Стоит проверить
правильность этого утверждения, поскольку в разд. 1.5 показано, что
у горячих звезд, как правило, 1g д 2,5 — 3, а в разд. 5.2 — что фотосферы
горячих звезд вышеуказанных типов не могут рассматриваться как
плоскопараллельные только при 5 см/с . В то же время мы пред-
положили, что geft = 0,lggrav, т. е. деЦ 0,5 см/с2. Рис. 17 действительно
показывает, что gcff достаточно мало для вышеуказанной группы звезд:
geff к 0. Однако точное значение ge[f не известно, поэтому необходимы
дальнейшие исследования. Еще одной особенностью атмосфер звезд этой
группы является существование звездного ветра с плотностью, настолько
высокой, что уровень ~ 1 для различных значений X может соответ-
ствовать очень сильно различающимся геометрическим высотам в звезде,
другими словами, значение радиуса R зависит от длины волны!
Для рассматриваемых в этом разделе протяженных звездных атмосфер
характерные расстояния изменения давления или обусловленного погло-
щением изменения интенсивности оптического излучения соизмеримы
с радиусом звезды. Пионерские теоретические исследования таких моделей
были выполнены Козыревым [853] и Чандрасекаром [278]. Одним из
важных результатов этих первых работ был вывод о том, что протяжен-
ные атмосферы дают спектр с более низкой цветовой температурой, чем
плоскопараллельные. К тому же цветовая температура, по-видимому,
зависит от длины волны. Только много позднее был достигнут даль-
нейший прогресс, частично стимулированный замечанием Чепмена [280]
о том, что поле излучения в самых внешних слоях протяженных атмосфер
имеет довольно резко выраженный максимум в направлении внешней
нормали. С увеличением расстояния г от центра звезды удельная интен-
сивность I (г, pi), где ц = cos 0, все сильнее и сильнее концентрируется
к направлению ц = 1. Это легко понять: для приемника, находящегося
на большом расстоянии от звезды, источник излучения, т. е. звезда,
занимает малую часть небесной сферы. Следовательно, классическое
Строение сильно разреженных звездных атмосфер 225
приближение Эддингтона
K/J = 7г Р (С 10 И2 Ф/7г f 1 (г, Р) Ф = 7з
-1 1
нарушается в области малых оптических глубин. Кривые изменения I (ц)
с оптической глубиной т даны в [159, 1215, 1330]. Для исследования
таких задач введен переменный «фактор Эддингтона» f = K/J с гранич-
ными значениями lim f = 1 и lim/ = 7з [62].
г-» со г-*0
В 1970-х годах выполнено несколько исследований моделей протяжен-
ных атмосфер [248, 261, 706, 1066, 1067]. В [706] исследован «серый
случай», в [248] рассмотрены «серые» и «несерые» атмосферы. Нельзя
не упомянуть также прекрасный обзор в книге Михаласа «Звездные
атмосферы» [1064], особенно гл. 7, 14 и 15.
Среди перечисленных выше работ лишь в [1066, 1067] предполагается
отсутствие ЛТР, в остальных работах принимается ЛТР. Поскольку
в протяженных звездных атмосферах, находящихся на пределе устойчи-
вости, должен быть заметный поток вещества наружу, в более поздних
исследованиях учитывалось влияние звездного ветра (см. [252, 266, 1070]).
Эта серия работ началась с основополагающего исследования [971].
С тех пор установлено (см. разд. 5.4), что искривленные атмосферы не
могут быть статичными, а должны терять вещество и что введение
газового потока полностью меняет модели атмосфер по сравнению
со статическим случаем, поэтому необходимо включить расширение
атмосферы в математическое описание. Однако из методических сообра-
жений в этом разделе будет полезно сначала рассмотреть математи-
ческий аппарат для анализа нерасширяющихся протяженных атмосфер.
В этом случае рассчитываемая модель атмосферы должна удовлетворять
гидростатическому и лучистому (или конвективному) равновесию.
Трудности полной теории связаны с тем, что два основных уравнения:
уравнение гидростатического равновесия и уравнение переноса (в предпо-
ложении лучистого равновесия) — должны решаться одновременно: функ-
ция I (г, ц, v) входит в оба уравнения, а давление излучения часто
составляет заметную долю полного давления. Поэтому на давление
в атмосфере очень сильно влияет поле излучения, которое в свою оче-
редь определяется моделью: таким образом, оба решения сильно связаны.
Дополнительная трудность состоит в том, что «радиус» звезды зависит
от частоты, поэтому понятие «эффективной температуры» теряет смысл.
И наконец, ускорение силы тяжести зависит от расстояния от центра
звезды г и от оптической глубины, а следовательно, изменяется с глу-
биной в атмосфере в отличие от случая «тонкой» плоскопараллельной
атмосферы.
Исходными параметрами при построении моделей протяженных звезд-
ных атмосфер могут быть: масса звезды 9Л, ее светимость Ln «радиус»
K(tJ, соответствующий данной монохроматической или средней опти-
ческой глубине; дополнительным параметром должен быть химический
15-1092
226
Глава 5
состав атмосферы. Конечно, возможны и другие подходящие наборы
исходных параметров.
В случае сферической атмосферы уравнение переноса и уравнение
гидростатического равновесия отличаются от соответствующих уравнений
в плоском случае. Это будет показано ниже.
Монохроматическое уравнение переноса (индекс v для простоты опу-
щен) в полярных координатах записывается следующим образом:
р dl (г, p)/dr + [(1 - ц2)/г] dl (г, p)/dp = к (г) р [S (г) -I (г, р)]. (5.4.1)
Здесь г — радиальное расстояние, ц = cos 0, I — интенсивность излучения,
/cv = xv + <rv — полная непрозрачность, рассчитанная на единицу массы
и равная сумме коэффициентов поглощения и рассеяния. Для горячих
звезд fcv = есть коэффициент томсоновского рассеяния, не зависящий
от частоты, но не изотропный. Однако показано [1067], что отклонения
от изотропности в члене, учитывающем электронное рассеяние, слабо
влияет на среднюю интенсивность излучения, поэтому в расчетах можно
использовать изотропное ос. Функция источников равна
Sv = (XVBV + С\Л)/(><у + ov),
где Jv — средняя интенсивность излучения:
Л(г)=1/г f dplv(r, ц),
-1
представляющая собой нулевой момент интенсивности I. Следуя Эддинг-
тону, определим первый и второй моменты:
ЯДг) )
аг м ( = I и= 2-
Принимая = — кр dr, умножая уравнение (5.4.1) на ц и на ц2 и интегри-
руя от —1 до +1, получим
(1/г2) 8 (г2Н)/дх = J-S, (5.4.2)
8К/8х - (ЗК - J)/kpr = Н. (5.4.3)
С учетом фактора Эддингтона f уравнение (5.4.3) преобразуется к виду
5 (fJ)/8x - (3/ - 1) J/kpr = Н. (5.4.4)
Следуя работам [60, 1067], введем параметр сферичности q следующим
образом:
Inter2) = f ^/-^(l/Hdr' + lnte2^. (5.4.5)
rmin
Из уравнения (5.4.5)
(l/kpr2q) д (fqr2J)/8r = 8 (fJ)/8x - (3/ - 1) J/kpr. (5.4.6)
Строение сильно разреженных звездных атмосфер 227
Следовательно, уравнение (5.4.4) можно переписать в виде
(1/fcpr) 8 (fqr2J)/8r = r2H. (5.4.7)
Подставляя уравнение (5.4.7) в уравнение (5.4.2), получим комбинированное
уравнение моментов
(1/fcp) 8 [(!/<?) 8 (fqr2J)/8i:]/dr — г2 {J — S). (5.4.8)
Определив новую независимую координату глубины
dX = — qkdr = qdi,
получаем
82 (fqr2J)/8X2 = (r2/q) (J - S). (5.4.9)
Это — уравнение переноса в моментах, удобное для анализа протяженных
сферических атмосфер.
Следующим шагом является определение внутреннего и внешнего гра-
ничных условий. При т = 0 излучение отсутствует, поэтому I ( —р) = 0,
и, обозначив
= Р (ц) р ф/f I (и) d» = H (0)/J (0),
о о
уравнение (5.4.7) преобразуем к виду
8(fqr2J)/8X = fHr2J при т = 0. (5.4.10)
Для внутренней границы принимаем, что здесь справедливо диффузион-
ное приближение, следовательно, средняя длина свободного пробега фо-
тона мала по сравнению с высотой однородной атмосферы Hd и, значит,
dJJd~v = dBJdx„ (5.4.11)
откуда
Hv (оо) = - [3 (xv + ov) р] “1 (dBJdr) L = -(3/cvp)“1 (dBJdr) (5.4.12)
Если (xv + ov)K = kR — росселандова средняя непрозрачность, определяемая
как
l/kR = (л/4оТ3) J (xv + ov)“1 (8BJ8T) dv,
то
H = -[3 (xv + ov)R p]“ ’ (dB/dT) dT/dr,
Hv _ (xv + cv)R dBJdT = (kv)R dBJdT
H (xv+av) dB/dT kv dB/dT
при
4лН = L/4nK<„. (5.4.13)
15*
228
Глава 5
Уравнение гидростатического равновесия записывается в виде
(1/р) dP/dr + G9Jip/r2 - (1/р) dPtJdr - (1/р) dPt/dr = 0, (5.4.14)
причем последним членом, как правило, пренебрегают, поскольку поле
скоростей в звездных атмосферах, особенно в атмосферах гигантов
и сверхгигантов, известно плохо. Поступим так же, сознавая, что делаем,
скорее всего, непозволительное, но, к сожалению, все еще неизбежное
допущение.
Ускорение под действием давления излучения равно
(1/р) dPrad (r)/dr = (4п/с) f (xv + c>v) Hv dv. (5.4.15)
о
Выше мы определили росселандову среднюю непрозрачность kR, теперь
определим средневзвешенную по потокам на разных частотах непрозрач-
ность kf
kF = (1/Н) j (xv + ov) Hv dv. (5.4.16)
Тогда с помощью формулы (5.4.13) получаем
(1/p) dPrJdr = (kF/c) L/4nr2, (5.4.17)
и подстановка в уравнение (5 4.14) дает
(1/р) dP/dr + (GWl/r2) (1 - Г» = 0, (5.4.18)
где Гг определяется уравнением (1.3.2). В полностью рассеивающей
атмосфере без поглощения в спектральных линиях kF равно ое. В этом
случае Гг в уравнении (5.4.18) нужно заменить на
Г5 = стЛ/(4лсС®1).
Однако спектральные линии тоже дают вклад в давление излучения, так
что их влияние необходимо учитывать.
С этой целью иногда удобно (во всяком случае, практически это
обычно делается) разделить член, учитывающий ускорение, обусловленное
давлением излучения, на две части — часть, обусловленную давлением
излучения в континууме, и часть, обусловленную давлением излучения
в линиях. Обозначим через kFC среднюю по потокам непрозрачность
в континууме (т. е. пренебрежем линиями) и определим
Гс = kFCL/4ncG9Jl, (5.4.19)
тогда уравнение (5.4.18) можно записать так:
(1/р) dP/dr + (G9JIA2) (1 - Гс) + X gL = 0, (5.4.20а)
где gL — ускорение, обусловленное давле шем излучения L-й спектральной
линии. Этот последний член будет детально проанализирован в разд. 5.6,
он описывается формулами (5.6.1) и (5.6.4). Входящий в них множитель
давления излучения М есть отношение ускорения, обусловленного давле-
нием излучения в линиях, к ускорению, обусловленному давлением излу-
Строение сильно разреженных звездных атмосфер
229
чения в континууме. Введение этого множителя приводит уравнение (5.4.20а)
к виду
(1/р) dP/dr + (С9ЛА2) [1 - Гс (1 + М)] = 0. (5.4.206)
Необходимо добавить, что М мало в фотосфере (линии слабо влияют
на устойчивость фотосферы), но в звездном ветре может достигать зна-
чений 10— 102.
Следуя [248], преобразуем теперь уравнение (5.4.20), используя урав-
нение состояния
Р = рАТ/дАИц
и определяя
? = СМ1ти/кТ\г = AJr,
где А;: — постоянная, Л — температура, принятая за начало отсчета. Тогда
уравнение (5.4.20) можно записать в логарифмической форме:
dIn Р/^ = [ц © Л/Т©][1 - Гс(1 + МУ], (5.4.21)
удобной потому, что в атмосфере звезды давление меняется на много
порядков величины.
Интерпретация уравнения (5.4.21) особенно упрощается, когда Т, ц и kF
постоянны. Последнее справедливо в очень горячих разреженных атмосфе-
рах, где kF к<зе и М мало. Тогда
Р = Роехрй-^о), (5-4.22)
где ^ = (pTj/T)(l — Г)^ = А^г, dfydr = — Н1. Здесь Н — шкала высот по
давлению (&Т/дтндеЯ).
Чтобы решить уравнения, нужно определить внешнее граничное усло-
вие для давления. В плоскопараллельном случае это не составляет труда:
из условия р = роехр(— z/H) находим
Tmin = - J рп dz = росН. (5.4.23)
R
Но в случае сферической атмосферы возникают трудности, так как,
подобно давлению [формула (5.4.22)], плотность р = р0 ехр (£, — £0), что
приводит к конечному значению плотности на бесконечности и к рас-
ходящемуся интегралу для оптической толщины
Tmi„ = A I Ро ех₽ G ~ 2 (5.4.24)
О
Поскольку на «внешней границе» звезды плотность оказывается отличной
от нуля, давление также не обращается в нуль. Причина такой расхо-
димости кроется в предположении о статичности атмосферы: очевидно,
в этом случае полная масса изотермического газа в сферическом объеме
становится бесконечной. При учете расширения атмосферы плотность
будет уменьшаться с расстоянием быстрее, чем в случае чисто гидроста-
230
Глава 5
тического распределения. Таким образом, мы приходим к важному вы-
воду, что в статическом случае масса сферической атмосферы должна
быть бесконечно большой, чтобы отсутствовало расширение газа. Следо-
вательно, невозможно построить согласованную модель для нерасширяю-
щейся сферической атмосферы, и существенным моментом модели должно
быть движение вещества наружу.
Поэтому модели статических сферических атмосфер нужно рассматри-
вать как приближение к реальной, расширяющейся, модели. Это прибли-
жение, очевидно, разумно в тех слоях атмосферы, где скорость звездного
ветра еще мала. Как сформулировать это утверждение на математи-
ческом языке?
Часто используют в качестве приближения метод отсечения, введенный
Чемберленом [276]. Он показал, что при £0 » 1 в качестве нижнего
предела интегрирования в (5.4.24) можно брать ij = 1 вместо £, = 0. Тогда
tmin = ср0Н0К й0),
где
So
К Йо) = f ЙоД2) ехр [ -Йо - ЭД « 1 + 2Д0 при » 1-
1
Следовательно, выражение для
Tmin = CTpoH0(l+2/^0) (5-4.25)
несильно отличается от аналогичного выражения для плоскопараллельного
случая (5.4.23).
Затем находим, что на оптической глубине xmin
(Р\ _4nin_jE?£__________1 Tmln G9W i-Tf ГЧ4ЭЛ1
^min oe Ро/Пн Яо(1+2/ад nf. г2 1+2йо’ ( j
где индекс 0 относится к уровню Tmin.
Суммируем вышеизложенное: модель статической сферической атмо-
сферы звезды получается путем одновременного решения уравнения
переноса в форме (5.4.9) с граничными условиями, определяемыми урав-
нением (5.4.10) для т = 0, уравнением (5.4.12) для т = оо; уравнения
гидростатического равновесия (5.4.21) с граничным условием для Pmin
[уравнение (5.4.26)].
В случае лучистого равновесия оба уравнения дополняются условием
f fcvpSv dv = f fcvpjv dv, (5,4.27)
о i
которое для удобства можно переписать в виде
г2 J Hv dv = L/(4n)2 = Н° = const. (5.4.28)
1
Возможный метод расчета, разработанный Кассинелли, состоит в следую-
Строение сильно разреженных звездных атмосфер 231
шем: примем некоторые значения массы звезды ЯЛ и радиуса J?min для
большого значения тк, скажем = 10. (Следует помнить, что R (xv)
зависит от длины волны.) Примем также некоторое первое приближение
для функций Г (г),/(г) и решим уравнение гидростатического равновесия.
С принятыми значениями Т(г), Р(г) и, следовательно, fcv(r) рассчитаем
оптические глубины т„(г), а также среднюю оптическую глубину. Затем,
проинтегрировав уравнения лучистого переноса отдельно для каждой
частоты, определим среднюю интенсивность излучения J и более высокие
моменты I. Далее проверяем, выполняется ли условие лучистого равно-
весия, и если не выполняется, то изменим зависимость температуры от
глубины. Подобным образом уточняются и граничные условия.
Таким образом, по принятым значениям ЯЛ и R находятся значения
Но (г), а значит, и L и Т(xv), и можно рассчитать спектр звезды. Так мы
получаем возможность убедиться в том, удовлетворяет ли построенная
модель атмосферы искомым параметрам звезды, таким, как показатели
цвета, значения ЯЛ и L. Если нет удовлетворительного согласия, то расчет
следует повторить, выбрав, к примеру, другое значение Kmin(xp = 10) для
звезды данной массы. Эта схема довольно трудоемка, и до сих пор лишь
немногие модели звездных атмосфер были рассчитаны с ее помощью.
Детальная разработка методов итерации для проведения расчетов
вместе с рассчитанными по ним моделями представлена в работах
[248, 261, 1066, 1067]. Кассинелли опубликовал шесть моделей для звезд
массами 0,6 и 1,0 ЯЛО с намерением воспроизвести характеристики цент-
ральных звезд планетарных туманностей; диапазон светимостей этих мо-
делей - от 2,0 • 104 до 3,9 • 104 Lq, а температур T(xR = 2/3) - от 34 700 до
92 700 К. «Радиусы» звезд заключены между 1,4 и 6RO, «толщина» фото-
сферы такого же порядка, так что, несомненно, фотосферы необходимо
рассматривать как сферические и протяженные.
В работах [1066, 1067] опубликована серия статических сферически
симметричных моделей: семь в предположении ЛТР и семь в отсутствие
ЛТР - для звезды с ЯЛ = 60 ЯЛО, L = 1,25 • 106 Lo, R = 24RO, Те = 39 500 К
и lg g х 3,45. Эти параметры соответствуют звезде спектрального класса
л Об. Для этих моделей значения ffgrav и дТЛй оказались очень близкими,
т. е. 0eff к, 0. Модели различаются принятыми значениями М [определяе-
мого формулой (5.6.5)], которые принимались постоянными (1, ..., 1,6)
или слабо зависящими от т (при т -»со уменьшались до нуля). (Как
будет показано в разд. 5.6, эти значения М могут быть больше во внеш-
них частях атмосферы.) По теоретическим звездным спектрам был рас-
считан ряд наблюдаемых величин, таких, как профили нескольких линий
водорода, бальмеровский скачок, непрерывный спектр, в частности пока-
затели цвета. Линия На должна наблюдаться в эмиссии, а первые члены
бальмеровской серии и бальмеровский скачок — в поглощении.
В [261] не опубликованы в деталях рассчитанные модели, но пред-
ставлены некоторые результаты для нескольких моделей с ЯК = 30ЯЛ©.
Значения 1, брались в интервале от 30000 до 50000 К, а значения Г
Равны 0,95, 0,9 и 0,4.
Следуя [1067], в [878] рассчитаны статические сферические модели
232
Глава 5
атмосфер в отсутствие ЛТР для звезд с 9И/ЯП0 = 30 и 60, находящихся
в различных точках эволюционных треков. Расчеты были несколько моди-
фицированы, в моделях с Те < 45 000 К для фиксированного т, темпера-
туры в отсутствие ЛТР получились, как правило, ниже, чем в моделях
с ЛТР. В моделях с более высокими эффективными температурами
ситуация обратная. Лаймановский скачок и линии серии Лаймана появ-
ляются в эмиссии, а бальмеровский скачок и линии серии Бальмера —
в поглощении. Линия Hell 14686 появляется в эмиссии в моделях наиболее
протяженных атмосфер (см. в этой связи также разд. 3.2).
До сих пор опубликовано мало результатов расчетов моделей холодных
звезд; проблемы, с которыми сталкиваются при изучении этих объектов,
трудноразрешимы. На основе результатов работы [1370] и программы
расчета из [715] построены модели статических сферических звезд с Те
в интервале 3200 — 3800 К со значениями 1g д вблизи —0,5 [1709]. Один
из результатов, полученных в этих расчетах, состоит в том, что видимый
размер звезды, измеренный в некоторых молекулярных полосах, может
быть на 50% больше, чем по измерениям в континууме [1710],—резуль-
тат, который подтверждается данными наблюдений (см. разд. 2.5 и 3.11).
Одна из целей описанных расчетов различных моделей — проверка
того, могут ли модели с протяженными атмосферами объяснить низкую
цветовую температуру («плоский» непрерывный спектр) звезд класса Of.
Об этом уже упоминалось в разд. 3.2 в связи с хорошо изученной
звездой £ Pup (O4ef) Тс « 30 000 К и Те х 50 000 К (см. также рис. 28).
Забегая вперед, заметим, что, по-видимому, модели расширяющихся сфе-
рических атмосфер дают лучшее согласие с наблюдениями, особенно
после работы [266], чем статические модели, хотя появляется дополни-
тельное уплощение спектра, вызванное большим числом фраунгоферовых
линий в далеком ультрафиолете. [См. разд. 5.9 и описание модели
атмосферы £Рир, расширяющейся под действием давления излучения
(разд. 3.2).]
5.5. РАСШИРЯЮЩИЕСЯ СФЕРИЧЕСКИЕ АТМОСФЕРЫ ЗВЕЗД.
ВВЕДЕНИЕ
Атмосфера любой звезды имеет определенную ненулевую скорость
потери массы, так как всегда какая-то часть атмосферного газа обладает
компонентом скорости, направленным наружу и превышающим скорость
убегания resc = (2G9JI/R)112. Если эти частицы газа находятся на таком
уровне фотосферы, где средняя длина свободного пробега превышает
шкалу высот (примерно равную «эффективной толщине остаточной атмо-
сферы»), то они могут покинуть звезду. Когда плотность покидающего
звезду газа так мала, что движущиеся частицы не сталкиваются друг
с другом, мы имеем дело с моделью ускользающих частиц или экзо-
сферной моделью. Если покидающие звезду частицы сталкиваются друг
с другом, так что устанавливается гидродинамическое давление и имеет
смысл понятие «температуры истекающего газа», го мы имеем цело
со звездным ветром; такое истечение можно исследовать в гидродина-
Строение сильно разреженных звездных атмосфер 233
мическом приближении. Фактически во всех случаях, важных для изучения
эволюции и внутреннего строения звезд, приходится иметь дело со звезд-
ным ветром.
Звездный ветер может привести к значительной потере массы звездой.
Верхний предел темпа потери массы (для оптически тонкого случая. — Ред.)
получается в предположении о равенстве потоков импульсов излучения и
вещества —= L/c. Отсюда следует, что для нормальных сверхгиган-
тов верхний предел темпа потери массы ~ 10“ 5 9ЭТе/год — значение, действи-
тельно наблюдаемое у звезд типа Of и Вольфа — Райе (см. разд. 7.4).
Темп потери массы для таких редких объектов, как т] Саг (разд. 6.17)
и VY СМа (разд. 6.16), даже превышает этот предел. Столь высокие
темпы потери массы могут быть обусловлены другими, еще не извест-
ными нам причинами.
Теории звездного ветра в настоящее время основаны на двух различ-
ных подходах. Паркер [1201] разработал детальную теорию солнечного
ветра, движущей силой которого является давление газа горячей солнечной
короны, приводящее к появлению гидродинамического газового потока.
Уравнения Паркера первоначально выведенные для солнечной короны,
применялись и к другим звездам [1200].
Люси и Соломон [971], используя идеи, первоначально высказанные
Милном [1078], указали на важность учета для горячих звезд давления
рт лучения в сильных резонансных линиях. Кассинелли и Кастор [251]
сформулировали задачу расчета модели атмосферы, находящейся под
действием давления излучения. Оно приводит к появлению газового
потока и, следовательно, должно входить в уравнение сохранения импульса.
Теория звездного ветра описывается тремя основными уравнениями.
Первое — уравнение сохранения импульса
v dv/dr + (1/р) dP/dr + (G9Jl/r2) [1 - гс (1 + Л/)] = 0, (5.5.1)
которое можно получить из уравнения гидростатического равновесия
(5.4.14) или его эквивалента (5.4.20). В теории коронального ветра член
в квадратных скобках равен единице.
Второе уравнение — это уравнение сохранения массы (уравнение нераз-
рывности)
4л ргг2 =—9Л ( = const), (5.5.2а)
или
(1/р) dp/dr + (1/г) dv/dr + 2/г = 0, (5.5.26)
и уравнение состояния
Р/р = 9?Т/ц = s2. (5.5.3)
Из этих трех уравнений получаем уравнение движения
(1/г) (г2 — s2) dv/dr = Is2/г — ds2/dr — (G9Jl/r2) [1 — Гс (1 + M)]. (5.5.4)
Это уравнение имеет две важные особенности. Во-первых, в него не вхо-
234
Глава 5
Рис. 69. Особенность паркеровского типа при решении уравнений для звездного
ветра «коронального» типа.
дит плотность и поэтому оно позволяет определить только v (г), а не
потерю массы! Во-вторых, должна существовать критическая звуковая
точка (рис. 69), в которой v (rs) = s; в этой точке (у2 — s2) = 0. Если одно-
временно правая часть уравнения не равна нулю в звуковой точке, то
в этой точке dv/dr должно стремиться к бесконечности, что не имеет
физического смысла. В то же время решение, при котором везде v < s,
должно приводить к v -> 0 при г -> со и, следовательно, к р -> со, что
также неприемлемо. Итак, при г ->оо скорость v должна приближаться
к конечному значению, отличному от нуля. Наблюдения Солнца и звезд
показывают, что значение этой конечной скорости vx > s, в то же время
v < s для малых значений г. Единственное решение, согласующееся
с данными наблюдений, следующее: в критической точке скорость изме-
няется от дозвуковых значений к сверхзвуковым. В этой точке правая
часть уравнения (5.5.4) равна нулю. Таким образом, решение (5.5.4) опре-
деляет закон распределения скорости г (г) для звездного ветра.
Чтобы определить потерю массы, к трем основным уравнениям необ-
ходимо добавить уравнение сохранения энергии. В статическом случае это
уравнение сводится к уравнению лучистого равновесия. Но для расширяю-
щейся атмосферы в него нужно включить также движение газа. Тогда это
уравнение можно записать в виде [250]
v dE/dr + Pvd (1/р)/dr = (1/р) (Qa + QR - V • qc). (5.5.5)
Оно означает, что в расчете на единицу массы изменение внутренней
энергии плюс работа, произведенная газом против сил давления, равно
изменениям энергии за счет диссипации механической энергии QA, про-
цессов поглощения или испускания лучистой энергии QR за вычетом
Строение сильно разреженных звездных атмосфер
235
потерь, связанных с теплопроводностью (здесь qc — поток тепла, обуслов-
ленный теплопроводностью).
Уравнения (5.5.5) и (5.5.4) определяют соотношение между корональным
или хромосферным нагревом и темпом потери массы. Таким образом,
чтобы уметь предсказывать значения ЭЛ, необходимо знать механизмы
нагрева и потери энергии в верхней атмосфере. Иными словами, знание
потери массы требует знания баланса энергии во внешних слоях звезды.
Физические процессы нагрева короны рассмотрены в гл. 6 (см. разд. 6.10).
В гл. 7 дан краткий обзор наблюдаемых темпов потери массы.
В следующих разделах этой главы сначала рассматривается сила,
действующая на верхние слои звезды, обусловленная градиентом давле-
ния излучения, затем описаны модели сферических звездных атмосфер
с истечением вещества, обусловленным давлением излучения. Методы
расчета таких моделей атмосфер разработаны усилиями многих авторов;
первые удовлетворительные модели построены в [266].
5.6. ДАВЛЕНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ НА ВНЕШНИЕ СЛОИ ЗВЕЗДЫ
На газ в атмосфере звезды могут действовать значительные силы,
обусловленные процессами поглощения или рассеяния излучения в силь-
ных резонансных линиях, наблюдаемых в ультрафиолетовой области
спектра горячих звезд [971]. Под действием давления излучения может
возникнуть звездный ветер, который приводит к потере массы. Эта идея,
высказанная в [971], получила дальнейшее развитие в работах [251, 262],
а затем в [266]. В этой последней работе, а также в [267] рассмотрены
силы, обусловленные не только давлением излучения в резонансных
линиях. Однако в них показано, что основной вклад в давление излу-
чения вносят резонансные линии, особенно линии наиболее распростра-
ненных ионов таких элементов, как С, N и О. Для самых горячих звезд
важна область спектра X < 912 А. Полный множитель давления излучения
принимает для них значения в интервале от 10 до 102, для £ Pup,
например, М ж 70. Это означает, что модели звездного ветра, рассчитан-
ные с учетом давления излучения в многочисленных резонансных линиях,
характеризуются более высокими значениями скорости звездного ветра
и темпа потери массы, чем модели, рассчитанные без учета этого эф-
фекта. Было также показано [976, 977], что в звездах класса М наблю-
даемый звездный ветер можно объяснить давлением излучения в молеку-
лярных полосах СО, НгО и ОН, в то же время в работе [1338] под-
черкивается важность давления излучения на пыль (см. разд. 7.7).
Вычисление силы, действующей на газ и обусловленной давлением
излучения, связано с решением задачи о переносе излучения в линии. Эта
сила является функцией локального градиента скорости v, так как значе-
ние силы, действующей на газ, определяется потоком излучения, который
в свою очередь зависит от смещения спектральных линий в системе
координат, движущейся вместе с газом. В этом плане теория звездного
ветра, обусловленного давлением излучения в линиях, существенно отли-
чается от теории коронального звездного ветра.
236
Глава 5
Рассчитаем сначала силу давления, производимую одной линией. Соот-
ветствующие приближенные выражения даны в [262, 971]. Ускорение,
обусловленное данной силой, равно
0rad, L = xL7tFc [(1 - е ч) т£ *]./с =
= (ле2/тс2) g[f (и,/р) nFc [(1 - е-4) ‘], (5.6.1)
где v.L — коэффициент поглощения в линии на 1 г вещества, Fc — поток
излучения в континууме на единицу частотного интервала на частоте
линии, Avc = vovlh/c — доплеровская ширина и т£ — оптическая толщина
в центре линии. Величина TjJv.L в уравнении (5.6.1) представляет собой
массу газа, рассеивающего излучение, в столбе единичного сечения,
а (1 — е TL) — вероятность акта рассеяния. Член в квадратных скобках
удобно аппроксимировать выражением min(l, 1/tl), т. е. брать минималь-
ное из двух значений, заключенных в скобки.
В атмосфере, расширяющейся с градиентом скорости, оптическая тол-
щина слоя, вносящего вклад в формирование линии, приблизительно
определяется выражением
Ч. = XtP!’th I dv/dr Г1 = (ле2/тс) Xog/и,- | dv/dr | “ *, (5.6.2)
так как rL определяется только поглощающими частицами, находящимися
в пределах отрезка вдоль луча зрения наблюдателя, на протяжении ко-
торого скорость изменяется на величину тепловой скорости атомов rlh.
Таким образом, мы интегрируем по профилю линии, смещенному в соот-
ветствии с законом Доплера в системе координат наблюдателя. Микро-
турбулентными движениями мы пренебрегаем, однако их было бы легко
учесть, если бы vм (г) было известно достаточно хорошо.
Обозначив р = kFC/xL, где kFC - средневзвешенная по потокам в конти-
нууме непрозрачность [ср. уравнение (5.4.19)], и вводя переменную t = Рть,
получаем из (5.6.2)
t = kFC pvth | dv/dr Г *. (5.6.3)
Чтобы найти полное ускорение, производимое давлением излучения в мно-
гих линиях, суммируем вклад в ускорение всех рассматриваемых линий;
это дает
.4 rad = £ flrad, L = ^FCTtF/c) M (t), (5.6.4)
где TtF — полный поток, величина kFCnF/c — ускорение, производимое дав-
лением излучения в континууме, а так называемый множитель давления
излучения М (t) определяется выражением
M(t) = £ (FcAvD/F)min(l/p, l/t). (5.6.5)
ЛИНИИ
Величина Р1 — отношение непрозрачностей в линии и в континууме и ее
можно определить из обычных выражений через населенности уровней
в отсутствие ЛТР:
1/Р = (ле2/тс) gf [(N^g, - Nu/gu)/pkFC] (l/AvD), (5.6.6)
Строение сильно разреженных звездных атмосфер
237
где Nag — населенности уровней и статистические веса соответственно,
а индексы и и I относятся соответственно к верхнему и нижнему уровням.
Рассмотрим два предельных случая. Пусть переменная t ~ 1, что харак-
терно для фотосферы звезды. Тогда из уравнения (5.6.5) следует, что
множитель давления излучения не превышает доли, равной той части
потока в континууме, которая перехватывается линиями, и составляет
лишь малую долю полного потока. Однако для г-»0 множитель М(t)
становится велик, поскольку в этом случае
M(t)~* X (Fc/F')(^2/^c)gf(Nl/gl-Nugu)/pkFC. (5.6.7)
линии
Можно получить приближенную оценку максимального значения М (г),
если ширину распределения энергии в непрерывном спектре положить
равной ~2,5/cTe//i, что примерно равно F/F& и обозначить через X долю
полного числа атомов, способных эффективно поглощать в спектральной
области, в которой излучается большая часть потока. Тогда
а 0,7 • 108 (104/Те) X. (5.6.8)
Согласно оценке [266], X к 10 4, тогда Л7тах л К)3. Практически Мп1ах
бывает заключено в интервале 1 ag 1g Л/тах 2.
В ряде работ было исследовано, сколько линий и какие именно вносят
вклад в величину М и насколько важны в этом отношении субординант-
пые линии. После работы [267] стало ясно, что в основном давление
излучения обусловлено резонансными линиями. В горячих звездах область
спектра X < 912 А вносит примерно в 5 раз больший вклад в ускорение,
чем область А >912 А.
В гл. 1 показано, что в фотосферах горячих сверхгигантов ускорение
давлением излучения, обусловленного электронным рассеянием, лишь не-
много меньше ускорения силы тяжести. Приведенные выше оценки по-
казывают, что во внешней атмосфере, где образуются сильные фраунго-
феровы линии, вклад в Prad рассеяния излучения в линиях на один-два
порядка больше вклада, обусловленного электронным рассеянием. Таким
образом, неустойчивость внешних атмосфер горячих звезд, приводящая
к истечению вещества, определяется давлением излучения в резонансных
линиях ионов с высоким содержанием.
Отметим, что изменение множителя давления излучения с глубиной
можно представить в удобном виде [266]:
M(t) = kra, (5.6.9)
где к и а - постоянные, выбираемые путем сравнения с результатами
точных расчетов. Постоянная к называется «силовой постоянной». Если
все линии оптически толстые, то а = 1, тогда как для оптически тонких
линий а — 0. Во всяком случае, на больших расстояниях от звезды а -> 0,
так как все линии в конце концов становятся оптически тонкими.
238
Глава 5
5.7. АТМОСФЕРЫ, РАСШИРЯЮЩИЕСЯ ПОД ДЕЙСТВИЕМ ДАВЛЕНИЯ
ИЗЛУЧЕНИЯ; ДОЗВУКОВАЯ ОБЛАСТЬ
В последующем изложении нам необходимо разграничить две около-
звездные области. Первая — это расширяющаяся часть атмосферы вблизи
звезды, грубо говоря, дозвуковая область (г < rs), и вторая — это соб-
ственно звездный ветер (г > г,).
Теоретический подход к исследованию этих двух областей различен,
и единой теории пока нет. Поэтому обсудим в этом разделе дозвуковую
область, а сверхзвуковой звездный ветер рассмотрим в разд. 5.8.
Как в разд. 5.5, основными уравнениями в дозвуковой области
являются уравнения сохранения массы (5.5.2) и сохранения импульса (5.5.1).
В последнем, как обычно, член турбулентного давления опущен. По ана-
логии с [252] определим фактор
Г*=ГС(1+М), (5.7.1)
где Гс определяется формулой (5.4.19), а М — формулой (5.6.5). (Заметим,
что наше Г* не совпадает с подобным фактором, определенным в [252].)
Выполнив логарифмическое дифференцирование уравнения (5.5.2а), вос-
пользовавшись уравнением состояния (5.5.3), и исключив давление и плот-
ность газа из (5.5.1), получим по аналогии с уравнением (5.5.4)
d In v/dIn г = [2 - d In T/d In r - (GWl/rMT) (1 - Г*)]/(г2/КТ- 1). (5.7.2)
Решение уравнения (5.7.2), так же как и уравнения (5.5.4), определяет
только закон изменения скорости истечения с г, но не темп потери массы,
поскольку плотность газа не входит в уравнение. Это уравнение содержит
градиент температуры, потому что поток определяется давлением излуче-
ния, и, следовательно, соответствующий член входит в уравнение сохра-
нения импульса. В работе [252] градиент температуры выведен из урав-
нения лучистого равновесия (5.4.27) с заменой функции источников 5
функцией Планка В; показано, что такое приближение вполне допустимо.
Введем теперь новые параметры, определяющие отношения непрозрач-
ностей:
Хг = Kr = kR/kFC; Xf — kp/kR, (5.7.3)
где kj — средняя непрозрачность, взвешенная по J на разных частотах,
акр — планковская средняя непрозрачность. Тогда уравнение (5.4.27) можно
переписать в виде
= в- (5.7.4)
Из уравнения (5.4.7) получаем
Wq)d(fqJ)/dr=-kFpH. (5.7.5)
Исключая J из уравнений (5.7.4) и (5.7.5), находим [261]
Ш d (fqB/U/dr = -xFKRkpCpLI(dnr)2. (5.7.6)
При такой записи расчет расширяющейся модели атмосферы звезды
Строение сильно разреженных звездных атмосфер
239
становится по существу аналогичен расчету статической модели. При этом
уравнением переноса импульса является уравнение (5.7.6), а уравнение
гидростатического равновесия заменено уравнением (5.7.2). Уравнение (5.7.6)
решается методом итераций по параметрам Хэ и Оба параметра
стремятся к единице при т -> оо.
В расчетах [252] в качестве внешней границы атмосферы выбирался
(произвольно) критический радиус на котором v = s. Чаще всего это —
разумное приближение, так как более внешние слои слабо влияют на
формирование непрерывного спектра звезды.
Как показано в разд. 5.5, в теории звездного ветра, разработанной
Паркером, гладкий переход от дозвукового потока к сверхзвуковому
в точке rs возможен только в том случае, если числитель и знаменатель
в уравнении (5.7.2) одновременно обращаются в нуль в этой точке.
Следовательно, обозначив индексом s все величины в звуковой точке,
имеем в этой точке
s2 =
2 - d In T/d In r I, - (GWl/r.WT,) (1 - Г*) = 0. (5.7.7)
Эти выражения определяют два необходимых граничных условия. Чтобы
найти граничное условие для дифференциального уравнения лучистого
переноса (5.7.6), введем эддингтоновский «поверхностный фактор»
д Hs/Jr
Тогда с помощью формул (5.7.1) и (5.7.4) граничное условие на rs полу-
чается в виде
r2sg (аГЫ, = Г*с(ЙШ/4лкгс. (5.7.8)
Подобным образом, исключая L из (5.7.6), получаем
d In (aB)/d In г = -qkFp (r/rs)~1 (rgB/y^JaB (r),
где a(r)=/g/Xj.
Вводя затем обозначение 0S = /cFcPZs, получаем
d InT = -giFKR (p/Ps) (r/rsr1 6 (gB/xA _ 1 £lna_
Jlnr 4aB(r) 4 dlnr • 1 ’
Уравнение (5.7.9) вместе с уравнениями (5.7.7) и (5.7.8) дает возможность
определить радиус звуковой точки rs и температуры в этой точке Ts:
rs = [Г*сС9И (xJ^Fc&cr]172/^2 ее С^2/Т2,
Ts = [2 + l/^FKKeg,'f+ 74^lna/Jlnr]s[C93l,/2(l - Г*)/^]"1.
При расчете моделей в качестве параметров выбираются масса звезды ЭИ,
температура в критической точке Ts и величина которую можно рас-
сматривать как оптическую глубину для процессов рассеяния и поглоще-
ния в непрерывном спектре, если р(г)~г~2. Затем необходимо оценить
начальные значения величин Хт, Хт> f и по которым выполняются
итерации. Часто удобно в качестве исходных значений использовать
соответствующие величины из статических моделей.
240
Глава 5
Методы решения уравнения переноса, по существу, не отличаются от
методов, применяемых при решении статической задачи. Подробное из-
ложение методов расчетов можно найти в работах [252, 1070]. Авторы
этих работ, решая одну и ту же задачу, разработали адекватный мате-
матический аппарат. Рассчитаны модели звездного ветра [836] для
Те « 30 000 — 50 000 К и 1g д = 3 — 4,5. В [968] исследованы статическая
и расширяющаяся модели атмосферы для холодных углеродных звезд
с параметрами ЭЛ = 1,59ЛО, Мь = -6m, С/Н = 1,22 • 10 3, С/О = 1,76; Те
варьировалось между 2000 и 3000 К. Слабым местом последних расчетов
было предположение о постоянном радиусе, не зависящем от длины
волны. В той же работе было исследовано образование пылевых частиц
и их влияние на распределение энергии в спектре выходящего излучения.
5.8. ЗВЕЗДНЫЙ ВЕТЕР,
ОБУСЛОВЛЕННЫЙ ДАВЛЕНИЕМ ИЗЛУЧЕНИЯ В ЛИНИЯХ
В одном отношении нет различия между звездным ветром, обуслов-
ленным расширением горячей короны, и ветром, ускоряемым давлением
излучения: в обоих случаях сила, направленная наружу, разгоняет газ.
Однако выражения для этой силы различны: для коронального ветра —
это градиент газового давления Р = NkT, а для звездного ветра, уско-
ряемого давлением излучения, — это сила, обусловленная давлением излу-
чения в линии (линиях), которая пропорциональна градиенту скорости,
возведенному в некоторую степень.
Есть и другое отличие. Как показано в предыдущем разделе, полу-
чено решение [252] одновременно для скорости, температуры и поля
излучения в дозвуковой области расширяющейся атмосферы. Однако
авторы сделали предположение, что в критической точке имеет место
особенность «типа X» по Паркеру. В атмосферах звезд высокой светимости
ранних спектральных классов непрозрачность в линиях выше непрозрач-
ности в континууме. По-видимому, в таких случаях критическая точка
не является сингулярностью «типа X», как в теории расширяющейся
короны. Это было показано в решении, полученном в [266]. Превосход-
ные обзоры возможных вариантов решений основного уравнения звездного
ветра можно найти в [250, 696, 1064].
Как и прежде, начнем с уравнения сохранения импульса (5.5.1) и под-
ставим в него выражение для М (I) (5.6.9). Тогда уравнение движения,
аналогичное (5.5.4), будет содержать линейную и нелинейную части, как
показано ниже:
(и - s2/v) dv/dr = —СЭЛ (1 - Г)/г2 + 2s2/r - ds2/dr +
+ (ГcHJlk/r2) [4n/kFCrtl, | d^SR/dt |]° (r2v dv/dr)a, (5.8.1)
где а определяется уравнением (5.6.9), а Гс — уравнением (5.4.19). Чтобы
упростить уравнение (5.8.1), введем новые переменные
W = v2/s2,
и = -2GW (1 - Tc)/s2r = r2esc(r)/s2
Строение сильно разреженных звездных атмосфер
241
и постоянную
С = к [Гс/(1 - Гс)]1-“[(Ь/с)/| ай I i>th]“
Обозначив, кроме того, w' = dw/du, представим уравнение (5.8.1) в виде
F(u, w, w') = (1 — 1/w) w' + (1 + 4/и) — С (w')“ = 0. (5.8.2)
Это — фундаментальное уравнение Кастора, Абботта и Клейна, описываю-
щее истечение вещества в виде звездного ветра под действием давления
излучения в линиях. Решение уравнения (5.8.2) исследовано в [266].
Уравнение (5.8.2) отличается от уравнения для коронального ветра,
которое имеет единственное решение, определяемое требованием непре-
рывности в «критической точке» rs, в которой скорость потока изменя-
ется от дозвуковой (для г <rs) к сверхзвуковой (рис. 69). В работе [266]
показано, что решение уравнения (5.8.2) имеет одну особую точку гс,
которая, как правило, расположена дальше от звезды, чем критическая
точка, и получено точное решение дифференциального уравнения (5.8.2)
в особой точке. Это решение можно представить в приближенной ана-
литической форме, если предположить, что температура вблизи особой
точки определяется степенным законом по г: s2oc Тссг~". Тогда
V2 = «____________2СЭЛ(1-Гс)/гс
1 - а -п/2 + [и2/4 + 4 - 2п(п + 1)]1/2 ’ ’ ’
r2v dv/dr = [а/(1 - а)] G4R (1 - Гс), (5.8.4)
dSR/dt = (4nG9Jl/kFCrth) а (1 - а/1 "а,/ак1/“Г1/“(1 - Гс)"<*(5.8.5)
Если v » s, то, согласно (5.8.1), член r2v (dv/dr) остается постоянным до
тех пор, пока г ~ G3JI (1 — Г)/х2, и тогда уравнение (5.8.4) справедливо от
звуковой точки до расстояний, равных многим радиусам звезды. В этом
случае (5.8.3) и (5.8.4) можно проинтегрировать и найти постоянную
интегрирования:
v2 = [а/(1 - a)] 2GW (1 - Гс) (l/rs - 1/г), (5.8.6)
rc/rs = 1 + { - н/2 + [и2/4 + 4 - 2п (и + 1)]1/2} ~ \ (5.8.7)
Поскольку 0 < и < 0,5, rc/rs заключено в интервале от ~ 1,5 до 1,74.
Требует дальнейшего исследования замечание Люси [967] о том, что
rjrc существенно превышает единицу только тогда, когда можно пре-
небречь тепловыми скоростями поглощающих ионов по сравнению со
скоростью потока.
На практике обычно начинают с модели звезды с параметрами L,
ЭЛ и R. В качестве первого приближения полагают rs = R и оценивают
гс с помощью уравнения (5.8.7). Затем с помощью уравнений (5.8.3)—(5.8.5)
или их более точных аналогов из [266] находят значения переменных
в особой точке. Далее уравнение (5.8.1) численно интегрируется по каж-
дому из двух направлений от особой точки. Полученное точное соотно-
шение между оптической глубиной и радиусом затем используется для
проверки того, правильно ли выбрано значение радиуса фотосферы R.
16-1092
242
Глава 5
Если R выбрано неверно, то определяют более точное значение гс
и повторяют интегрирование.
Условие, необходимое для существования решения этих уравнений,
было сформулировано для упрощенного случая [992] в виде
СЯК > (l/4nc)f kvLvdv
о
до критическое точки. Оно приблизительно эквивалентно утверждению,
что светимость звезды должна быть меньше эддингтоновского предела
L<4ncGW/k,
а это в свою очередь эквивалентно утверждению, что не существует
решения гидростатического уравнения звездного ветра для тех слоев
атмосферы, где результирующее ускорение направлено от звезды [ср. вы-
ражения (1.3.3) и (1.3.2)]. Другой интересной особенностью звездного ветра,
ускоряемого давлением излучения, является то, что в горячих звездных
оболочках он может быть не сферически симметричным, а состоящим из
более сложных потоков из-за неустойчивости Рэлея—Тейлора. Это явление
описано более подробно в последней части разд. 6.8. Здесь приведем
лишь сделанный там вывод, что усиление слабых звуковых волн, обуслов-
ленное поглощением излучения в резонансных линиях в сверхзвуковой
области звездного ветра, у звезд ранних спектральных классов может при-
вести к заметным возмущениям. Свидетельства в пользу таких неустой-
чивостей действительно найдены в результатах наблюдений (см. разд. 8.5).
5.9. МОДЕЛИ ОБОЛОЧЕК ЗВЕЗД РАННИХ СПЕКТРАЛЬНЫХ КЛАССОВ
СО ЗВЕЗДНЫМ ВЕТРОМ,
ОБУСЛОВЛЕННЫМ ДАВЛЕНИЕМ ИЗЛУЧЕНИЯ В ЛИНИЯХ
Рассчитаны модели для центральной звезды планетарной туманности
(ЯН = 0,бЯ)1о) и для звезды типа Вольфа —Райе с ЯН = 109JiQ [252]. Для
последней параметры равны Ts = 30 000 К, Т(т = 1/3) = 43 130 К, Гг = 0,88.
По сравнению со случаем плоскопараллельной атмосферы в сферическом
приближении распределение энергии в непрерывном спектре становится
более плоским. Фотосферы звезд типа Of можно еще изучать в плоско-
параллельном приближении (см. разд. 5.3). Но звездный ветер образует
протяженное гало вокруг звезды, и в разд. 3.2 (см. рис. 28) мы показали,
что непрерывный спектр звезды £ Pup (О4е1) можно объяснить плоскопарал-
лельной атмосферой и гало радиусом 1,33К,. В общем случае рассмотре-
ние звездного ветра требует сферического приближения.
С помощью теории, описанной в разд. 5.8, построена [266] модель
верхней атмосферы звезды со звездным ветром при следующих пара-
метрах: ЯИ = 60ЯНо; L= 9,66-105Iq, Г, = 0,4, Ге = 49290 К, 1g 3 = 3,94,
R =9,58-1О11 см = 13,8АО, что соответствует примерно звезде спектраль-
ного класса O4f, подобной £Рир (см. разд. 3.2). Распределение темпера-
16*
244
Глава 5
туры было взято из модели с ЛТР [261], гидростатическое равновесие
предполагалось только в фотосфере, а вне фотосферы строилась модель
звездного ветра.
Результаты изображены на рис. 70, где скорость и плотность даны
как функции радиуса и скорость — как функция оптической глубины. Точки
Р, S и С обозначают соответственно фотосферу, звуковую точку и особую
точку. Асимптотическое значение для скорости звездного ветра равно
1515 км/с. Между точками Р и S температура падает от 50000 до
38000 К. Темп потери массы равен — ЭЛ = 4,2 - 1О20 г/с = 6,6• 10-6ЯПо/год.
Отсюда получается характерное время потери массы, которое сравнимо
с ожидаемым временем жизни звезды ~3-106 лет. Следовательно, такая
звезда за время своей жизни должна потерять значительную часть массы.
Сравнение модели атмосферы звезды, обладающей звездным ветром, уско-
ряемым давлением излучения, с чисто гидростатической моделью пока-
зывает, что видимый радиус модели со звездным ветром больше. В опти-
ческой области спектра радиусы различаются примерно на 13%. Однако
учет звездного ветра не влияет заметным образом на кривую распределе-
ния энергии, так как непрозрачность излучения в непрерывном спектре
в основном обусловлена электронным рассеянием, а оно консервативно
(т. е. фотоны лишь рассеиваются, но не гибнут).
В [836] продолжены описанные выше расчеты и рассчитаны еще шесть
моделей для сферически симметричного звездного ветра, обусловленного
давлением излучения, для звезды 609Ле с Те в интервале 30000 — 50000 К.
Вычисленный темп потери массы оказался в диапазоне 4-10 7 —
— 1,2 • 10- 5 ЭЛе/год. Были рассчитаны также профили нескольких доста-
точно сильных спектральных линий. Однако и эти результаты не позво-
лили сделать однозначный выбор модели, наилучшим образом согласую-
щейся с данными наблюдений звезды типа Ц’ир. Следующий шаг для
согласования с наблюдениями сделан в работе [877], в которой использо-
ваны модели [836] для расчета спектров HI и Hell на основе вычисления
статистического равновесия первых десяти уровней Н и Не+. Целью этого
исследования было определение физических условий, необходимых для
одновременного образования линий Hell А4686 в излучении и Hell Х3203
в поглощении, а также На в излучении, а Н0 и более высоких линий
бальмеровской серии в поглощении, что наблюдается в звездах Of, подоб-
ных £Рир.
Для согласования моделей с наблюдениями темп потери массы в этих
расчетах пришлось произвольно уменьшать в 2 —4 раза. Удовлетворитель-
ное согласие с наблюдаемыми спектрами было достигнуто для модели
атмосферы с Те = 40000 К, lg g = 3,5 - одной из моделей [836], в которой
плотность газа в звездном ветре была уменьшена в 2,2 раза. Темп потери
массы в этой модели составляет 5,5-10“6 9Ле/год, а наблюдаемое зна-
чение для £Рир 6 -10“6 ЭЛо/год (см. разд. 7.3). Примечательно, что наблю-
даемые особенности спектра удается получить только в очень ограничен-
ном диапазоне плотностей атмосферы!
Строение сильно разреженных звездных атмосфер
245
5.10. КОНВЕКЦИЯ В АТМОСФЕРАХ СВЕРХГИГАНТОВ
Интуиция подсказывает, что в исключительных условиях очень протя-
женных и разреженных атмосфер сверхгигантов поле конвективных дви-
жений может носить весьма своеобразный характер. Поэтому стоит
рассмотреть результаты существующих теорий атмосферной конвекции.
Согласно критерию Шварцшильда (4.4.2), конвективная неустойчивость
возникает тогда, когда адиабатический градиент температуры по модулю
меньше рассчитанного лучистого градиента температуры. В соответствии
с этим критерием подфотосферная конвективная неустойчивость должна
возникать в широком диапазоне эффективных температур звезд и даже при
самых высоких температурах, при которых из-за мощного потока излу-
чения адиабатический градиент в зонах ионизации всегда мал [979]. Но
даже если неустойчивость имеет место, конвективные движения лишь едва
заметны или совсем отсутствуют в звездах с Те > 8500К, так как в этих
горячих звездах любой объем газа, нагретый сильнее окружающего газа,
излучит избыток энергии за более короткое время, чем ему требуется
для подъема на расстояние, равное его диаметру.
Модели плоскопараллельных фотосфер с учетом конвективного пере-
носа были рассчитаны для 90 звезд с эффективными температурами от
2500 до 41000 К и для пяти значений lg g от 1 до 5 [421]. Эти модели
рассчитывались по программе, использующей понятие длины переме-
шивания.
Для звезд с Те < 8300 К рассчитаны следующие величины [421]:
оптическая глубина верхней границы конвективной зоны; максимальная
скорость конвекции vm; число Рэлея Ra, равное отношению времени жизни
конвективного элемента к времени потери им избытка энергии, следова-
тельно, Ra — число, характеризующее эффективность конвекции; число
Рейнольдса Re, равное отношению сил, обусловленных инерцией и вяз-
костью, и определяющее условие возникновения турбулентности; число
Прандтля Рг, определяющее относительную важность вязкости и тепло-
проводности; число Пекле Ре = Re-Pr, характеризующее отношение турбу-
лентной и лучистой «теплопроводностей»; конвективный поток, выходящий
из конвективной области.
Пример, иллюстрирующий эти расчеты, в частности, для атмосфер
сверхгигантов, приведен на рис. 71, где для звезды с Те = 4760 К и lg g — 1
представлены значения различных градиентов V = dlgT/dlgP, а индексы
-обозначают: ad — адиабатический, rad — лучистый, штрих — градиент в
поднимающемся конвективном элементе.
Физический смысл функции V — V' состоит в том, что она определяет
движущую силу конвекции: самые большие значения функции V — V' в
атмосферах звезд соответствуют областям, в которых rconv достигает
наивысших значений и в которых формируются основные конвективные
элементы. Интересно сравнить приведенные данные с соответствующими
значениями параметров конвекции на Солнце, где распределение функции
v ~-V' по глубине имеет резкий максимум шириной всего несколько сотен
километров. По-видимому, это согласуется с тем, что внешние — види-
246
Глава 5
Рис. 71. Различные градиенты и скорости конвекции в фотосфере звезды
с Те = 4760 К и lg д = 1 [421].
мые — конвективные элементы (грануляция) малы. Напротив, важная осо-
бенность конвекции в атмосфере сверхгиганта состоит в том, что область,
где V — V" или v (что более или менее эквивалентно) принимает большие
значения, очень протяженна по глубине. Для модели с Те = 4760 К, lg д = 1
протяженность этой области примерно равна 0,5 -106 км.
Возникает вопрос: как связаны эти две величины — толщина слоя,
в котором действует сила, возбуждающая конвекцию, и средний размер
конвективных ячеек? Здесь мы встречаемся с двумя противоположными
точками зрения.
С одной стороны, считается [1498], что в сверхгигантах поздних
спектральных классов, характеризующихся сильной конвекцией, средний
размер конвективных элементов должен быть сравним с полной толщи-
ной подфотосферной конвективной зоны. Эта аргументация основана на
аналогии с Солнцем, в фотосфере которого, по-видимому, есть гигантские
гранулы диаметром порядка толщины конвективной зоны, а также на су-
ществовании вторичных длительных периодов изменения блеска (от 5 до
10 лет) у переменных сверхгигантов поздних спектральных классов. Предпо-
Строение сильно разреженных звездных атмосфер
247
лагают, что эти периоды равны времени жизни таких гигантских ячеек,
кроме того, предполагается, что такие ячейки представляют собой главную
особенность атмосфер этих звезд. Такое предположение приводит к выводу
[1498], что в этих звездах конвективные элементы должны иметь размеры,
сравнимые с радиусом звезд.
С другой стороны, предполагается [1388], что размеры конвективных
элементов должны быть сравнимы с толщиной области, где велико v.
Для иллюстрации своей гипотезы Шварцшильд [1388] рассмотрел как
крайний случай модель красного сверхгиганта с параметрами атмосферы
Те = 3700 К и lg g = —0,15 (значения, характерные для aSco и а Ori)
и получил для нее толщину области, в которой V — V' # 0, порядка
60 10б км. Из анализа солнечной конвекции можно вывести, что попереч-
ные размеры конвективного элемента примерно в три раза больше глу-
бины «сверхадиабатической зоны». Экстраполяция этой закономерности
к масштабам сверхгигантов привела бы к поперечным размерам элемен-
тов конвекции 1,5-10® км для звезды с Те = 4760 К и Igg = 1 и 180- 10б км
для звезды с Те = 3700 К и 1g д = —0,15. Это последнее значение примерно
сравнимо с радиусом звезды (420 • 10б км), а в первом случае размер эле-
ментов составляет % 0,03 радиуса звезды. Таким образом, можно прийти
к заключению, что в экстремальных условиях атмосфер сверхгигантов
в фотосфере должно укладываться только небольшое число конвективных
элементов. Времена жизни этих элементов должны быть примерно от одних
суток (для модели с Те = 4760 К и lg g - 1) до года (для модели с
Те = 3700 К и lg g = —0,1). Поскольку число конвективных элементов неве-
лико, возможны флуктуации яркости с характерными временами порядка
вышеприведенных времен (см. гл. 8).
Гипотеза Шварцшильда несомненно интересна, но она основана на
довольно примитивной теории (теории длины перемешивания) и на риско-
ванной экстраполяции (от элементов размером 1000 км на Солнце до
200 млн. км в сверхгигантах!). Следовательно, необходимо изучить как
теоретические, так и наблюдательные пути для правильного выбора между
гипотезами, выдвинутыми в [1388, 1498]. Последнюю гипотезу можно свя-
зать с работой [416], в которой сравниваются скорости микротурбулент-
ности и макротурбулентности в сверхгигантах ранних и промежуточных
спектральных классов и в гипергигантах. Размер основных элементов,
образующих поле скоростей, может быть определен методом диагностики,
основанным на понятиях микро- и макротурбулентных фильтров (см. разд.
2.9 и рис. 18) и на введении обоих этих приближений:
со оо
<М*)>/<”м(*)> « <Ф(М> = J <b(k)F(k)dk/$ F(k)dkK<S><k\
о о
где ф F — спектр турбулентности. Знание и гм позволяет
определить основное волновое число конвекции </с> и, следовательно,
Длину волны / = 2п/к. Для сверхгигантов спектрального класса OB 1а
получаем I к 0,25R, а для спектральных классов F — G lb I х 0,05 Л. Сверх-
гигант HD 217476 (К2 — К51а+) имеет размер основных элементов »0,5К.
248
Глава 5
Для звезд поздних и промежуточных классов эти результаты согла-
суются с «предсказанными». По-видимому, они несколько лучше соответст-
вуют работе [1498], чем [1388], но несомненно необходимы дальнейшие
исследования этого вопроса. Появление у звезд ранних спектральных клас-
сов больших движущихся элементов трудно понять исходя из теории
конвекции, так как в этих звездах нет сильно развитых конвективных
движений. Возможно, что движение больших элементов связано с нера-
диальными пульсациями в атмосферах этих звезд (см. разд. 8.5).
Глава 6
ХРОМОСФЕРЫ, КОРОНЫ, ГАЗ И ПЫЛЬ ВОКРУГ
ЗВЕЗД ВЫСОКОЙ СВЕТИМОСТИ
6.0. ОБЩИЕ ЗАМЕЧАНИЯ
С точки зрения фундаментальных свойств нет необходимости подразде-
лять внешние оболочки звезд на отдельные области, такие, как хромосфера,
корона, пылевая оболочка и т. д. Такое подразделение могло бы легко
создать у читателя ложное впечатление, будто эти области представляют
собой обособленные образования. Напротив, именно взаимодействие
между потоками механической, магнитной, лучистой энергии, а также пото-
ками энергии, обусловленными теплопроводностью, в совокупности со
звездным ветром во внешних областях атмосферы и приводит к образо-
ванию протяженных оболочек со сложными распределениями температуры
и плотности. Общепринято называть области с различными температурами
по-разному (ср. с разд. 1.8). В самых внешних областях звездных оболо-
чек, где температура газа низка, могут образовываться молекулы и даже
пылевые частицы. Молодые, недавно родившиеся звезды могут быть погру-
жены в газо-пылевое облако, из которого они образовались.
Причина, по которой мы все же будем различать разные области
внешних оболочек звезд, упомянутые в заголовке этой главы, совершенно
не имеет отношения к их физическим свойствам. Это чисто практический
подход. Дело в том, что для наблюдений разных областей оболочек
используются различные методы: хромосфера изучается по сильным
спектральным линиям в видимой и ультрафиолетовой областях спектра,
корона — по рентгеновскому излучению и т. д. Но, по существу, с физи-
ческой и генетической точек зрения оболочка едина.
Как всюду в этой книге, в этой главе мы ограничимся рассмотрением
оболочек массивных звезд высокой светимости. Время от времени мы
будем обращаться к наблюдениям Солнца, но только из эвристических
соображений.
Опубликованы современный обзор по звездным хромосферам [1584]
и обзор по звездным коронам [1051]. Первая интересная попытка рассмот-
реть все внешние слои звезды с единой точки зрения предпринята
в [1214].
6.1. ЧТО ТАКОЕ ХРОМОСФЕРА?
Термин «хромосфера» столь же нелогичен, как, например, термин
«геология Луны». Было бы исключительно трудно обнаружить «тонкую
сферу около звезды, характеризующуюся ярко окрашенным излучением»
250
Глава б
(определение хромосферы Солнца), достаточно ярким, чтобы этот термин
был оправдан. Солнечная хромосфера — это область, в которой темпера-
тура растет наружу вследствие диссипации потоков магнитной и механи-
ческой энергии. Однако следует осознать, что это свойство несущественно
для солнечной хромосферы, так как даже при отсутствии роста темпера-
туры наружу хромосфера все равно была бы видима во время солнечных
затмений, хотя и с менее сильными линиями излучения. Ясно, что хро-
мосфера Солнца была бы совершенно невидимой, если бы оно находилось
на звездных расстояниях.
По этим причинам термин «хромосфера» нельзя признать очень удач-
ным. С другой стороны, в спектрах многих звезд, даже карликов, есть
такие особенности, как эмиссионные линии На и эмиссионные ядра в
линиях Н и К Call, которые традиционно, но не всегда правильно назы-
вают «хромосферными». Таким образом, этот термин был введен и
постепенно закрепился в астрофизической литературе, хотя, несомненно,
он нуждается в ином определении, нежели в случае Солнца.
Солнечная хромосфера — это область солнечной атмосферы, которая,
если наблюдать ее в тангенциальном направлении, прозрачна для излу-
чения в непрерывном спектре, но еще непрозрачна для излучения в (силь-
ных) спектральных линиях. Звездная хромосфера определяется в [1584] как
«оболочка звезды (определение оболочки см. в разд. 1.8) с температурой
выше Те», а в [1249] — как «область, спектральные наблюдения которой
указывают на истечение вещества из звезды или на диссипацию нелучистой
энергии». Согласно [950], хромосфера — это «область атмосферы звезды,
в которой dT/dr > 0 и для которой баланс энергии определяется лучистым
и нелучистым (диссипация волн) нагревом и лучистыми потерями энергии».
Эти три определения в какой-то степени эквивалентны. Предлагая новое
определение, я беру за основу определение хромосферы Солнца и воздержи-
ваюсь от включения в определение механизмов нагрева. Итак, хромосфера
звезды — это оболочка с Т> Те, оптически тонкая в большей части конти-
нуума и оптически толстая (т » 1) по крайней мере в некоторых сильных
линиях. Заметим, что мы не уточняем, какая температура должна быть
выше 7^,; обычно имеется в виду кинетическая температура. Это опреде-
ление исключает случаи, подобные описанным в разд. 6.5, — эффекту
Кейрела и т. п.
Дополним определение еще двумя замечаниями — одним нетривиаль-
ным и одним тривиальным. Обычно считают, что хромосфера располо-
жена между фотосферой и короной, но это не обязательно при нашем
определении; очевидно, что в отличие от Солнца для обнаружения звезд-
ной хромосферы ее протяженность должна быть значительной.
6.2. УСЛОВИЯ ПОЯВЛЕНИЯ ЭМИССИОННЫХ ЛИНИЙ;
ИНДИКАТОРЫ ХРОМОСФЕРЫ
Итак, для обнаружения звездной хромосферы необходимы наблюдения,
которые указывали бы на существование оболочки с Т> Те. Важно также
Хромосферы, короны, газ и пыль
251
понять происхождение хромосферы, исследуя связь между ростом Т и исте-
чением вещества или диссипацией нелучистой энергии.
Истечению вещества из звезд будет посвящена гл. 7. Истечение обна-
руживается по таким особенностям в спектрах, как асимметрия или сме-
шение линий.
Переменное расщепление линий (указывающее на наличие больших
и изменяющихся неоднородностей), асимметрия линий, а также неправиль-
ные колебания блеска свидетельствуют о существовании протяженных
хромосфер (гл. 8). Наиболее важным указанием на присутствие хромосфе-
ры являются линии излучения. Будет ли спектральная линия наблюдаться
в излучении или в поглощении зависит от двух факторов: протяжен-
ности оболочки и относительного значения функции источников в линии
для хромосферы по сравнению со значением соответствующей функции,
описывающей излучение фотосферы. Кроме того, можно рассмотреть два
случая: статической и расширяющейся оболочки. Дополнительным факто-
ром может служить оптическая толщина оболочки на частотах линии.
(В любом случае мы предполагаем, что для излучения в непрерывном
спектре оболочка прозрачна.)
Пусть Вс, BL — функции источников для фотосферного излучения в непре-
рывном спектре и в центре линии, a SL — функция источников в центре
линии для хромосферы. Примем, что эти функции не зависят от глубины.
Пусть R2 и Ri — внешние радиусы хромосферы и фотосферы соответст-
венно, а т; — средняя оптическая толщина хромосферы в центре линии,
усредненная по оболочке. Примем, что фотосфера однородна (нет потемне-
ния к краю). Тогда в этой упрощенной картине (рис. 72, а) фотосферные
потоки излучения в непрерывном спектре и в центре линии равны nR2Bc
и nRlBL соответственно. Вклад хромосферы в излучение на центральной
частоте линии равен uR2SjT^ в оптически тонком случае (xL 1) и TtR2SL
в оптически толстом случае (т/.» 1). Отношение потоков излучения в
центре линии и в непрерывном спектре тогда равно
BL/BC + (Sl/Bc)(R2/Ri)2tl при т,1, (6.2.1)
(SL/BC)(R2/R1)2 при xL>> 1. (6.2.2)
Будет ли наблюдаться линия только в излучении или в поглощении,
либо будет виден лишь слабый эмиссионный пик, или линия будет
(частично) «залита» эмиссией, зависит в статическом случае от значений
SL/BC, R2/R1 и ~L (рис. 72, а). Если 1 и (SL/BC)(R2/Rt)2 > 1, то линия
будет наблюдаться в излучении. При c 1 хромосферный эмиссионный
пик будет превышать уровень непрерывного спектра, если 71^2^7X7.+
+ TtRlBL> TiRlB..
В случае расширяющейся хромосферы (рис. 72,6) ситуация иная. Для
простоты предположим в нашей схематической картине, что хромосфера
расширяется с постоянной скоростью, достаточно большой, чтобы линия
излучения хромосферы не совпадала с линией поглощения фотосферы.
В этом случае будут наблюдаться две линии: фотосферная линия погло-
щения и хромосферная линия излучения. Относительно линии излучения
252
Глава 6
Рис. 72. Образование линий излучения в звездах с протяженными атмосферами;
а — статическая оболочка; б — расширяющаяся оболочка.
можно, очевидно, сказать следующее: во-первых, область позади звезды
(на рис. 72,6 заштрихована) не может быть видна, во-вторых, незаштри-
хованные области дают в основном несмещенную линию, если 1,
и смещенную в коротковолновую сторону, если 1, и, в-третьих,
область, расположенная перед звездой, производит линию поглощения,
смещенную в коротковолновую сторону вдобавок к несмещенной фото-
сферной линии поглощения.
При rL » 1 относительный поток излучения в центре линии, смещенной
в коротковолновую сторону, как и выше, равен (SL/BC)(R2/R1)2, и этот
эмиссионный компонент, смещенный на АХ = — v'K/c, следует добавить к
непрерывному излучению фотосферы. При 1 снова разделим проек-
цию оболочки на картинную плоскость, на область, находящуюся перед
звездой (площадь лК|), и область вокруг нее [площадь л (К^ — К?)].
Первая область дает эмиссионный компонент, смещенный на ДХ = —v’k/c
Хромосферы, короны, газ и пыль
253
с потоком энергии, равным nRfSLtL. Площадь вокруг звезды имеет боль-
шую оптическую толщину (~2ть) и дает полный поток ос SL2TL7t(Rj — Rf)-
Чаше всего встречается случай, когда 1 и в атмосфере имеется
градиент скорости. Это наиболее сложный случай, но его нельзя исследо-
вать, используя принятые выше упрощающие предположения. Результи-
рующим профилем будет профиль типа Р Cyg, который состоит из двух
компонентов: эмиссионного пика вблизи несмещенной длины волны линии
с относительным потоком энергии, приблизительно равным в оптически
толстом случае (SL/BC)(R2 — Rl)/Rj; линии поглощения, смещенной в ко-
ротковолновую сторону из-за расширения вещества, находящегося перед
звездой. Сложной проблеме интерпретации профилей типа Р Cyg будет
специально уделено внимание в разд. 7.3.
Следующей проблемой является определение функции источников в
хромосфере. Если хромосфера горячее фотосферы, то это связано с ка-
ким-то механизмом диссипации нелучистой энергии и проявляется в
спектре в виде эмиссионных линий, самообращения в ядрах линий погло-
щения или аномалий возбуждения и(или) ионизации.
Самые сильные линии наиболее чувствительны, так как средний уровень
их образования, как правило, находится высоко в атмосфере звезды, где
относительный рост температуры может быть больше, чем в нижних слоях.
Наиболее важные линии — это h и k Mgll вбизи Х2800, линии Н и К Call
вблизи Х3900, На и субординантные линии серии Бальмера, особенно
линия La и другие лаймановские линии. Индикаторами хромосферы яв-
ляются также линии СП XI335, Sill XI808. Некоторые линии Не1 также
могут быть чувствительны к аномалиям возбуждения, тогда как с Hell
ситуация менее ясная. Во всех звездах ультрафиолетовые резонансные
линии OVI, NV и SilV, а также линии других ионов могут быть индика-
торами аномалий в процессах ионизации, а значит, индикаторами хро-
мосферы [952]. Однако в тех горячих звездах, где эти ионы образованы
в результате ионизации Оже жесткими квантами из короны (или из других
горячих «корональных» областей), появление этих линий, очевидно, не сви-
детельствует о наличии хромосферы.
Следуя [1584], будем различать индикаторы типа I, которые недвусмыс-
ленно свидетельствуют о существовании хромосферы, и индикаторы
типа II, которые лишь позволяют предположить ее существование.
Индикаторы типа I — это линии, возбуждаемые преимущественно в
столкновительных процессах, такие, как линии СП Х1335 и Sill Х1808
в звездах с умеренными температурами, инфракрасная линия Hell ХЮ 830
в спектрах таких звезд с умеренными температурами, как Капелла или
Солнце, и в звездах поздних спектральных классов, таких, как a Sco
и a Boo, а также линии SilV, NV, OVI (с оговоркой, указанной выше),
наблюдаемые в спектрах звезд высокой светимости ранних спектральных
классов. Ультрафиолетовые линии Fell являются хромосферными индика-
торами типа I в звездах поздних спектральных классов (М).
Индикаторы типа II — это резонансные линии с эмиссионными ядрами,
такие, как Н и К Call или h и k Mgll. Индикаторами типа II могут
служить также линии водорода La и На и инфракрасный триплет Call.
254
Глава 6
Таблица XXXVIII
Индикаторы хромосферы у звезд высокой светимости
В четвертой колонке указаны спектральные классы звезд, в спектрах которых
главным образом наблюдается хромосферная эмиссия в этих линиях. Основные
работы обзорного характера [461, 950, 1230, 1584]. В пятой колонке даны
дополнительные ссылки на статьи, в которых рассматриваются отдельные
линии или звезды
Индикатор Ион A, A Спектральный класс Дополни- тельные ссылки
Тип I Не! 5876 F и более поздний
10830 WR, А и более поздние [Н58]
СП 1335 G [536]
CIV -1550 F, G [767]
OVI -1035 (О-A), F-K [497]
Sill 1808 G
Silll 1206 F-K
SilV -1400 F-K, (М)
Fell 3150 К, М
3300
Тип II Call -3950 (A), F и более поздние
Call -8500
Mgll -2800 А и более поздние
Hell 1640 — F [767]
Ha 6561 G-K0
La 1216 (A), F-K
В табл. XXXVIII дана сводка некоторых доступных наблюдениям ли-
ний — индикаторов хромосферы с указанием спектральных классов звезд
где эти линии наблюдаются.
6.3. НАБЛЮДЕНИЯ НЕКОТОРЫХ ИНДИКАТОРОВ ХРОМОСФЕРЫ
ИНДИКАТОРЫ ВОЗБУЖДЕННОЙ ХРОМОСФЕРЫ ТИПА I
Основные индикаторы типа I перечислены в табл. XXXVIII, в которой
даны также ссылки на соответствующие работы. Некоторые линии описаны
довольно детально ниже.
Инфракрасная линия Hel А1О83О (3S — 3Р) является индикатором типа I.
Она появляется в виде эмиссии в спектрах типа Р Cyg и Вольфа—Райе
[872, 1075]. Эта линия с потенциалом возбуждения 20 эВ несомненно
служит признаком аномальных условий возбуждения и у большинства'
звезд имеет хромосферное происхождение [1822].
Многие сильные ° резонансные линии в далекой ультрафиолетовой
области (1000 — 2000А), часто имеющие профиль типа Р Cyg, впервые
описаны в [1101, 1102, 1114], а позднее изучены во многих других работах.
Хромосферы, короны, газ и пыль
255
Эти линии свидетельствуют о больших скоростях истечения вещества,
примерно от 1000 до 3000 км/с, в звездах ранних спектральных классов
[240, 1420].
Ультрафиолетовые линии ионов OVI, NV и SilV первоначально исполь-
зовались для изучения предполагаемых хромосфер звезд спектральных
классов О и В [910]. Однако после того как данные, полученные на
Эйнштейновской обсерватории показали, что наличие короны — общее
свойство горячих звезд, стало очевидно, что предположение (см. разд. 6.4),
высказанное в [256, 1167], правильно, и эти линии образуются в звездном
ветре горячих звезд в результате ионизации Оже энергичными фотонами
коронального газа. В звездах с промежуточными температурами эти линии
можно рассматривать как действительные индикаторы хромосферы.
В некоторых сверхгигантах класса М индикаторами хромосферы служат
ультрафиолетовые эмиссионные линии Fell, обнаруженные Герцбергом
[680]. Их энергии возбуждения достигают 5,6 эВ, а энергия ионизации Fel
равна 7,9 эВ. Такие энергии невозможны в фотосферах звезд класса М
(см. описание спектров a Sco и а Ori в разд. 3.11).
ИНДИКАТОРЫ ХРОМОСФЕРЫ ТИПА II
Ультрафиолетовые линии Mgll. В спектрах почти всех звезд, за исклю-
чением самых горячих, таких, как £ Pup(O4ef) и звезды типа Вольфа —Райе,
присутствуют линии резонансного дублета h и k Mgll ХХ2802,7 и
2795,5 (32S — 32Р). По счастливому совпадению в этой области спектра
находятся также две линии (32Р — 32D) А.2.2790,7 и 2798,0, образующиеся
при поглощении квантов атомами с верхнего уровня этого же перехода.
Первоначально сравнение наблюдаемых эквивалентных ширин этих линий
с теоретическими значениями, полученными при расчетах моделей атмосфер
в отсутствие ЛТР [909, 911, 1427], было сделано для спектров сотни звезд,
полученных на Утрехтском ультрафиолетовом звездном электрофотометре
S59, 10 звезд, наблюдавшихся со спутника «Коперник», и еще 7 звезд
со спектрами, полученными при баллонных экспериментах [164, 841].
Для звезд главной последовательности и нормальных гигантов наблюден-
ные эквивалентные ширины совпадают с расчетными, но в спектрах неко-
торых других групп звезд (рис. 73а) наблюдаются признаки хромосферы,
такие, как «заливание» линии эмиссией или большие микротурбулентные
скорости. Наблюдаемые линии относительно слабы в спектрах некоторых
звезд класса Ве (влияние центральной эмиссии в ядре линии) и некоторых
звезд Ар, в то же время в спектрах некоторых звезд с оболочками эти
линии усилены. Сравнение наблюдений с расчетами даег наилучшее согла-
сие для сверхгигантов при гц от «10 до 15 км/с. В ряде звезд
(Р Ori, В81а, цСМа, В51а) смещение эмиссионных пиков свидетельствует
об истечении вещества.
Позднее такое сравнение было выполнено для четырех ультрафиоле-
товых линий Mgll, наблюдавшихся на спутнике «Коперник» с помощью
Принстонского телескопа и спектрофотометра (рис. 736) [842]. В основном
Получено хорошее согласие между теорией и наблюдениями, однако для
256
Глава 6
Спектральный класс
него класса или эффективной темпе-
ратуры наблюдаемых полных эквива-
лентных ширин четырех ультрафиоле-
товых линий Mgll в сверхгигантах
(слева) и в пекулярных звездах, звездах
с оболочками и в звездах Be (справа).
Черные квадратики и буквы — наблю-
дения с 'высоким разрешением и наи-
более точные наблюдения на S59.
Сплошные линии — расчетные эквива-
лентные ширины для звезд с lg д =
= 2,5 или 3 и микротурбулентными
скоростями 10 и 15 км/с. Справа:
р — пекулярные звезды, s — звезды с
оболочками, е — звезды Be. Штрихо-
вая линия — средняя зависимость для
наблюдаемых эквивалентных ширин
в спектрах звезд главной последова-
тельности [1427].
Рис. 736. Наблюдаемая и расчетная
зависимости эквивалентных ширин
ультрафиолетовых линий Mgll (от-
дельно для двух пар линий) в сверх-
гигантах классов светимости 1а и 1b
(взятых вместе) от Те. Расчеты вы-
полнены для 1g д = 3,0 (сплошная ли-
ния) и 1g д = 2,5 (штриховая линия)
и ряда значений гм. Наилучшее согла-
сие достигается при яа 10—15 км/с
[842].
Хромосферы, короны, газ и пыль
257
звезд самых ранних спектральных классов, у которых эффекты вращения,
по-видимому, приводят к увеличению эквивалентных ширин, имеются
отклонения от теоретических значений. Наилучшее согласие с наблюде-
ниями у сверхгигантов и в этом случае получается при значениях
микротурбулентных скоростей «10—15 км/с.
Выше говорилось о линиях Mgll, которые обычно в спектрах с умерен-
ной дисперсией видны в поглощении. Эти линии дают информацию о
самых внешних слоях звезды, поскольку коэффициент поглощения в
центрах линий очень велик. Однако признаком роста функции источников
наружу являются центральные эмиссионные пики в этих линиях, которые
обычно и правильно интерпретируют как «хромосферные» эмиссии в
соответствии с нашим определением. Такие эмиссионные пики видны
только в спектрах, полученных с достаточно большим спектральным разре-
шением. Их легко наблюдать в гигантах и сверхгигантах промежуточных
спектральных классов, и они были обнаружены по спектрам с умеренным
спектральным разрешением (0,4 А) в звездах класса FOIb [497] и по
спектрам с более высокой дисперсией в звездах ранних спектральных
классов, где они едва заметны [845, 848]. Эти эмиссионные пики стано-
вятся все более четкими при переходе к более поздним классам и наблю-
дались в сверхгигантах вплоть до класса М2 (a Ori, М2 lab) [841, 843, 1193],
а в гигантах — вплоть до класса М5 (a Her, М5II) [132].
Первое систематическое исследование дублета Mgll, наблюдаемого
в эмиссии, выполнено в [842 — 847]. В сверхгигантах поздних спектральных
классов эмиссии видны на фоне плоского континуума. Линия Х2802
симметрична и имеет центральное самопоглощение. Видимая асимметрия
линии Х2795, возможно, обусловлена поглощением Fel. Опубликованы
[847] детальные измерения этих линий в спектрах сверхгигантов
aUMi(F8Ib), aPer(F5Ib), г] Leo (АО I b) и р Leo (В lib) и исследованы
спектры звезд е Peg (К21b) и a Ori (М2 lab) [843]. Позднее подобные иссле-
дования были продолжены [848] для большой серии звезд, наблюдавшихся
с помощью инструмента BUSS (Хьюстон—Утрехт). В спектрах, полученных
на спутнике «Коперник», исследованы линии Mgll у 49 звезд поздних
спектральных классов [1721]. Эти же линии изучены в спектрах 12 звезд
классов G —М, полученных на спутнике ШЕ [1193].
На рис. 74 [71] схематически показано типичное поведение эмиссион-
ного профиля линий k Mgll и К Call в зависимости от 1g д и потока
диссипирующей энергии.
Ряд авторов, следуя Уилсону и Баппу, выводили соотношение между
абсолютной визуальной звездной величиной Му и шириной эмиссионной
линии W (рис. 75): Му= —12,45 lg W+ 28,78 ([846] исправлено в [848])
или Mv= —15,151g W+ 34,93 [1721]. Последнее выражение получено по
значительно большему материалу. Здесь W — полная ширина эмиссионного
пика по половинной интенсивности, измеренная в км/с.
Линии Н и К Call. Значительные усилия были затрачены на описание
и интерпретацию центральных эмиссионных ядер в линиях Н и К в звезд-
ных спектрах.
17-1092
258
Глава 6
Рис. 74. Схематическая иллюстрация зависимости профиля эмиссионного пика
линий К Call и Mgll от ускорения силы тяжести на поверхности и теплового
потока в хромосфере, возможно равного произведению, tmFm потока механической
энергии Fm на «оптическую глубину» хромосферы по поглощению т„. а — зави-
симость профиля от 1g д для звезд с одинаковыми значениями Те и xmFm. Шкала
по оси ординат для каждого профиля произвольна, а интегральное излучение
между минимумами К, должно быть одинаковым во всех случаях. Уширение
эмиссии с уменьшением 1g д (с увеличением светимости) соответствует соотноше-
нию Уилсона — Баппу, б — величины д и Те постоянны, а т„Ст изменяется.
Интегральная интенсивность эмиссионного ядра значительно изменяется, расстоя-
ние К1 от центра линии растет, а расстояние К2 уменьшается [71].
Уилсон и Баппу [1753, 1758] вывели известное соотношение
Mv = - 14,941g Wo + 27,59, (6.3.1)
где Ио = W— 18 км/с (исправлено на ширину щели). Это соотношение
справедливо для звезд спектральных классов G, К и М в интервале 15т
и позднее было распространено на звезды южного неба [1702]. В после-
Хромосферы, короны, газ и пыль
259
Рис. 75. Соотношение Уилсона — Баппу для линий Mgll [843, 846, 848]; W — ши-
рина эмиссионного ядра в А, умноженная на с/л0-
дующих исследованиях [1755—1757] подробнее рассмотрена абсолютная
калибровка этого соотношения по гораздо большему объему наблюдений
(около 700 субгигантов, гигантов и сверхгигантов промежуточных и позд-
них спектральных классов с хорошо известными параллаксами). Оказалось,
что нет необходимости менять соотношение (6.3.1).
В работе [953] получены спектры с высоким разрешением 43 звезд
различных классов светимости и описаны профили ядер и крыльев линий
Н и К, а также выполнена калибровка спектров в абсолютных единицах.
Температуры излучения эмиссионных ядер К и данные по ширинам линий
и их асимметрии представлены в табличном виде. Сравнение ширин
линий, измеренных в работах [1464, 1758], показало в основном хорошее
согласие результатов. Однако для сверхгигантов имеются значительные
расхождения, и их попытались объяснить переменностью сверхгигантов.
Увеличение ширин центральных эмиссионных деталей линий Call
с ростом светимости можно описать другими способами. Так, получены
соотношения, связывающие Wo и AKj — расстояние между центром линии
К и г [инимумом интенсивности и Ио и ЛК2 — расстояние от центра
линии К до эмиссионного ядра К2 [491]:
1g ДК! =0,78 lg Wo + 0,34,
lgAK2 = 1,06 lg Wo - 0,56.
Следующий шаг состоит в том, чтобы связать Wo с физическими пара-
метрами атмосферы, что часто делается с помощью расчетных моделей.
Таким образом удалось выразить соотношение (6.3.1) в виде [1280]
(6.3.2)
17*
260
Глава 6
а по данным для 55 звезд получено выражение [972]
lg Wo = -0,27 lg д + 1,65 lg Те + 0,10 [Fe/H] - 3,69,
(6.3.3)
которое справедливо со стандартным уклонением +0,06 в интервале
-2,7 < [Fe/H] sS 0,44.
Для величин Ал.К] (расстояние между К1ки K1R, выраженное в единицах
длины волны) и для АХК2 (то же для эмиссий К2) получены следующие
соотношения [71]:
lg (АХК ) = 74 [Fe/H] + 74 lg Fch - 74 lg (g/gO) + 74 lg [Те/(Те)е] + const,
(6.3.4a)
lg (AXK2) = - 74 [Fe/H] - 74 Ig Fch - 74 lg (g/go) - 74 lg [re/(Te)o] +
+ i/2 lg vt + const (6.3.46)
Здесь Fch — скорость нагрева хромосферы, величина, которой в [71] не дано
точное определение. Можно ее интерпретировать как произведение xmFm
(рис. 74), где Fm — поток механической энергии, поступающий в хромосфе-
ру, и тт — «оптическая толщина» хромосферы для Fm.
Триплет Call в ближней инфракрасной области спектра. Поведение
триплета Call вблизи 8500 А связано с линиями Н и К Call. Триплет
имеет наибольшую интенсивность в спектрах звезд с умеренными темпера-
турами, и хотя в его линиях нет эмиссионных особенностей типа двойного
обращения в линиях h и k Mgll или Н и К Call, они залиты эмиссией
в спектрах звезд с активными хромосферами. Темп лучистых потерь в
хромосфере в линии Х8542 хорошо коррелирует с аналогичными значе-
ниями, рассчитанными для линий Н и К Call и Mgll, а также с соотно-
шением Уилсона —Баппу (см. [954]).
Чтобы интерпретировать эти соотношения, можно рассмотреть несколь-
ко возможных эффектов. Ширины эмиссионных пиков и их интенсивности
можно связать с толщиной слоя, в котором функция источников в линии
SL усилена, и с самим значением SL. А эти величины связаны со ско-
ростью диссипации механической энергии и, возможно, также с истечением
вещества. Ширины этих пиков, вероятно, обусловлены хаотическими микро-
или макромасштабными движениями. Действительно, величина v, не входит
в явном виде в соотношения (6.3.2) — (6.3.4а), а появляется только в соотно-
шении (6.3.46), но это, возможно, вызвано недостаточным знанием vt в звез-
дах, а не отсутствием физической связи.
Первая попытка объяснить это соотношение существованием звездной
хромосферы была сделана в 1958 г. [406]. Поток механической энергии
Fm, возникающий в конвективной зоне звезды, диссипирует в более высоких
слоях и нагревает хромосферу. Можно оценить зависимость нагрева хро-
мосферы от светимости, что определяет интенсивность эмиссионного пика.
Ширина эмиссионного пика определяется затем как расстояние (в единицах
длин волн) между двумя точками профиля, в которых оптическая глубина
равна единице, в предположении доплеровского уширения. Полученное
таким путем соотношение PFocg~1/2 между шириной эмиссионного пика
и абсолютной звездной величиной в то время не противоречило наблю-
Хромосферы, короны, газ и пыль
261
даемому соотношению. Позднее Томас [1549] из аналогичных соображе-
ний, но с более развитой количественной аргументацией нашел подобное
согласие для связи ширины эмиссии с темпом истечения вещества.
В [972] эмпирическое соотношение (6.3.3) интерпретировалось диссипацией
потока акустической энергии и доплеровским уширением. В [71] соотноше-
ние Уилсона—Баппу связывается с ростом оптической толщины хромо-
сферы при уменьшении д.
В упомянутых работах предпринимались попытки объяснить это
соотношение наличием потока тепла или потока механической энергии Fm
и в предположении доплеровского уширения. Такая интерпретация должна
приводить к зависимости полного потока излучения в эмиссионных линиях
от Wo, но, по-видимому, эти величины не коррелируют! В другой группе
интерпретаций предполагается, что Wo связано с полем скоростей в хро-
мосфере. Это поле скоростей конечно связано с Fm, но в этом случае нет
необходимости в корреляции между Wo и потоком излучения в линиях.
Так, например, было сделано предположение [1338], что ширина эмиссион-
ного пика обусловлена сверхзвуковой турбулентностью, которая в свою
очередь, вероятно, обусловлена потоком механической энергии, диссипи-
рующим в хромосфере. Хотя можно написать функциональное соотноше-
ние, находящееся в разумном согласии с соотношением (6.3.2), слабое
место этого предположения — в необходимости очень больших сверхзвуко-
вых микротурбулентных скоростей для объяснения наблюдаемых ширин
линий. Само появление таких больших микротурбулентных скоростей ка-
жется сомнительным, так как при сверхзвуковых турбулентных движениях
становится очень существенной диссипация в ударных волнах, и поэтому
не должно заметно превышать скорость звука. Тем не менее общий
вывод о том, что ширины эмиссионных пиков обусловлены случайными
движениями, связанными с диссипацией потока механической энергии в
хромосфере, вероятно, возможен.
Соотношение Уилсона—Баппу установлено для звезд поздних и проме-
жуточных спектральных классов. Звезды более ранних классов, видимо,
ему не подчиняются (например, a Cyg, А21а [1018]), а это свидетельствует
о том, что хромосферы звезд поздних и ранних классов различаются,
например, тем, что последние не проявляют признаков активности, ко-
торая, вероятно, является типичной для звезд с конвективными зонами.
Важным фактором является расщепление эмиссионного ядра в линиях
Call и Mgll центральным поглощением, причем оба пика имеют разную
интенсивность. Это показано на рис. 76 для сверхгигантов EGem(G8Ib)
и е Peg (К21b). Профили имеют расположенное асимметрично центральное
самообращение, штриховая линия — зеркальное отражение правой части
профиля. Принимается, что профиль поглощения обусловлен околозвезд-
ным газом; он получен при вычитании наблюдаемого профиля из профиля,
проведенного штриховой линией. Измеренное доплеровское смещение,
по-видимому, указывает на истечение вещества из этих сверхгигантов со
скоростью 20 км/с [1657]. Обычно для линий Call и Mgll определяется
величина V/R [1757] — отношение интенсивностей K2V и K1R. Отношение
V/R подвержено короткопериодической переменности, которую, вероятно,
262
Глава 6
Рис. 76. Профиль центрального эмиссионного ядра линии К в спектрах сверх-
гигантов е Gem (G8 lb) (слева) и е Peg (К2 lb) [1657]; попытка объяснить эти
профили суперпозицией смещенной околозвездной линии поглощения (пунктир)
и несмещенного (или слабо смещенного) эмиссионного ядра.
Рис. 77. Зависимость между шириной хромосферных эмиссионных линий и Му.
Квадратики — ширина линии La (по половинной интенсивности). Черные кружки —
ширина линий Call [1768]. Штриховая линия — соотношение, полученное Уилсоном
для линии К Call [1753]. Для двух звезд (вертикальные линии) абсолютные
величины были рассчитаны по ширинам линий Call. Светлые квадратики пред-
ставляют солнечные значения [1017].
Хромосферы, короны, газ и пыль
263
нужно отнести на счет звездной активности типа солнечной. Кроме того,
отношение V/R постепенно йзменяется от значений < 1 в гигантах поздних
подклассов К и М до значений >1 в гигантах класса G [1465, 1467].
Вероятно, имеет глубокий смысл тот факт, что переход от значений >1
к значениям <1 соответствует переходу от звезд с пренебрежимо малой
потерей массы к звездам со значительной потерей массы.
Линия La. После запуска в 1972 г. спутника «Коперник» с принстонским
спектрометром на борту стали поступать данные об интенсивностях
и профилях линии La в звездах. Важность этих наблюдений определяется
тем, что линия La образуется на большей высоте, чем линии Mgll.
Составлена компиляция данных различных наблюдений [1017] ширин
линий La и эмиссионных пиков Mgll в звездах спектрального класса К
разных классов светимости и обнаружена четкая зависимость ширины
линии от класса светимости, очень похожая на соотношение Уилсона —
Баппу [1758] для эмиссионных пиков Call (см. выше). Зависимость [1017]
для линий Ха и Call показана на рис. 77. Из вышеизложенного ясно,
что для каждой из линий Call, Mgll и La существует свое «соотноше-
ние Уилсона —Баппу». Различные ширины отражают изменение механизма
уширения линий с высотой в хромосфере звезды. В сверхгигантах линия
излучения La еще не обнаружена, поскольку велико межзвездное погло-
щение для этих в большинстве своем далеких звезд.
6.4. СВОЙСТВА ХРОМОСФЕР И «ТЕПЛЫХ» ОБОЛОЧЕК ЗВЕЗД
РАЗЛИЧНЫХ ТИПОВ, ОПРЕДЕЛЕННЫЕ ПО СПЕКТРАЛЬНЫМ ДАННЫМ
В этом разделе мы познакомимся с тем, как получена информация
о хромосферах звезд различных типов путем изучения разных индика-
торов хромосферы.
Звезды высокой светимости спектральных классов О и В. В спектрах
самых ярких звезд этих классов обнаружены линии ионов OVI, NV
и SilV, которые, судя по их скоростям, образованы в расширяющихся
оболочках [9Ю].
На рис. 78 показаны положения на диаграмме Герцшпрунга —Рессела
звезд, в спектрах которых обнаружены эти линии. Черные символы отно-
сятся к объектам, в спектрах которых эти линии присутствуют или
вероятно присутствуют. Заштрихованная площадь — это область, где такие
линии могли бы появиться в спектрах звезд в результате фотоионизации
газа с кинетической температурой ~0,87^, (т. е. примерно равной «гра-
ничному» значению температуры для серых моделей) и средней интенсив-
ностью излучения
Jv=W(r)Fv,
где Fv — монохроматический поток излучения, определяемый по моделям
атмосфер, а IV(r) — геометрический фактор дилюции.
На рис. 78 видно, что относительно высокая степень ионизации возмож-
на не только в звездах, расположенных в той области диаграммы
Герцшпрунга—Рессела, где она может быть обусловлена процессами
Хромосферы, короны, газ и пыль
265
фотоионизации, но также и в областях, где температура звезд слишком
низка для этих процессов. Сначала этот факт рассматривался как важное
указание на то, что кинетическая температура оболочек этих звезд доста-
точно высока, чтобы произвести такую ионизацию, однако эта гипотеза
была отвергнута по нескольким причинам. Во-первых, наблюдения рент-
геновского излучения с борта обсерватории «Эйнштейн» показали, что
многие звезды ранних спектральных классов и высокой светимости окру-
жены плазмой, имеющей высокую кинетическую температуру, излучающей
в рентгеновской области спектра и образующей корону. Во-вторых, еще
до этого выдвигалась гипотеза [659], что такие звезды могут иметь
короны, а затем было сделано предположение [249], что линии сильно
ионизованных элементов образуются в областях, находящихся выше ко-
роны, в результате ионизации Оже, обусловленной рентгеновским излу-
чением, генерируемым, вероятно, оптически тонкими коронами этих звезд.
В [254] это предположение разработано более детально и сделано заключе-
ние, что существование тонкой короны делает ненужным существование
довольно горячей хромосферы с температурой »4 • 105 К, но условия воз-
буждения в короне должны быть аномальными. Итак, рис. 78 показы-
вает, что в незаштрихованной области диаграммы могут существовать
звезды с коронами, а если их нет, то эти линии должны возникать в хро-
мосферах с Tkin л 105К.
Звезды Be и звезды с оболочками. Мы уже упоминали, что «хромосфе-
ры» этих звезд, вероятно, имеют форму уплощенного диска. Можно ли
называть их «хромосферами», зависит от принятого определения.
На рис. 79 изображены профили линии На в различных звездах Be
и модели оболочек этих звезд по [180]. Для наблюдателя, находящегося
в точке Ох и видящего полюс звезды, профиль линии представляет
собой слабую звездную линию поглощения, на которую накладывается
довольно сильная эмиссионная линия, образованная в протяженных частях
оболочки. Наблюдатель, находящийся в точке О3, будет регистрировать
сильную центральную линию поглощения, возникающую в проецирующей-
ся на звезду протяженной оболочке, со слабыми эмиссионными пиками,
обусловленными остальной частью оболочки. Случай О2 является проме-
жуточным.
При расчете бальмеровского декремента (изменения относительной
интенсивности линий вдоль серии Бальмера) необходимо учитывать, что
для большинства линий серии Бальмера оболочка является оптически
толстой. В предположении, что скорость расширения изменяется с расстоя-
нием от поверхности звезды, вычислены вероятности того, что фотон,
излученный в нижних слоях оболочки, сможет покинуть звезду [180].
На рис. 80 изображена зависимость между отношениями интенсивностей
линий Н8/Н0 и Ну/НР для движущихся оболочек и для статических
атмосфер. Наблюдения (разд. 3.6) показывают низкий темп потери массы
звездами Be. Имеющиеся данные наблюдений не позволяют решить вопрос,
имеем ли мы дело с действительно движущимися оболочками, или диски
звезд Be можно рассматривать в статическом приближении.
Гипергиганты промежуточных спектральных классов имеют некоторое
266
Глава б
Рис. 79. Наблюдаемые профили линии На в звездах Ве (вверху); модель оболочки
звезды Ве (в центре); теоретические профили линий при наблюдениях в различных
направлениях на звезду (внизу) [180].
подобие хромосферы, как было показано при исследовании гипергиганта
pCas(F8Ia+) [1347]. Слабость бальмеровских линий в спектре этой звезды
объясняется тем, что они залиты эмиссией. Интерпретация этой эмиссии
встречает определенные трудности, так как звезда окружена околозвездной
оболочкой (см. разд. 3.8) с низкой температурой возбуждения и иониза-
ции «4000 К. Следовательно, эмиссия в бальмеровских линиях должка
возникать в рекомбинационных процессах в более горячей хромосфере,
расположенной предположительно между фотосферой и расширяющейся
оболочкой. Согласно [1347], наблюдаемое заполнение линии На эмиссией
не может быть обусловлено поглощением фотонов лаймановского конги-
Хромосферы, короны, газ и пыль
267
Рис. 80. Бальмеровский декремент в звездах Ве: зависимость Н8/Н0 от Ну/НР
[180].
нуума, образованных в фотосфере, и последующим каскадным переходом
вниз (механизм Занстры): нагрев фотосферы, вероятно, обусловлен потоком
механической энергии, генерируемой в фотосфере. По-видимому, необхо-
димо значение Fm = 107 эрг/(см2 • с), равное энергии, излучаемой в На.
хромосферы других гипергигантов изучались во многих работах
(см. разд. 3.8) [1772, 1773, 1777]. Наиболее подробно изучена звезда
HD 160529 [1777], однако это исследование носит в значительной степени
качественный характер. Кроме эмиссий, наблюдаемых в бальмеровских
линиях, особенно в На и Нр, имеющих переменный профиль типа PCyg,
в спектре этой звезды видна, например, переменная линия поглощения
Hel Л.5876, которая гораздо сильнее, чем можно ожидать для звезды
с Те = 8800 К и 1g д = 1,1. Такая же особенность найдена в спектре
звезды HD7583 в Малом Магеллановом Облаке [1773]. Переменность
линий, наблюдаемая в спектре HD 160529, может быть результатом про-
хс ждения через атмосферу ударных волн. Характерное время переменности
порядка нескольких суток, что совместимо со скоростью ударных волн
~50 км/с и предполагаемой протяженностью атмосферы %20-106 км.
Звезды типа £Анг. Эти звезды имеют крайне необычные атмосферы!
Затмения звезды главной последовательности протяженной атмосферой
сверхгиганта предоставляют прекрасную возможность зондирования
атмосферы главной звезды почти точечным источником (рис. 39а) (см. об-
зор [1794]).
Именно у этих звезд впервые была обнаружена хромосфера, пока-
зывающая признаки высокого возбуждения. Например, у звезды 31 Cyg
температура хромосферы 15000 К, пе~ Ю10 см-3, микро- и макротурбу-
лентные скорости от 10 до 20 км/с.
Сверхгиганты поздних спектральных классов. Пионерская работа по
268
Глава 6
Рис. 81. Спектральный скан дублета Mgll, полученный на спутнике «Коперник»,
для звезд Бетельгейзе (слева) и Антарес. Штриховая линия — уровень шума (а не
непрерывный спектр звезды). Шкала ординат в произвольных единицах. Положе-
ния резонансных переходов Мп! и Fel показаны над спектром [130].
этим звездам была выполнена Дойчем [435] (см. также [1651]). Наблю-
датели обращают внимание на неустойчивость атмосфер, эпизодическое
появление линий высокого возбуждения, таких, как линии Hell. Присутствие
возбужденных оболочек у этих звезд открыто по наблюдениям линии Fell
в спектре a Sco [680].
Ультрафиолетовые спектры с высоким разрешением позволили начать
количественное изучение этих звезд. По спектрам, полученным на спутнике
«Коперник», исследовались сильные эмиссионные линии h и k Mgll около
Х.2800 в спектрах сверхгигантов a Ori (Бетельгейзе, М 1.5 lab) и а Sco
(Антарес, М 1.5 lab) [130]. Обнаружена асимметрия линии k Mgll, но линия
h выглядела симметричной (рис. 81).
Эту асимметрию можно объяснить наложением линий Мп! и Fel,
что на первый взгляд вызывает удивление, так как эти линии слишком
слабы, чтобы произвести заметную асимметрию. Однако в видимой
области спектра некоторые линии Fel кажутся ослабленными из-за
флуоресцентного излучения, обусловленного линиями Mgll. Поглощение
MnI и Fel не может происходить в веществе гипотетической околозвезд-
ной оболочки, так как полная концентрация газа в этой медленно
расширяющейся оболочке слишком мала. Оно может происходить в ста-
ционарной холодной, но турбулентной области (гр як 10 км/с) на границе
хромосферы и околозвездной оболочки. Такая картина подтверждается
наблюдениями [848] эмиссионных линий h и к в спектре a Ori с помощью
ультрафиолетового звездного спектрофотометра BUSS. Оказалось, что в
спектре a Ori эти эмиссии расщеплены центральным поглощением, распо-
Хромосферы, короны, газ и пыль
269
ложениым асимметрично, тогда как огибающая обеих эмиссий близка
к (симметричному) доплеровскому профилю. Переменная яркость оболочки
a Ori (разд. 3.11) способна привести к переменной асимметрии эмиссион-
ных пиков и их центрального поглощения.
6.5. ВОЗРАСТАНИЕ ФУНКЦИИ ИСТОЧНИКОВ ИЛИ ТЕМПЕРАТУРЫ
С УДАЛЕНИЕМ ОТ ФОТОСФЕРЫ ЗВЕЗДЫ
В этом и последующих разделах мы хотим показать, что: а) в не-
которых случаях даже в отсутствие диссипации потока механической энер-
гии может происходить рост температуры или функции источников на-
ружу; б) в звездах с Те 10 000 К диссипация потока механической
энергии из подфотосферных конвективных областей может вызвать зна-
чительный нагрев и привести к появлению хромосферы или даже короны;
в) усиление волн давлением излучения может служить механизмом нагрева
в более горячих атмосферах сверхгигантов; г) диссипация магнитной энер-
гии может способствовать образованию горячей оболочки.
Сначала рассмотрим случай (а) (случаи (б) — (г) рассмотрены в сле-
дующих разделах). В [274] проанализирована следующая задача: с высо-
той, т. е. с уменьшением плотности в атмосфере звезды, число актов
ионизации столкновениями падает и начинает преобладать фотоионизация,
зависящая от основного источника непрозрачности (ср. с [509]).
Соответствующее поле излучения определяется изменением температуры
в более глубоких слоях фотосферы звезды, зависящим в свою очередь
от прозрачности атмосферы для проходящего излучения. Таким образом,
температура самых верхних слоев определяется той частью поля излуче-
ния, которая ответственна за фотоионизацию и может поэтому расти
наружу (в зависимости от отношения скоростей фотоионизации и столк-
новительной ионизации) до значений, примерно равных яркостной тем-
пературе на той длине волны, на которой среда наиболее прозрачна.
Опубликованы модели звездных атмосфер, находящихся в лучистом рав-
новесии и показывающих рост температуры наружу на очень малых
оптических глубинах [509, 1060].
Положение, конечно, значительно усложняется, если учитываются
фраупгоферовы линии [57, 544].
Такой же эффект возможен, когда в атмосфере звезды отношение ст/х
быстро растет с высотой, прежде всего в атмосферах горячих сверх-
гигантов [415]. Поскольку функция источников включает как рассеяние,
так и истинное поглощение излучения (последнее влияет только на ло-
кальное поле излучения, тогда как первое — на поле излучения в опре-
деленном интервале оптических глубин), влияние окружающих и особен-
но более глубоких слоев на значение локальной функции источников уси-
ливается в более высоких слоях. В некоторых атмосферах сверхгигантов
это может привести к заметному росту значений функции источников в
континууме с высотой.
270
Глава 6
6.6. ХРОМОСФЕРНЫЙ И КОРОНАЛЬНЫЙ НАГРЕВ НА СОЛНЦЕ
Отождествление солнечных корональных линий с запрещенными пере-
ходами высокоионизованных атомов началось с открытия Адамсом и
Джоем [7] пяти корональных линий в спектре повторной новой RS
Oph (см. разд. 9.2 и 9.5). Это привело к предположению [610], что
корональные линии являются запрещенными переходами высокоионизован-
ных атомов. Дальнейшие исследования показали [475, 476], что солнеч-
ная корона представляет собой горячую плазму (Т= 106 К), окружаю-
щую более холодную звезду с температурой фотосферы ж 6000 К. Так
возникла проблема: каким образом плазма могла приобрести такую вы-
сокую температуру от более холодного Солнца? Казалось, что это про-
тиворечит второму началу термодинамики. Чтобы объяснить существо-
вание короны, по-видимому, необходимо предположить переход в термо-
динамически более высокую форму энергии. Решение нашел Бирман [142],
который высказал мысль, что нагрев солнечной короны обусловлен дис-
сипацией механической энергии в ударных волнах. Только на фронте удар-
ной волны, который очень тонок, градиент скорости достаточно велик
для нагрева газа за счет вязкости и теплопроводности. В остальных
местах хромосферы ни вязкость, ни теплопроводность не играют замет-
ной роли. Полуколичественный анализ гипотезы Бирмана выполнил Шварц-
шильд [1387], а в более точной формулировке — Шацман [1359]. Даль-
нейший прогресс был достигнут спустя несколько лет, когда удалось
найти количественные выражения для процесса генерации потока меха-
нической энергии при тепловой конвекции [945, 1257]. Но поскольку
предполагалось, что среда несжимаемая и нестратифицированная, приме-
нение этих результатов к звездным атмосферам было достаточно риско-
ванным.
На основе этих данных были сделаны первые успешные попытки
расчета физических параметров солнечной короны и переходной к хромо-
сфере области для немагнитного случая в [411], а для намагниченной
солнечной плазмы — в [1176]. Впоследствии были выполнены более деталь-
ные исследования (см. разд. 6.10 и 6.11).
В полуколичественной форме теорию солнечной короны можно описать
следующим образом. В конвективной зоне, простирающейся на Солнце
до уровня с оптической глубиной т0,5 « 0,8 с отдельными элементами,
проникающими до т0 5 » 0,1, крупномасштабные конвективные движения
генерируют турбулентные движения меньшего масштаба; крупные турбу-
лентные элементы в свою очередь генерируют меньшие элементы и т. д.
Таким путем образуется целый спектр турбулентных движений, в котором
крупномасштабные элементы, или, точнее, движения с большими длинами
волн в преобразовании Фурье поля скоростей, передают свою энергию
движениям с меньшими длинами волн благодаря наличию
нелинейных членов в уравнениях движения. При некоторой минимальной
длине волны кинетическая энергия окончательно диссипирует посред-
ством ударных волн в тепло. Турбулентные волны могут иметь характер
звуковых волн, а конвективные движения генерируются в более высоких
Хромосферы, короны, газ и пыль
271
лучистых слоях атмосферы непосредственно над конвективной зоной
гравитационные волны. В магнитных областях генерируются альвенов-
ские волны. Генерируемая таким образом механическая или магнитная
энергия распространяется частично или полностью наружу, создавая
поток механической или магнитной энергии
Fm = Gpv,2s- (6.6.1)
Здесь G ~ 1, v, — средняя амплитуда скорости волн, величина, еще нуж-
дающаяся в уточнении; в отсутствие магнитного поля s — скорость звука.
Поскольку s ос Т112 и Т не испытывает быстрого роста у основания фото-
сферы звезды, vt должно в отсутствие диссипации увеличиваться пропор-
ционально р'1/2. Поэтому амплитуда скорости звуковых волн растет с
высотой до тех пор, пока нелинейные члены в гидродинамических урав-
нениях не возрастут настолько, что приведут к образованию ударных
волн. Значит, если амплитуда волн достаточно велика, т. е. vt сравнимо
с s (строгое равенство не обязательно, г, вполне может быть меньше s),
то происходит превращение энергии волн в энергию ударных волн, что
приводит к более эффективной диссипации энергии. Наблюдения Солнца
показывают, что г,»s в большей части верхней хромосферы, поэтому
объемный коэффициент диссипации механической энергии в тепло там
порядка ps3/L эрг/(см3- с), где L— характерная длина диссипации энергии.
С другой стороны, объемный коэффициент излучения хромосферной
плазмы равен примерно 2-10“21 Т-1/2и2 эрг/(см3с). При s = 15 км/с,
L= 103 км, р = 1,6m,,и,. и Т= 6000 К оба коэффициента становятся рав-
ными при ие = 4-109 см-3. В более высоких слоях диссипирует в тепло
большее количество энергии, чем может излучиться, так что температура
плазмы с необходимостью должна достигнуть таких высоких значений,
чтобы часть энергии диссипации могла покинуть эту область посредством
теплопроводности из-за большого градиента температуры в переходной
зоне между хромосферой и короной и таким образом снова достигалось
бы устойчивое состояние. Итак, в этой упрощенной картине уровень
с ие = 4109 см-3 должен соответствовать «верхней» границе хро-
мосферы.
В принципе можно очень грубо оценить температуру короны, если
известен поток механической энергии в основании короны и если пред-
положить, что большая часть этого потока диссипирует в тепло в ко-
роне и затем распространяется вниз посредством теплопроводности (т. е.
пренебрегается лучистыми потерями и потерями в солнечном ветре).
Для этого интегрируют уравнение теплопроводности [см. уравнения (6.10.3)
и (6.10.4)]:
Fcond = 5- lO^T^dT/dz.
Такой полукачественный обзор хромосферы и короны солнечного типа
позволяет нам подвести некоторые итоги.
Очевидно, важно знать различные моды фотосферных волн и условия
их распространения в верхнюю атмосферу; иначе говоря, подобно тому
как структура звездных фотосфер описывается уравнениями лучистого и
272
Глава 6
(или) конвективного переноса, структура внешних слоев определяется урав-
нениями, описывающими перенос механической и (или) магнитной энер-
гии.
Очевидная трудность в определении структуры короны состоит в том,
что знание потока механической энергии в основании короны предполагает
знание потерь механической энергии в хромосфере, а для этого надо
детально знать механизмы диссипации энергии и лучистых потерь. В усло-
виях хромосферы эти механизмы очень сложны, и это составляет основ-
ную трудность в расчете звездных корон. Другая проблема состоит в
том, что безусловно большая часть потока Fm диссипирует в тепло в
хромосфере звезды, и трудно определить с достаточной точностью ту
малую долю Fm, которая диссипирует в короне.
Аспект, которому посвящены следующие разделы, состоит в том, что
хотя кажется несомненным нагрев хромосферы солнечного типа акусти-
ческими и гравитационными волнами, далеко не ясно, достаточна ли
для нагрева короны остающаяся у верхней границы хромосферы часть
потока Fm. Изучение короны с орбитальной станции «Скайлэб» показало,
что важную роль в нагреве по крайней мере больших областей короны
играют магнитные образования. Необходимо исследовать вклад различ-
ных волновых мод в нагрев короны солнечного типа с учетом магнитного
поля и без него (см. разд. 6.10.3).
6.7. РАЗЛИЧНЫЕ ТИПЫ ВОЛН В ФОТОСФЕРЕ ЗВЕЗДЫ
Начиная с 1960 г. достигнут значительный прогресс в изучении воз-
можных типов волн в свободной атмосфере. Особенно плодотворными
оказались ракетные эксперименты в атмосфере Земли с образованием
освещенных или самосветящихся газовых струй вдоль траекторий ракет.
Эти струи под действием атмосферных течений и волн постепенно из-
меняют свою форму. Результаты подобных исследований в земной ат-
мосфере можно использовать для изучения звездных атмосфер. Возмож-
ные типы волн в атмосфере определяются силами, которые возвращают
сместившийся объем вещества в равновесное положение. Если этой силой
является газовое давление, то мы имеем дело с волнами сжатия (или
акустическими волнами). Если эта сила — гравитация и связанный с ней
эффект плавучести, то мы имеем внутренние гравитационные волны
(рис. 82). Волны называются альвеновскими или магнитозвуковыми, если
возвращающая сила — магнитное натяжение или магнитное давление соот-
ветственно. Волны Россби являются результатом действия сил Корио-
лиса.
Теперь мы кратко опишем некоторые свойства этих различных типов
волн и их возможную роль в нагреве хромосфер и корон звезд
Если объем жидкости смещен относительно своего равновесного по-
ложения и осциллирует, находясь в условиях равенства давлений с окру-
жающей средой, то волны такого типа называются внутренними грави-
тационными волнами. Эти волны осциллируют с частотой Брюнта —
Хромосферы, короны, газ и пыль
273
Рис. 82. Различие между по-
перечными гравитационными
волнами (слева) и волнами сжа-
тия (справа).
Вяйсяля
cobv = (y- 1)1/20Д
где у — отношение удельных теплоемкостей.
Волны сжатия распространяются в результате адиабатического увели-
чения или уменьшения газового давления при сжатии или расширении
газа. Поскольку фазовая скорость волн Х/Р зависит от их периода, про-
исходит дисперсия волн. Поэтому сжатие в вертикальном направлении
невозможно для волн с периодом, превышающим время, необходимое,
чтобы звуковая волна бесконечно большой частоты прошла расстояние,
равное высоте однородной атмосферы. Этому периоду соответствует
акустическая частота обрезания
сод = Y0/2s,
которая есть не что иное, как частота собственных колебаний всей
атмосферы.
Гравитационные волны могут существовать только в областях атмо-
сферы с лучистым переносом, в конвективных областях они становятся
неустойчивыми. Действительно, внутренние гравитационные волны и кон-
векцию можно рассматривать как устойчивое и неустойчивое проявление
одного и того же типа волн [1462].
Если и газовое давление, и гравитация действуют на возмущения как
восстанавливающая сила, то типы возможных акустико-гравитационных
волн можно описать с помощью диагностической дисперсионной диаграм-
мы, которая показывает границы областей, где могут распространяться
акустические и гравитационные волны (рис. 83). Более подробное обсуж-
дение см. в [1462]. Области, где возможно вертикальное распростране-
ние волн, заштрихованы. Надо иметь в виду, что с изменением Т и Р
границы этих областей также изменяются, так что волны, которые дви-
18-1092
274
Глава б
Рис. 83. Диагностическая диаграмма, показывающая прохождение в атмосфере
волн сжатия и гравитационных волн. Н — высота однородной атмосферы, X и
к — длина волны и волновое число, Р — период.
жутся вверх в некоторой части атмосферы звезды, могут достичь на
определенной высоте такой области, где распространение более невозможно.
Гравитационные волны как механизм нагрева солнечной короны были
первоначально предложены в [1731], так как звуковые волны с длиной
волны порядка размеров элементов солнечной грануляции не должны
распространяться вверх. Сомнения появились после того, как в [1445]
было показано, что гравитационные волны такой длины будут затухать
из-за высвечивания с характерным временем несколько секунд.
Однако детальные численные расчеты распространения внутренних гра-
витационных волн в реалистичной модели солнечной атмосферы [1057]
показали, что затухание из-за высвечивания не является полным — значи-
тельная часть потока энергии внутренних гравитационных волн может
сохраняться и распространяться в солнечную атмосферу. Дальнейшее рас-
пространение ограничивается главным образом нелинейными эффектами
разрушения волн, гак как амплитуда волн растет с высотой. Потоки,
которые могут проникать до самых больших высот, должны иметь на-
именьшие групповые скорости и находиться ближе всего к предельной
границе области распространения гравитационных волн на рис. 83. Расчеты
показывают, что волны, несущие поток энергии ~108 эрг/(см2-с) в фото-
сферных слоях, могут иметь поток ~ 105 эрг/(см2-с) на высоте от
~ 1400 до 1500 км над солнечным лимбом. Поэтому гравитационные
Хромосферы, короны, газ и пыль 275
—-----------------
волны могут быть эффективными в нагреве солнечной хромосферы, но
не короны.
Кроме того, хромосфера нагревается акустическими волнами с частотой
более высокой, чем частота обрезания звуковых волн в фотосфере
(0,02 с1). Согласно расчетам [1583], эти волны, по-видимому, несут до-
статочный поток механической энергии. Довольно хорошим приближением
для поля акустических волн [1585] является предположение об их моно-
хроматичности с периодом Р и амплитудой скоростей и0 = (2nFm/ps)1/2.
Такие волны соответствуют примерно максимуму спектра акустических
волн, рассчитанного в [1461] (разд. 6.8). Эти волны также способны
проникать в хромосферу и нагревать ее. Найдено, что весьма приближен-
но нижняя граница хромосферы звезды, которая отождествляется с уров-
нем минимума температуры, совпадает также с уровнем, где амплитуда
скорости приблизительно равна скорости звука. Как правило, этот вывод
справедлив для звезд, у которых ударные волны в области лучистого
затухания не образуются. В звездах же, у которых в этих областях
образуются ударные волны [1373,1374], минимум температуры приходится
на верхнюю границу области лучистого затухания независимо от того,
где происходит образование ударных волн.
6.8. ГЕНЕРАЦИЯ ПОТОКА МЕХАНИЧЕСКОЙ ЭНЕРГИИ
В ЗВЕЗДНЫХ ФОТОСФЕРАХ
Теория генерации акустических волн в однородной турбулентной среде
была развита Лайтхиллом [945, 946], Праудменом [1257] и др. Один
из первых обзоров — [880; Sect. И. 2], а более поздний [1462].
В этом подходе уравнение движения записывается в виде
pdv/dt + (v grad) v = —grad p + pg + (ц/4л) rot В x B,
а уравнение неразрывности —
dp/dt + div (pv) = 0.
Здесь g — эффективное ускорение силы тяжести, В — индукция магнитного
поля, другие символы имеют обычное значение. Уравнения линеаризу-
ются введением малых возмущений р1г Pi и В1 в невозмущенные зна-
чения р0, Ро и В0. Это приводит к неоднородному волновому уравнению
Для одной из переменных:
d2pj/dt2 — s2V2p! = —dFi/dxt + d2Sij/dxi8yi,
где
Ft = Pi</6,j - (ц/4тт)В“ дВЦдхь
^ij ~ символ Кронекера, Sy — тензор напряжений, обусловленный возмуще-
ниями скорости и магнитного поля:
Sy = pviVj + (ц/8л) (В1)2 8у - (р/4л) (В/В}).
18»
276
Глава б
В большинстве случаев предполагают, что магнитным полем можно пре-
небречь (В = 0). Линейные члены представляют собой оператор распрост-
ранения волны, а нелинейные члены — функцию источников квадруполь-
ного типа. Как и в теории электромагнитного излучения, ищем решения
в виде запаздывающих потенциалов для неоднородных волновых уравне-
ний:
Р(х. 0- Ро = - ] Т(у.' -1 х - У W ; /_''уГ+
+ 4к? sfe -1 * - ? !/’> Т х* у I •
где х и у — точки внутри и вне турбулентной области соответственно.
Интегрирование производится по турбулентной области с учетом запаз-
дывания.
В теории Лайтхилла атмосфера принималась однородной. Следующим
шагом теории должно быть обобщение этих рассуждений на гравитацион-
но стратифицированную атмосферу, в которой возникают гравитацион-
ные волны и волны сжатия (акустические) под действием восстанавлива-
ющих сил гравитации и давления. Однако до сих пор не опубликовано
ни одного успешного решения такой задачи. В свое время такая по-
пытка была сделана [1460], но она представляется неудачной [1462], так
как основывалась на предположении, что в конвективной зоне сущест-
вуют внутренние гравитационные волны.
Была рассчитана зависимость потока акустической энергии от частоты
[1074, 1461]. В работе [1074] найдено, что максимальный поток соответ-
ствует частоте s/H, где Н — высота однородной атмосферы в точке мак-
симальной генерации звуковых волн. К этому спектру акустических волн
может быть добавлен низкочастотный «хвост», производимый механизмом
проникновения конвективных элементов из конвективной зоны в лежащую
над ней часть атмосферы в состоянии лучистого равновесия. Такие кон-
вективные элементы, тормозясь, способны генерировать внутренние гра-
витационные волны в квазиадиабатических слоях вблизи минимума тем-
пературы [1462]. Эта теория, так же как и теория конвекции, очень
феноменологична и в основном качественна.
Генерация механической энергии с учетом магнитного поля изучалась
в приближении, подобном рассмотренному в начале этого раздела [876].
Для мощности генерации акустических волн в единице объема получено
следующее выражение:
fmag = а^М5.
Здесь е = р<г2>1/2 М — энергия диссипации турбулентных движений в еди-
нице объема и в единицу времени, М — число Маха, а
= 13,5 + А (Р)у2 + 12,3 Ру4,
где
у = <(В1)2>/4тср <г2>,
Хромосферы, короны, газ и пыль
277
Рис. 84. Усиление полной вы-
ходной мощности акустических
волн в присутствии турбулент-
ного магнитного поля [876].
есть отношение энергий турбулентного магнитного поля и турбулентных
движений, А (Р) — очень медленно меняющаяся функция параметра подо-
бия р. На рис. 84 представлено отношение Pm^Pfl, где Ро — мощность
выходящего потока в отсутствие магнитного поля в зависимости от у
для р = 1, 2 и 4.
Согласно традиционной теории длины перемешивания, тепловая кон-
векция не должна развиваться в звездах более ранних спектральных
классов, чем А5. Конвективно неустойчивые подфотосферные слои в таких
звездах существуют, но с едва развитыми конвективными движениями,
так как температурные флуктуации в них рассасываются очень быстро
посредством лучистого переноса. Более точная теория конвекции в звездах
основана на исследовании неустойчивости атмосферы и использует гидро-
динамические уравнения сжимаемой жидкости. По-видимому, она указывает
на то, что потоки механической энергии, рассчитанные для звезд класса
А по теории длины перемешивания, занижены [922, 1560], но новая
теория находится еще в стадии развития и окончательных выводов сле-
дует ожидать только в будущем. В любом случае эта теория, очевидно,
неприменима к звездам спектральных классов О и В. Как же тогда
объяснить существование турбулентности в звездах ранних классов? Каков
механизм ее генерации, если это не конвекция?
Были предложены несколько возможных решений этой проблемы.
Например, предполагалось [657, 658], что в горячих звездах нагрев хро-
мосферы может быть обусловлен потоком механической энергии акусти-
ческих волн, усиленных давлением излучения в континууме. Малые воз-
мущения скорости в атмосферах горячих звезд могут усиливаться при
взаимодействии возмущений коэффициента поглощения с градиентом дав-
ления излучения. Разность коэффициентов поглощения на «гребне» и во
278
Глава 6
«впадине» звуковой волны взаимодействует с градиентом давления излу-
чения, который в горячих звездах очень велик. Волна усиливается до
тех пор, пока не достигается состояние устойчивости благодаря включе-
нию членов второго порядка малости, описывающих диссипацию из-за
вязкости. (Интересно заметить, что подобный тип неустойчивости, вызыва-
емый давлением излучения, предложен для расширяющихся оболочек ква-
заров [1048].) Хотя этот механизм кажется многообещающим, в перво-
начально предложенной форме он не работает, так как характерное рас-
стояние усиления акустических волн давлением излучения в е раз много
большие высоты однородной атмосферы [136]. Следовательно, полное уси-
ление возмущений в атмосферах горячих звезд не может быть доста-
точно большим, типичный коэффициент усиления «2.
Поэтому представляет интерес дальнейшая разработка этой гипотезы
в работах [975, 995, 1139]. В работе [1139] показано, что в горячих
звездах имеет место неустойчивость Рэлея — Тейлора с коротким характер-
ным временем усиления. Она обусловлена давлением излучения в ультра-
фиолетовых резонансных линиях ионов, находящихся в расширяющейся
атмосфере звезды вблизи основания звездного ветра. Элемент газа, кото-
рый приобретает небольшое возмущение скорости в общем поле расши-
рения атмосферы, может разогнаться еще сильнее. К тому же, согласно
[995], в области сверхзвукового расширения акустические волны испы-
тывают значительное усиление давлением излучения в резонансных линиях.
Для этих возмущений характерное время усиления составляет от 15 мин
до нескольких часов. Такие волны должны генерировать поток акусти-
ческой энергии »8 -109 эрг/(см2 с) для звезды ^Pup(O4ef) и »7 • 108
эрг/(см2 с) для е Ori (ВО 1а). Выполнено параллельное исследование [975] с
использованием линеаризованной теории, которая применима к волнам
малой оптической толщины. Оказалось, что акустические волны в области
сверхзвукового ветра должны расти и характерное расстояние для усиле-
ния этих волн меньше, чем расстояние, на котором изменяются свойства
потока. Полагают (но это еще не доказано), что именно такие возму-
щения вызывают нагрев корон звезд высокой светимости, испускающих
достаточно сильный звездный ветер.
В атмосферах холодных звезд, где водород в основном нейтрален,
также действует механизм усиления акустических волн, основанный на
«х-механизме» ионизации водорода: в звуковой волне, образующейся в
водородной конвективной зоне и распространяющейся наружу, степень
ионизации будет различна в областях сжатия и разрежения волны и,
следовательно, будут различны коэффициенты поглощения излучения, по-
этому возможно усиление звуковых волн. Этот механизм аналогичен
механизму Хирна усиления звуковых волн давлением излучения. Этот
эффект проанализирован численно [25]; оказалось, что «х-усиление» может
быть значительным для некоторых мод в звездах, находящихся в низко-
температурной области полосы неустойчивости цефеид на диаграмме Герц-
шпрунга — Рессела. Из численных расчетов может быть выведена интер-
поляционная формула для максимального коэффициента усиления возбуж-
Хромосферы, короны, газ и пыль
279
денных мод:
Пос0-о-5Те6.
(6.8.1)
В полуколичественном смысле это соотношение можно понимать следую-
щим образом: коэффициент усиления должен быть таким же по порядку
величины, как отношение периода пульсаций к тепловому характерному
времени в движущемся элементе:
Г] сс tpuis/f CpTdm/L.
Принимая Tpuls х s/g, получаем
f CpTdm/Lx <срТ) P/Fg,
где Р и F — давление и тепловой поток в зоне ионизации водорода.
Поскольку для всех звезд поздних спектральных классов среднее значе-
ние <срТ> в зоне ионизации можно считать почти постоянным, имеем
xyccF/P и, принимая иосР0,7Т10, получаем соотношение
rioc0-°-6T10,
которое приближенно согласуется с уравнением (6.8.1).
6.9. СРАВНЕНИЕ ТЕОРЕТИЧЕСКИХ И «НАБЛЮДАЕМЫХ» ПОТОКОВ
МЕХАНИЧЕСКОЙ ЭНЕРГИИ В ЗВЕЗДАХ
Современные расчеты потоков механической энергии в звездах были
выполнены в [1580]. На рис. 9 в [1580] представлены линии равных
потоков механической энергии на диаграмме Герцшпрунга — Рессела. Затем
появилась работа [421], в которой рассчитано значение Fmech для 90 мо-
делей фотосфер. Эти расчеты повторены в [1288], но они были еще
основаны на теории длины перемешивания. В последней работе поток
акустической энергии получился примерно на порядок величины меньше,
чем в [421], в которой при расчете конвекции малые изменения на-
чальных значений очень сильно влияли на конечный результат. На рис. 85
изображена диаграмма lg Те — 1g д с линиями равных потоков акустической
энергии. Период Ртах акустических волн, для которых монохроматический
поток максимален, равен примерно 0,1Ро, где Ра — период, соответствую-
щий обрезанию акустических волн в точке максимального значения ге-
нерации потока: Ра = Ans/yg. Из численных расчетов [1288] получено по-
лезное соотношение:
1g Ртах = 5,8 -1g д.
Теперь суммируем скудные данные наблюдений, указывающие на величину
потока механической энергии. Попытаемся оценить его в звездах разных
спектральных классов и сравнить эти значения с предсказанными теоре-
тически.
Если поток механической энергии образуется в (под) фотосферных облас-
280
Г-iaea 6
Рис. 85. Линии равных потоков акустических волн lg nFm в эрг/(см2 с) в зависи-
мости от 1g д и 1g Т,, для а = 1 (а — отношение длины перемешивания к высоте
однородной атмосферы) [1288]. Показаны положения начальной главной после-
довательности НГП ветви гигантов населения II и сверхгигантов населения I.
тях звезды и движется наружу, то данные о величине этого потока в
фотосферных слоях могут быть выведены из наблюдений поля случай-
ных скоростей в фотосфере.
Здесь немедленно возникает следующая основная трудность: как опре-
делить, какая доля энергии «турбулентного» поля скоростей в фотосфере
соответствует потоку механической энергии Fmech звезды. Поскольку поле
скоростей в фотосфере звезды известно в основном с точностью до двух
асимптотических величин: микро- и макротурбулентного компонентов
скорости, проблема сводится к определению соотношения между этими
компонентами скорости и параметром скорости, определяющим поток
механической энергии. Другая проблема — определение скорости распрост-
ранения потока механической энергии.
Делались попытки подойти к разрешению этого комплекса проблем
[907, 1584]. Был определен «наблюдаемый» поток механической энергии
для большого числа сверхгигантов с хорошо известными значениями
Хромосферы, короны, газ и пыль
281
Рис. 86. Сравнение потока механической энергии, полученного по наблюдаемым
микротурбулентным скоростям (точки), с теоретическим потоком механической
энергии для сверхгигантов. Сплошная линия — поток, рассчитанный в предполо-
жении звуковых волн, ускоряемых давлением излучения [657, 658]; штриховая
линия — поток, рассчитанный для конвекции [1288]. Видно хорошее согласие!
[907, 1584].
микротурбулентной скорости (см. табл. XII). Для радиального компонен-
та потока механической энергии звезды предложено следующее выраже-
ние [ср. с уравнением (6.6.1)]:
Fт = 7г рл2«,
где s — радиальная скорость распространения потока механической энергии,
принимаемая равной локальной скорости звука s = (у9? Т/р)1/2 с у = 5/3.
Амплитуда скорости волн а, которая определяет поток механической
энергии, предполагалось равной микротурбулентному компоненту скорости
Ср, определяемому по ширине линий (разд. 2.9, табл. XII). Значения р
и Т брались из моделей атмосфер на уровне tr = 0,1. Для атмосфер
гигантов классов F и G эти значения брались на уровне тк = 0,2 [1203].
Окончательные значения представлены на рис. 86, где эти данные «на-
блюдений» сравниваются с расчетными значениями fm, выведенными из
моделей конвективных атмосфер для звезд с 1g Те < 3,9 [1288]. Для звезд
с более высокими значениями Те потоки Fm были рассчитаны по теории
[657, 658], основанной на идее ускорения акустических волн давлением
излучения. Согласие, как видно, удовлетворительное, что вызывает удив-
ление, так как известно, что первоначальные выражения для Fm завышены!
Другой путь нахождения из наблюдений потока механической энергии
состоит в определении светимости звезды в хромосферных линиях. Это
значение может быть в разумном приближении отождествлено с потоком
механической энергии в основании хромосферы, так как почти весь поток
механической энергии, покидающий фотосферу, диссипирует в хромосфере
Хромосферы, короны, газ и пыль
283
(см. разд. 6.10), и только очень малая его часть идет на нагрев очень
разреженных более внешних областей короны.
Делались попытки подвести количественную основу под теорию хро-
мосфер звезд поздних спектральных классов [407, 951]. Принималось, что
собственно хромосферное излучение в линии есть разность между на-
блюдаемым потоком в эмиссионном ядре линии и потоком излучения,
рассчитанным для фотосферной модели без хромосферы. Суммированием
вкладов всех линий, для которых существуют наблюдения (главным об-
разом h и k Mgll, Н и К Call и La в 32 звездах, включая
Солнце), были найдены потоки энергии в хромосфере, которые представ-
лены на рис. 87, а в сравнении с найденными в [1288, 1585] расчетными
значениями Fm. Для звезд главной последовательности, по-видимому, име-
ется хорошее согласие, а для сверхгигантов потоки, определенные из
наблюдений, примерно на порядок величины меньше теоретических.
В [1373] это расхождение объясняется тем, что вклад эмиссионных
линий Н~ (которым пренебрегалось в [951]) для гигантов примерно
на порядок величины превышает общий вклад других линий. На
рис. 87,6 эта поправка внесена, т. е. при сравнении эмпирических (Е) и
теоретических (Т) хромосферных потоков учтен вклад Н~. Такое сравнение
было проведено для звезд главной последовательности и гигантов, но
не для сверхгигантов. О хромосферных потоках звезд самой высокой
светимости мы имеем мало сведений. Дополнительный вклад в решение
проблемы видимого ослабления потока Fm в сверхгигантах был сделан
в [374], где найдено, что в отсутствие ЛТР заданная для атмосферы
скорость механического нагрева приводит к более сильному росту темпе-
ратуры, чем в атмосферах с ЛТР. Оба решения, представленные здесь,
еще предстоит объединить, критически сравнив друг с другом.
В последующих исследованиях [101, 954, 1124] определялись лучистые
потери для значительно большего числа звезд. В нескольких случаях
значительное расхождение между наблюдаемым потоком излучения и рас-
четным потоком механической энергии сохранилось.
Четко выраженная переменность хромосферных эмиссий в долгоперио-
дических переменных и невозможность объяснить существование хромо-
сфер таких звезд диссипацией механической энергии (любой поток, воз-
никающий в подфотосферных слоях, по-видимому, затухает в самой фо-
тосфере) привели к предположению [224], что такие неустойчивые хро-
мосферы образуются вследствие магнитогидродинамических эффектов, та-
ких, как пересоединение силовых линий выше фотосферы.
6.10. РАСЧЕТ ПАРАМЕТРОВ ЗВЕЗДНЫХ КОРОН
6.10.1. ИСТОРИЧЕСКИЕ И ОБЩИЕ ЗАМЕЧАНИЯ
После первых более или менее успешных попыток понять структуру
солнечной короны де Ягер сделал первые предсказания потоков механи-
ческой энергии в звездах и физических параметров нижней границы
284
Глава 6
звездных корон [408]. Расчеты были основаны на теории звездной кон-
векции [161], на теории генерации акустических шумов [945] и на при-
ближенном рассмотрении переноса и диссипации потока механической
энергии в хромосфере звезды как с учетом, так и без учета магнитного
поля. Расчеты проводились при заданных значениях электронной концен-
трации и температуры на нижней границе короны. Позднее результаты
этой работы в несколько модифицированной форме были использованы
для первых оценок ожидаемой ультрафиолетовой и рентгеновской свети-
мостей звездных хромосфер и корон [413]. Вычисленные таким образом
температуры звездных корон были опубликованы в [880], где рассчи-
таны также линии равных корональных температур на диаграмме Герц-
шпрунга — Рессела. Для звезд главной последовательности спектральных
классов позднее ранних А (только у таких звезд развивается конвекция
и для них проведены расчеты) самые высокие температуры корон по-
лучены для звезд с Те х 7000 К. У сверхгигантов солнечного спектраль-
ного класса Гсог « 1 • 106 — 1,5 • 10б К. Впоследствии более детальное ис-
следование этой проблемы с описанием моделей переходных зон между
хромосферой и короной для четырех звездных моделей (Солнца, G2V и
звезд классов КПП, G3III и G7V) было выполнено в работах [1580 —
1582], где использованы более точные функции лучистых потерь и учтены
газовые потоки («звездный ветер»). Для звезд этих четырех классов мак-
симальные температуры корон равны соответственно 3,2 106, 2,8 • 10б,
3,5 106 и 1,7 106 К.
Параметры звездных корон для большей части диаграммы Герц-
шпрунга — Рессела рассчитаны в [421] для 90 моделей фотосфер. При
расчете последовательности электронных концентраций и температур в ко-
ронах в дозвуковых областях был включен звездный ветер.
Для звезд спектральных классов, более поздних, чем А5, модели
корон были рассчитаны в [915]. Эти расчеты предсказывают рост тем-
пературы короны и потока излучения в ходе эволюции звезды от глав-
ной последовательности. Однако при достижении стадий гиганта или
сверхгиганта поток акустической энергии начинает диссипировать главным
образом в хромосфере звезды и там же излучаться. Таким образом,
в согласии с более ранними результатами, было найдено, что сверхги-
ганты не должны иметь горячих корон, а в большинстве своем лишь
теплые оболочки, которые лучше называть «хромосферой» (хотя это ско-
рее вопрос определения, а не физических характеристик!).
Последнее заключение легко проверить. Сверхгиганты, находящиеся на
пределе устойчивости, часто имеют огромные радиусы. Следовательно,
скорость ускользания vcst. = (2GW/R)1'2 должна быть мала. Если эта ско-
рость становится меньше vm (средней скорости частиц коронального газа
в предположении максвелловского распределения по скоростям), то корона
должна почти немедленно улетучиваться. Даже при vm х rcsc/2 корона
должна исчезнуть за время, более короткое по сравнению с временем
жизни звезд на этой стадии. Запишем
vm = (89П7лц)1/2 « 1,5-104 (Т/ц)1'2 [см/с]
Хромосферы, короны, газ и пыль 285
и потребуем для существования короны, чтобы
vn<vtsJ2. (6.10.1)
Поскольку д = GSK/'Jl2, условие (6.10.1) сводится к
Т< 160? (R/Rq). (6.10.2)
Для Солнца д = 2,7-104 см/с2, отсюда максимально возможная темпера-
тура короны равна 4 106 К. Для красного сверхгиганта, такого, как
a Sco с д « 1 и R/RG st 600, Tmax а 105 К. Такие же значения применимы
к гипергиганту pCas F8 (см. соответствующие данные в разд. 3.8). Но
дня звезды £Рир (О4е1) с <у = 6-103 см/с2, R/Ro = 20 (разд. 3.2) Ттах =
= 20 106 К.
Следовательно, у звезд, находящихся в верхней правой части диаграм-
мы Герцшпрунга — Рессела, горячих корон не должно существовать.
После такого введения опишем численные методы расчета звездных
корон и уравнения, служащие для оценки примерных значений некоторых
корональных параметров.
Необходимо различать два приближения: они относятся соответственно
к магнитному и немагнитному случаям и оба стимулированы изучением
Солнца.
Немагнитное приближение традиционно. Предполагается, что звезда
сферически симметрична, и решаются уравнения переноса механической
энергии. Этот случай будет рассмотрен первым.
В магнитном приближении звезду можно было бы также считать
сферически симметричной и ввести в уравнения параметр усиления гене-
рации шума, подобный введенному в [876] (рис. 84). Но, опираясь на
наблюдения Солнца, можно также предположить, что нагрев короны
происходит только в локализованных областях звездных атмосфер в
процессах превращения магнитной энергии в кинетическую. Этот случай
гораздо хуже разработан и будет описан вторым.
6.10.2. НЕМАГНИТНОЕ ПРИБЛИЖЕНИЕ
Основными уравнениями для немагнитного приближения являются
снова уравнения: неразрывности (сохранения массы) (5.5.2), сохранения
импульса (5.5.1), состояния (5.5.3), сохранения энергии (5.5.5).
При изучении параметров короны иногда систему уравнений упроща-
ют, а именно пренебрегают звездным ветром. В любом случае скорость
ветра в короне, по-видимому, не должна быть велика. Для интересую-
щей нас проблемы самым важным уравнением является (5.5.5), т. е.
уравнение сохранения энергии. В этом уравнении QA — приток тепла,
обусловленный диссипацией механической энергии [эрг/(см3с)];
V qc = Нагрев за счет теплопроводности = d (К dT/dz)/dz, (6.10.3)
где К — коэффициент теплопроводности:
К = и Т5/2 при х = 5 • 10 '7 эрг/(см • с • К7/2) (6.10.4)
286
Глава 6
[187]; следовательно,
V qc = d2r[/dz2, где ц = 2/7хТ7/2,
(6.10.5)
Qr = Потери на излучение = р2<р (Т) эрг/(см3-с), (6.10.6)
где <р (Г) — функция, первоначально рассчитанная для оптически тонкой
плазмы [366]. Для условий в короне эта функция была пересчитана
[1049]; позднее были выполнены новые расчеты [1037, 1275].
Левую часть уравнения (5.5.5) можно записать в виде
Cwind = (-ЗЛ/ДлК7) [d(v2/l + s/2 9JT/p)dz + 0£„], (6.10.7)
где 591772ц — энтальпия одноатомного газа. Самый неопределенный член
уравнения (5.5.5) — это QA, для которого формально можно записать
Qa = —dFm/dz = FJL= (Fo/L) e~tlL, (6.10.8)
где Fo — поток механической энергии на нижней границе переходного слоя
и L— расстояние, на котором поток механической энергии уменьшается
в е раз. В этом исследовании формально учтены потери потока меха-
нической энергии при отражении от переходной зоны с крутым темпе-
ратурным градиентом, но это приводит к тому, что величина L сильно
зависит от высоты.
С учетом вышеприведенных уравнений уравнения сохранения импульса
и энергии можно представить в следующем виде:
v~ ldv/dz = [0eff + (91/ц) rfT/</z]/(91T/p - г2), (6.10.9)
d\/dz2 = - FJL + M (9?Т/ц) [(3/2 T) dT/dz + v~1 dv/dz] + QR, (6.10.10)
(6.10.11)
—dFm/dz = (Fo/L)(To/T)1/2 exp - J (T0/T)dx/L
I Xs
при L= 1,0-104 PT//2 [907]. Эти уравнения Определяют распределения
температуры, скорости и Fm с высотой z. Они показывают хорошо из-
вестную сингулярность (см. разд. 5.5) в критической (звуковой) точке, что
характерно для короны и звездного ветра солнечного типа. В этой точке
да( + (Ш dT/dz = 0.
(6.10.12)
В атмосфере с geff > 0 критическая точка находится на уровне, соответ-
ствующем dT/dz < 0, но в атмосфере с де[{ х 0, что характерно для многих
сверхгигантов или других звезд с протяженными атмосферами, критиче-
ская точка соответствует уровню с максимальной температурой.
Одним из решающих моментов обсуждаемой здесь проблемы явля-
ется проблема определения QA — локального притока тепла, обусловлен-
ного диссипацией механической энергии. До сих пор эта величина была
описана формально [в уравнении (6.10.8)] путем введения «длины дис-
сипации» L. Знание этой величины необходимо, так как именно значение
L определяет как максимальную температуру короны, так и положение
этого максимума в короне [489]. Значения L и их изменения с высотой
Хромосферы, корогы газ и пыль 287
—----------------------------------------------------------
зависят от механизма (или механизмов), ответственного за нагрев короны.
До сих пор эта проблема была изучена только для солнечной короны,
для которой принималось, что нагрев обусловлен ударными волнами.
Однако было обращено внимание на то, что важным механизмом на-
грева может быть теплопроводность от горячих сжатых областей удар-
ной волны в направлении более холодных разреженных областей [58]. В
качестве механизма нагрева предлагалось затухание Ландау [35], т. е.
поглощение энергии волны ионами, движущимися в электрическом поле
волны; этот механизм должен действовать главным образом в тех слу-
чаях, когда средняя длина свободного пробега ионов сравнима с длиной
волны колебаний.
В настоящее время нет общего рецепта, который можно было бы
предложить для расчета нагрева корон различных звезд: в каждом слу-
чае любой вероятный механизм должен быть рассмотрен в сравнении с
другими.
Интересная попытка расчета параметров звездных корон была пред-
принята в [660, 661]. Предполагалось, что параметры короны определя-
ются условием минимума полного потока энергии, необходимого, чтобы
корона могла противостоять потерям энергии, обусловленным теплопро-
водностью в направлении фотосферы, излучением и потерей массы.
Так была получена модель короны с минимальным потоком, имею-
щая однозначно определяемые значения температуры и плотности на
нижней границе короны, являющиеся монотонными функциями полного
потока энергии. Оказалось также, что эта модель короны характеризуется
наибольшим давлением из всех возможных моделей. Таким образом,
она является моделью с максимальным давлением.
Такое приближение имеет то преимущество, что теория может быть
разработана в почти замкнутой математической форме, однако вовсе не
очевидно, что предположение о минимуме потока корректно, так как
структура короны определяется специфическим механизмом нагрева и не
доказано, что любой механизм нагрева должен соответствовать мини-
мальному потоку в короне [489].
6.10.3. РОЛЬ МАГНИТНЫХ ПОЛЕЙ В НАГРЕВЕ КОРОНЫ
Большинство авторов недооценивали роль магнитных полей. Однако
в случае Солнца основной источник коронального нагрева, вероятно,
находится в магнитных областях. Оценить относительную эффективность
магнитных и немагнитных областей на Солнце в генерации потока ме-
ханической энергии можно следующим образом [412]. Известны отно-
сительные площади, занимаемые на Солнце «спокойными» и активными
областями, которые связаны с магнитными полями, а также зависимость
электронной температуры короны от Fm и средняя электронная концентра-
ция в короне над активными и спокойными областями. Сравнение этих
тРех наборов данных приводит к следующему результату: на единицу
площади магнитные области Солнца генерируют примерно в семь раз
больший механический поток, чем немагнитные области.
288
Глава 6
Кроме того, рассмотрение в разд. 6.8 и 6.10.2 показало, что в не-
магнитных областях поток гравитационных волн будет нагревать в основ-
ном хромосферу и лишь поток ~ 105 эрг/(см2 • с) достигнет высоты
х 1500 км над фотосферой. Выше волны будут затухать еще сильнее.
Поток энергии акустических волн может проникнуть дальше, но верхней
границы хромосферы достигнет лишь малая часть этого потока. На-
блюдения поверхностных колебаний в средней хромосфере Солнца дают
оценку потока акустических волн «1 104 эрг/(см2 • с) [59], что примерно
в 10 раз меньше, чем необходимо для нагрева короны. Этот результат
подтвержден в работе [208], в которой определена энергия, содержащаяся
в колебаниях переходной зоны между хромосферой и короной на Солнце.
Поток этой энергии равен 9 103 эрг/(см2 • с) — в хорошем согласии с ре-
зультатом [59]. По порядку величины расхождение этих потоков с тре-
буемым потоком хорошо согласуется с ранее полученным результатом
[412].
Итак, возникает вопрос: каким образом генерируется поток механиче-
ской энергии в магнитных областях и какова его величина? Одно из
возможных решений состоит в том, чтобы принять концепцию нагрева
короны волнами, но применить коэффициент усиления, обусловленного
магнитным полем [876] (рис. 84). Из рис. 84 следует, что требуемое
усиление в ~ 10 раз может происходить в областях, где у (= Етав/
/£tUrb) ~ 1- В типичной области фотосферы у верхней границы конвектив-
ной зоны, где t>conv«2 км/с, это должно соответствовать флуктуациям
индукции магнитного поля АВ « 300 Гс; отсюда индукция поля должна
быть по меньшей мере такого же порядка величины. Это слишком вы-
сокое значение: такие индукции достигаются только в небольших доста-
точно локализованных областях. Кроме того, скорость диссипации маг-
нитогидродинамических волн, по-видимому, слишком мала для необхо-
димого нагрева короны. В некоторых исследованиях предлагают различные
типы волн, которые диссипируют с большей эффективностью, однако убе-
дительных доказательств нет. Следовательно, нужно искать другие меха-
низмы.
Предполагалось, что источником коронального нагрева могут быть
корональные петли, в которых возможна аномальная диссипация тока
[1318, 1319, 1599]. Выдвигалось предположение, что случайные движения
в протуберанцах могут генерировать магнитогидродинамические волны
в короне [1650]; следовательно, нагрев должен происходить наиболее
эффективно в корональных петлях, расположенных над протуберанцами.
Хотя грубые полукачественные оценки генерируемого потока, видимо,
дают хорошее согласие с требуемым потоком, это направление исследо-
ваний только зарождается.
Очевидная трудность в применении этих исследований к другим звездам
состоит в том, что в нашем распоряжении очень мало сведений о маг-
нитных полях звезд и нет никакой информации о локализации и гео-
метрии намагниченной звездной плазмы. Тем не менее надо следовать
этим путем, чтобы лучше понять корональный нагрев в звездах. Это
утверждение нужно применять не только к звездам, которые мы тради-
Хромосферы, короны, газ и пыль
289
ционно называем «звездами солнечного типа», но также к горячим звездам,
в звездном ветре которых могут легко развиваться большие возмущения.
Я не вижу причин, почему такие звезды не должны иметь достаточно
сильных (~102 Гс), но пока не измеренных магнитных полей, возможно,
реликтового происхождения. Без сомнения, магнитные поля могут также
играть важную роль в холодных гигантах с протяженными конвектив-
ными зонами.
6.11. НАБЛЮДЕНИЯ КОРОН ЗВЕЗД ВЫСОКОЙ СВЕТИМОСТИ
Пока прямые наблюдения звездной короны с пространственным раз-
решением возможны только для Солнца. Для других звезд приходится
прибегать к косвенным методам, а именно к наблюдениям рентгеновского
излучения звезд; спектральных линий сильно ионизованных элементов в
основном в ультрафиолетовой области спектра; избытков излучения в
инфракрасной, субмиллиметровой и радиообластях спектра.
После открытия рентгеновского излучения от звезд аАиг (Капелла)
[272] и Сириуса [1052 — 1054] рентгеновское излучение было обнаружено
от гораздо большего числа звезд по измерениям на спутниках SAS-3 и
НЕАО-1 и особенно на Эйнштейновской обсерватории. На рис. 88а пред-
ставлена сводка из обзора [1051]. На этой диаграмме, изображающей
положение на лето 1979 г., рентгеновские потоки или их верхние пре-
делы относятся к диапазону энергий 0,16 — 0,28 кэВ. Значительные потоки
измерены только от десяти звезд, среди которых особенно выделяются
сверхгигант 12 Peg(KOIb) и гиганты £Aur(G8lI) и aAur(G5III). Послед-
ний является двойной системой, и, возможно, его рентгеновское излучение
обусловлено двойственностью.
Для сравнения этих данных с результатами теоретических расчетов
помимо рассчитанных параметров короны необходимо знать спектр из-
лучения коронального газа данного химического состава и температуры.
На рис. 886 суммированы данные об излучательной способности плазмы
в диапазоне температур 105 — 108 К ([1051] со ссылками на прежние
работы, главным образом [1049, 1050]). Наиболее важная особенность
этого графика — большой вклад линий, главным образом Si и Fe, в из-
лучение при 10б К. Расчетные характеристики корон взяты из работ
[421, 908, 915], результирующие теоретические рентгеновские потоки для
звезд разных классов светимости показаны на рис. 88а.
После этих первых открытий рентгеновских источников переломный
момент наступил тогда, когда приборы Эйнштейновской обсерватории
были направлены на различные участки неба и зарегистрировали рент-
геновское излучение от большого числа ярких звезд. Теперь мы знаем,
что рентгеновское излучение свойственно большинству звезд главной по-
следовательности, особенно карликам и гигантам (но не сверхгигантам)
класса М и звездам высокой светимости спектральных классов О и В.
В ассоциации VI Cyg открыты рентгеновские источники, связанные со
звездами ранних спектральных классов [636]. На рис. 89а и 896 показаны
19-1092
Рис. 88а. Сравнение наблюдаемых и расчетных светимостей звезд (с коронами) в мягком рентгене; штриховые
линии - расчеты методом минимализации коронального потока, пунктирные линии - расчеты Ландини и Фосси [915].
(Из 1051].)
Хромосферы, короны, газ и пыль
291
Ге1,К
Рис. 886. Объемные коэффициенты излучения j (Т) в диапазоне 0,16 — 0,284 кэВ
в зависимости от температуры короны, рассчитанные для а — гелиевой плазмы;
б — плазмы солнечного химического состава (сплошные кривые — линии и конти-
нуум, штриховые кривые — континуум); в — водородной плазмы [1051].
рентгеновское и оптическое изображения этой ассоциации. Из пяти об-
наруженных рентгеновских источников четыре можно отождествить со
звездами ранних спектральных классов: О61Ь, 05 If, В51а и 071а. По-
следняя из этих звезд является контактной двойной BD + 40°4220 (см.
табл. VIII и XI) — одной из самых массивных двойных. В интервале
энергий 0,2 — 4,0 кэВ эти источники имеют типичные рентгеновские све-
тимости %5-1033 эрг/с и температуры ~106 К.
Другим участком неба, богатым рентгеновскими источниками, является
область, окружающая звезду г] Саг [1400], где открыто большое число
отдельных источников со светимостями ~1033 эрг/с. Два участка этой
области в рентгеновском излучении показаны на рис. 99. Помимо самой
П Саг источники этой области были отождествлены со скоплением звезд
класса О, с отдельными звездами класса О и со звездой типа Вольфа —
19*
292
Глава 6
Рис. 89а. Часть ассоциации Cyg VI по наблюдениям с Эйнштейновской обсерва-
тории. Яркий источник внизу справа — Cyg Х-3.
Райе. Среди отождествленных объектов имеется группа звезд класса ОЗ:
HD93128, HD93129 A, HD93129 В и HD 93250, O3V((f)), описанная
в разд. 3.3; эти заезды принадлежат к объектам самой высокой светимости
в Галактике.
Обнаружение звездных корон с излучением спектральных линий высоко-
ионизованных атомов началось с открытия Мортоном и др. [1114] довольно
высоковозбужденных резонансных линий в спектрах нескольких сверхги-
гантов: CIII X1175, Silll Х1206, NV XI240, SilV XX1394, 1403 и CIV X1550.
Присутствие этих линий указывает на ионизационные температуры 7ф,
достигающие 105 К и выше. Сначала было принято, что к Те1, и было
сделано заключение, что эти звезды должны быть окружены горячими
оболочками. Теперь представляется более вероятным, что по крайней
мере некоторые из этих ионов появились в результате ионизации Оже
фотонами, испущенными более горячей плазмой, обычно называемой ко-
роной [249]. В разд. 7.3 мы покажем, как изучение профиля линии
На в £ Pup и £ Ori позволило установить существование корон у этих звезд.
Другой косвенный метод обнаружения звездных корон связан с изме-
рениями потоков инфракрасного излучения. Показано [253, 256], что
небольшой избыток излучения в интервале 1 — 10 мкм у звезды £ Pup,
Хромосферы, короны, газ и пыль
293
Рис. 896. Та же самая область на карте Паломарского обзора неба (в красных
лучах) с указанием положений рентгеновских источников (север — вверху, восток —
слева) [636]. (Снимок заимствован из Astrophys. J. Фотография любезно пре-
доставлена Гарвардским смитсонианским центром астрофизических исследований.)
а также профиль линии На (разд. 7.3) объясняются моделью тонкой короны
(r/R* от 1,1 до 1,5) с температурой 2 106 К и темпом потери массы
8- IO’6 — 11 • 10~6 Ш1о/год. Довольно малая протяженность короны, должно
быть, обусловлена тем, что плотность звездного ветра достаточно высока,
чтобы поток газа охлаждался при фоторекомбинациях и происходило
быстрое затухание потока механической энергии. Такая модель короны
предсказывает поток рентгеновского излучения в хорошем согласии с
верхним пределом, полученным на Голландском астрономическом спутнике.
6.12. ОКОЛОЗВЕЗДНЫЙ ГАЗ: ОКОЛОЗВЕЗДНЫЕ СПЕКТРАЛЬНЫЕ ЛИНИИ
В некоторых случаях окружающий звезду газ расположен так далеко
от звезды или является относительно настолько холодным, что нужно
говорить скорее об околозвездном газе или об оболочке, нежели о хро-
мосфере или короне. Во всех таких случаях газ либо выброшен звездой,
т. е. обусловлен потерей массы (о чем будет идти речь в гл. 7), либо
звезда и оболочка генетически связаны (случай сжимающейся протозвезды).
294
Глава 6
Существование околозвездного газа обнаруживается различными ме-
тодами: по околозвездным линиям поглощения (см. описание a Sco в
разд. 3.11), по эмиссионным линиям, по-видимому образующимся в протя-
женной разреженной оболочке, часто излучающей в запрещенных линиях, по
инфракрасным избыткам излучения или по радиоизлучению. Важную роль
играет также мазерный эффект, наблюдаемый у многих красных гигантов
и сверхгигантов или у сжимающихся протозвезд. Околозвездные линии
поглощения преимущественно наблюдаются около самых холодных звезд,
так же как и мазерное излучение, тогда как тепловое радиоизлучение
может возникать в протяженных оболочках звезд всех спектральных клас-
сов со звездным ветром.
В этом разделе мы опишем наблюдения околозвездных линий поглоще-
ния или излучения. Пионерское исследование в этой области было вы-
полнено Дойчем [434], который показал, что практически у всех гигантов
и сверхгигантов спектральных классов МО и более поздних наблюдаются
околозвездные линии. Эти линии тем интенсивнее, чем позже спектраль-
ный класс и чем выше светимость звезды. На рис. 90 [1282, 1283] пока-
зана диаграмма Герцшпрунга — Рессела, на которой отмечены положения
звезд поздних классов с околозвездными линиями в спектре. Фактически
во всех звездах самыми сильными околозвездными линиями в видимой
области спектра являются линии Н и К Call. Как правило, поглощение
К3 блендируется околозвездной эмиссией К2. Обе детали имеют фиоле-
Рис. 90. Наличие околозвездной линии К Call в спектрах красных гигантов спект-
ральных классов, более ранних, чем МО, изображенных на диаграмме Герц-
шпрунга — Рессела. Спектральные классы и абсолютные звездные величины взяты
из работы [1757], а некоторые — из [1285]. Точки — звезды, в спектрах которых
всегда видны околозвездные линии; косые крестики — звезды, в спектрах которых
иногда появляются околозвездные линии; кружки — звезды, в спектрах которых
не найдено околозвездных линий; квадратики — HD 138481 и HD 13480; прямой
крестик — а Воо (линии Mgll). В заштрихованной области все звезды имеют
в спектре околозвезные линии [1285].
Хромосферы, короны, газ и пыль 295
—'-------
товое смещение, и смещения (Л) К2 и К3 коррелируют между собой
П281, fig- 2]: ЛК2 «0,26 АК3. В спектрах сверхгигантов классов G и К
ядро поглощения К3 часто бывает переменным по интенсивности и ско-
рости. В звезде yAql, а также в некоторых других звездах временами
виден абсорбционный компонент, расположенный с фиолетовой стороны
от эмиссии К2. Он обозначается К4 й изучен в работах [434, 1281, 1758].
Другие околозвездные линии, такие, как D Na, Cal Х4227, SrII Х4077, На
и т. д., наблюдаются в спектрах гигантов класса М и во всех сверхги-
гантах поздних спектральных классов.
Прежде чем перейти к интерпретации околозвездных линий, опишем
несколько типичных объектов.
Типичной звездой является a1 Her (М511), Дойч [433], изучая спектр
этой двойной звезды, открыл, что самые сильные линии, смещенные к
фиолетовому концу спектра, наблюдаются также в спектре спутника
a2Her(G0II— III), находящегося на угловом расстоянии 4,7" от a1 Her.
Это свидетельствует о существовании очень протяженной оболочки. Список
околозвездных линий опубликован в [1283]. В спектре a Her В никаких
пиний с потенциалом возбуждения больше нуля не удалось обнаружить
[1728], что приводит к заключению Тех = 0. По спектру излучения главной
звезды можно заключить, что в пределах 10 R* должны преобладать
ионы Са++, так что околозвездные линии, во всяком случае линии Call,
должны формироваться за пределами 10 R*. Темп потери массы этой
звездой дан в табл. XLII и равен примерно 0,1 • 10“6 Ш1о/год. Другие ин-
тересные объекты — двойной сверхгигант a Sco класса М [434, 871, 1632],
который был описан в разд. 3.11, и долгопериодическая переменная
Мира Кита (о Cet) [434] (разд. 3.11).
В спектре a Ori наблюдалось около сотни околозвездных линий, боль-
шинство из которых имеют низкий потенциал возбуждения — от 0 до 1 эВ
[1726, 1727]. По кривой роста были определены микротурбулентная ско-
рость «4 км/с и Tkin « 1000 К. Электронная концентрация равна 300 см-3,
а поток частиц в звездном ветре % 108 (см2-с)-1.
Выполнены систематические исследования физических параметров
околозвездных оболочек гигантов и сверхгигантов поздних спектральных
классов [621, 1281, 1282, 1344]. На обсерватории Мак-Доналд с помощью
2,7-метрового телескопа получены спектры высокого разрешения сильных
резонансных линий в видимой области спектра [1344]. При интерпрета-
ции этих наблюдений предполагалось, что оболочка отделена от фото-
сферы, и поэтому можно сделать четкое разграничение между излучением
фотосферы звезды и наблюдаемым линейчатым спектром. Излучение фо-
тосферы образует фоновый континуум, на который проецируется внутрен-
няя часть оболочки, рассеивающая это излучение, так что околозвездные
линии образуются в результате перераспределения фотосферного излу-
чения в-ядрах спектральных линий; в некоторых случаях образуются про-
фили типа Р Cyg. Следовательно, для удаленного наблюдателя число
фотонов в эмиссионном ядре относительно звездного континуума должно
быть равно числу поглощенных фотонов. Кроме того, предполагается,
что профили фотосферных линий симметричны. На основе этих двух
296
Глава 6
предположений устанавливается связь между профилями околозвездных
линий и фотосферными параметрами.
Найдено, что оболочки находятся от звезды на расстоянии нескольких
звездных радиусов, при этом чем выше светимость, тем больше размер
и расстояние этих оболочек от звезды. Для сверхгигантов это разделение
лежит в пределах от 5 до 15 К,. Значения ин меняются от примерно 106
до 2 108 см-3, а отношение 10“6 не зависит от спектрального
класса и светимости. Полная лучевая концентрация лежит в интервале
от 2-1021 до 4-1021 см-2 для гигантов поздних спектральных классов
и от 5-1021 до 2 1022 см-2 для сверхгигантов поздних классов. Около-
звездные оболочки гигантов классов более поздних, чем М5, показывают
дефицит металлов, вероятно вызванный тем, что металлы конденсируются
на пылинках.
В результате обзора наблюдений линий Call, особенно в двойных
звездах, сделан вывод [1281, 1282], подтверждающий результат Веймана
для a. Her, что гиганты ранних подклассов М имеют оболочки, в которых
ион Са++ наблюдается вплоть до расстояний 101?,. Для поздних под-
классов диаметр этой сферы уменьшается. Линии Call образуются вне
этой сферы, где большая часть атомов Са однократно ионизована. Есть
явные указания на то, что скорость расширения в этой сфере растет
с расстоянием от звезды, в самых ранних подклассах М скорость увели-
чивается до «25 км/с, а в более поздних —до «15 км/с.
6.13. ОКОЛОЗВЕЗДНЫЙ ГАЗ: ТЕПЛОВОЕ РАДИОИЗЛУЧЕНИЕ
И ИНФРАКРАСНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ ЗВЕЗД ВЫСОКОЙ СВЕТИМОСТИ
Кроме радиоизлучения в континууме, обусловленного свободно-сво-
бодными переходами, различные околозвездные газовые облака, как
правило в виде расширяющихся оболочек, излучают эмиссионные радио-
линии (главным образом в сантиметровом диапазоне) всегда молекуляр-
ного происхождения. Эти эмиссионные линии большей частью видны
около холодных звезд. Различают слабую тепловую эмиссию (СО, SiO,
Н2О и других молекул) и нетепловое мазерное излучение (ОН, Н2О, SiO).
В этом разделе мы рассмотрим главным образом тепловое излучение
в континууме — в радиодиапазоне и инфракрасном диапазоне, связь этого
излучения со звездным ветпом, и кратко остановимся на нескольких
примерах наблюдений теплового излучения в линиях.
Радиоизлучение самых горячих звезд. Уже «классическим» примером
стала Р Cyg — первая звезда, от которой наблюдали радио г лучение
[1723] на частотах 5 и 10,68 ГГц, а позднее и на других частотах
(см. разд. 3.5 и особенно рис. 33). Спектральный индекс а (определив лый
из соотношения S (v) = v“ const), полученный по самым первым наблюде-
ниям, равен 0,7.
Из сравнения радиоизлучения на этих двух частотах со спектрами,
ожидаемыми от оптически тонкой или оптически толстой газовой оболочки
соответственно, сделан вывод, что на частоте 5 ГГц оболочка должна
быть оптически толстой, а на 10 ГГц должна иметь оптическую толщина
Хромосферы, короны, газ и пыль
297
порядка единицы. На основании этих данных, а также зная потоки на
обеих частотах, можно определять верхний и нижний пределы значений
оадиуса радиоизлучающей области, которые оказались равными 2400
и 260 а. е. соответственно.
Если финять, что температура излучающего газа ~104 К, то элект-
ронная концентрация газа должна быть пе > 2 • 105 см-3 и ЯЛ > 2 • 10-2ЯПо.
Поскольку темп потери массы PCyg 2- 10~5ЯПо/год (см. разд. 7.4), то эта
масса должна быть потеряна звездой за 103 лет. Этот промежуток
времени гораздо короче ожидаемого времени жизни звезды на этой ста-
дии, и, вероятно, разумно предположить, что источником радиоизлучения
Р Cyg является большое облако околозвездного газа, выброшенного
звездой в недавнем прошлом.
После открытия радиоизлучения PCyg в континууме такое излучение
было обнаружено у большого числа звезд, включая звезды О, В, Ое, Ве,
Of, WR, типа Т Таи, а также (прото)планетарные туманности и сверх-
гиганты с эмиссией На. Опубликованы обзоры таких наблюдений [90,
1113, 1383]. Во всех этих случаях радиоизлучение обусловлено весьма
плотным звездным ветром. Критический анализ зависимости плотности
потока радиоизлучения от частоты S(v), а также распространение этой
зависимости в инфракрасную область спектра позволяют в принципе
определить зависимость и (г) и, следовательно, г (г), а отсюда ЯЛ. Для
этого должна быть известна плотность потока на достаточно многих
частотах радио- и инфракрасного диапазонов. Такие данные пока полу-
чены для очень малого, но, к счастью, быстро растущего числа звезд.
Способы анализа этих данных будут описаны ниже в этом разделе, зна-
чения Як представлены в разд 7.4.
Сначала опишем несколько интересных объектов, для которых измерен
поток радиоизлучения.
Известная двойная у2 Vel типа Вольфа — Райе также оказалась источ-
ником радиоизлучения (измеренного на 5,00, 6,27 и 8,87 ГГц: а = 0,6+0,3).
Оно обусловлено излучением при свободно-свободных переходах в около-
звездном газовом облаке размером до г > 1О10 км (102 а. е.), т. е. превы-
шающем радиус системы [1393]. Среди других звезд типа Вольфа — Райе,
излучающих в радиодиапазоне, назовем HD 192163 [1724] и HD 193793
(WC7 + 05) [528].
Первой звездой класса Of, у которой было обнаружено радиоизлучение,
была £Pup(O4ef) с плотностью потока на частоте 14,7 ГГц, равной
7,2 +1,1 мЯн. По этим данным рассчитан темп потери массы (3,9 +
± 0,7)-Ю~5 ЯЛо/год [1113]. Затем с помощью большой синтезирующей
антенны (VLA) Национальной радиоастрономической обсерватории (США)
было открыто радиоизлучение на 6 см от большого числа звезд классов
° и В: 9 Sgt, Pup, XСер, ^OriA, eOri и PCyg; все звезды имеют
высокий'Темп потери массы [3].
На 100-метровом радиотелескопе в Эффельсберге (ФРГ) и радиотеле-
скопе апертурного синтеза в Вестерборке (Нидерланды) были предприняты
поиски радиоизлучения от звезд на частотах 1,4 и 10,69 ГГц [21].
Излучение было обнаружено у нескольких одиночных звезд с эмиссион-
298
Глава 6
ными линиями и звезд, окруженных туманностями. Интересным объектом
оказалась Lk Hal 01 — слабая звездочка с сильным покраснением и эмис-
сией в На, освещающая отражательную туманность NGC 1579. Эта звезда
находится от нас на расстоянии 800 пс и имеет эффективную темпера-
туру ~ 104 К, светимость ее равна 5,5 • 103 LG [21] или >2,5 104 LG [320].
Инфракрасный спектр аппроксимируется спектром абсолютно черного
тела с температурой «800 К — указание на то, что это излучение
обусловлено околозвездной пылью. Околозвездное газовое облако, ответ-
ственное за радиоизлучение, имеет диаметр 400 а.е. и иг%3-105 см”3.
В спектре звезды много ярких эмиссионных линий: Н, OI, Fell, и этот
спектр иногда обозначают буквами F или Fe [1383]. Но вероятнее всего,
центральная звезда является сверхгигантом класса О или В. В инфракрас-
ном спектре линия Вг₽ имеет профиль типа PCyg с компонентом погло-
щения, смещенным в коротковолновую область спектра и указывающим
на потерю массы со скоростью v„ х 400 км/с [1552].
Объектом такого же типа, но относящимся к классу Be, является
MWC349. Данные радионаблюдений этой звезды собраны в [1164]. Опти-
ческие наблюдения [873] показали, что центральная звезда имеет М„ =
— —7,9, 7%nstra >45000 К, тогда как Гринстейн (1973) получил Те в ин-
тервале 16000— 28 000 К. Из данных оптических и радионаблюдений
в [1164] получены следующие параметры (при D = 2,1 кпс): R = И — 170а. е.
и ne = n0(r/R)~2’1 при п0 =9-108 — 3- 10б см-3 (по данным Кухи [873]
и Гринстейна соответственно). Электронная температура оболочки, опре-
деленная при комбинировании радиоинтерферометрических данных с
наблюдаемым радиоспектром, равна 104 К. Согласно оценкам, темп потери
массы 3 10-7пЯЙ©/год, где v — скорость расширения в км/с. По профилю
линии На можно довольно грубо оценить v х 1500 км/с, что приводит
к высокому значению — SOI « 4 • 10” 4 ЭЛ©/год. Однако в результате пере-
смотра данных радионаблюдений получено более вероятное значение
темпа потери массы 7-10“5 9Л©/год [1385].
Еще один пример горячей звезды, окруженной протяженным около-
звездным облаком,—HBV 475 с плотностью потока радиоизлучения
0,008 + 0,002 Ян на частоте 10,68 ГГц [20]. Наличие в спектре широких
эмиссионных деталей, приписываемых Н, Не, а также многократно иони-
зованным атомам С, N и О, послужило основанием для предположения
[377], что этот источник представляет собой звезду типа Вольфа — Райе,
окруженную облаками выброшенного звездой газа. Возможно, этот объект
находится на стадии превращения в планетарную туманность (см.
разд. 3.12). В этой связи необходимо упомянуть также протопланетарные
туманности V1016 Cyg и НМ Sge (разд. 3.12), а также возможные прото-
планетарные туманности Vy 2-2 и М1-92 (разд. 6.14). Все эти объекты
являются радиоисточниками, и наблюдения их очень важны, так как позво-
ляют описывать динамические явления в (недавно сформировавшихся?)
расширяющихся оболочках этих звезд.
Известно, что примерно 40% планетарных туманностей являются сла-
быми радиоисточниками, например NGC2438, оптически тонкая туман-
ность на 21 см. Если принять Те1 х 12000 К, то пе = 2,1 • 102 см”3,
Хромосферы, короны, газ и пыль
299
а масса ионизованного газа ~0,1 SDlo [594]. Другие хорошо изученные
планетарные туманности — М 1-11 (10,6 ГГц [515], 2,7 и 8,1 ГГц [1537],
14 ГГц [21]) и М 1-70 [21]. Выведено приближенное соотношение [816]
1g 5бвзо = -25,8 (±0,8) + 1,671g пе,
где пе — усредненная по туманности электронная концентрация, определен-
ная по интенсивностям нескольких запрещенных линий, и S6630 — плот-
ность радиопотока на частоте 6630 МГц. Однако для разных ионов
получаются разные соотношения, что свидетельствует о стратификации
туманности и уменьшении пе к периферии туманности.
Переходя к самым холодным звездам, отметим, что до сих пор только
у сверхгиганта a Ori (М2 lab) и двух звезд типа Миры Кита: RAql(M6.5e)
и R Aqr(M7e+?) — было измерено радиоизлучение в непрерывном спектре.
Сводка наблюдений на различных частотах дана в работе [177]. Для
a Ori данные наблюдений в радиодиапазоне приводятся также в разд. 3.11.
Суммируя все имеющиеся данные о радиоизлучении звезд в непрерыв-
ном спектре, можно заключить, что источником радиоизлучения явля-
ются главным образом звезды с высоким темпом потери массы, а зна-
чит, окруженные плотными расширяющимися оболочками, которые, кроме
того, имеют довольно высокую температуру (>104 К). Водород в такой
оболочке должен быть в основном ионизован, так что источник радио-
излучения обладает свойствами области Н+. Радиоизлучение обусловлено
свободно-св ободными переходами электронов в кулоновском поле прото-
нов. В этом случае коэффициент излучения eocv 2 В предположении,
что концентрация уменьшается с расстоянием от звезды по закону
и = погспектральный индекс радиоизлучения должен быть равен [1194,
1793]
а = (4₽ - 6,2)/(2р - 1).
Для этого афчая решалось уравнение переноса излучения при Р = 2, что
означает постоянную скорость расширения v, обычно предполагаемую
равной скорости «на бесконечности» v„ в предположении изотермического
звездного ветра. Тогда плотность потока излучения равна
Sv = 23,1 [(y-yv)2'3^2] [(Z/prJ(-W®lo)r4/3> (6.Ш)
следовательно,
-Ш! = 0,095pvcoS3/4J3/2/(Zy1/2gr1/2v1/2) SWe/год, (6.13.2)
где большинство символов имеют обычное значение, у — число электро-
нов на ион, д — фактор Гаунта (31/2/я) {In [(2/cT)3/2/(nZe2vm’/2)] — 1,44};
Z — средний заряд ионов.
Зависимость (слабая) д от v приводит к уменьшению спектрального
индекса а от 2/3 до 0,6, что фактически и наблюдается в нескольких
звездах, для которых имеются соответствующие данные наблюдений;
значит, основные предположения, лежащие в основе уравнения (6.13.1),
по-видимому, правильны. Полезно повторить эти предположения: постоян-
ная скорость и изотермический звездный ветер. Можно ли показать
300
Глава 6
a priori, что эти предположения верны? Предположение v = vx основано
на том, что коэффициенты поглощения и излучения изменяются осХ2,
поэтому на длинных волнах оптическая глубина, равная единице, дости-
гается в достаточно удаленной от звезды оболочке, которая, вероятно,
находится гораздо дальше, чем области, дающие фиолетовый край про-
филя типа Р Cyg в сильных резонансных ультрафиолетовых линиях, обычно
используемых для определения vx. Уверенность в разумности этого
предположения подкрепилась бы достаточным числом интерферометри-
ческих радионаблюдений звезд со сверхдлинной базой, так как такие
наблюдения дали бы прямую информацию о протяженности радиоизлу-
чающей области.
Предположение о том, что звездный ветер на большом расстоянии
от звезды можно считать изотермическим, проанализировано в [90]: газ
начинает охлаждаться из-за расширения, когда скорость адиабатического
охлаждения сравнивается со скоростью лучистого охлаждения. С помощью
этого критерия определен радиус гс начиная с которого становится важ-
ным адиабатическое охлаждение [90]:
rc = 4,3 10lo(-®J/10-eWG)(r/103 км)-2 [км].
Подстановка численных значений дает для £ Pup гс = 4 • 1О10 км (300 а. е.),
что несомненно больше вероятных размеров радиоизлучающей области.
Инфракрасные избытки в излучении звезд. Если звезды достаточно
интенсивно излучают в радиодиапазоне, то можно ожидать также излу-
чения в (далекой) инфракрасной области спектра: интенсивность излуче-
ния при свободно-свободных переходах пропорционально X2. Обнаружение
такого излучения часто имеет неоднозначное объяснение по двум при-
чинам. Во-первых, в большинстве случаев звездные фотосферы также
излучают в инфракрасном диапазоне (но не в радиодиапазоне). Во-вторых,
сильный звездный ветер часто связан с образованием пылевых частиц
на больших расстояниях от звезды. Излучение этой пыли (с типичной
температурой «600 К, разд. 6.15) добавляется к излучению других ком-
понентов. Итак, чтобы выяснить, существует ли избыток инфракрасного
излучения, обусловленный звездным ветром, необходимо знать инфракрас-
ный спектр фотосферы (из модельных расчетов) и вычесть из наблюдае-
мого инфракрасного излучения вклад возможного пылевого компонента.
Это может быть сделано только при детальном изучении инфракрасного
спектра: предполагается, что пылевой компонент должен иметь спектр
излучения абсолютно черного тела, температура которого может быть
определена, тогда как излучение звездного ветра описывается уравне-
нием (6.13.1). Для случая, когда температура его не постоянна, а изме-
няется как Т ос г~т, согласно [640], при и ос г~₽ спектральный индекс
должен быть равен
а = (4Р - т - 6)/(2р - 1,5m - 1), (6.13.3)
а при т = 0 снова получаем формулу (6.13.1).
До настоящего времени «инфракрасные избытки», излучаемые звездным
ветром, были уверенно обнаружены у звезд Be [575, 1792], Р Cyg
Хромосферы, короны, газ и пыль
301
(разд. 3.5), у звезд Вольфа — Райе и у нескольких сверхгигантов ранних
спектральных классов (см. [338], особенно обзор Барлоу). Труднее всего
уверенно отождествить инфракрасный избыток в звездах поздних спект-
ральных классов из-за сложной формы их инфракрасного спектра, испещ-
ренного многочисленными молекулярными полосами. Найден инфра-
красный избыток в спектре красной переменной RXPup (спектральный
класс Ne) [1521]. Спектры этой звезды, полученные в 1972 и 1975 гг.,
показывают эмиссионные линии водорода с профилями типа Р Cyg,
а также запрещенные линии нейтральных и однократно ионизованных
атомов, а в спектрах, относящихся к 1940 г., видны линии высоко-
ионизованных атомов, подобные [FeX] [1519].
Тепловое радиоизлучение молекул наблюдается в звездах типа Миры
Кита, сверхгигантах поздних спектральных классов и в углеродных
звездах. Большинство линий расположено в инфракрасной области спектра.
Тепловое излучение молекул SiO было обнаружено [212] в некоторых
долгопериодических переменных с повышенным содержанием кислорода,
таких, как R Cas, W Нуа, R Leo, VY СМа. Тепловое излучение молекулы
СО найдено в некоторых объектах как с повышенным содержанием
углерода, так и с повышенным содержанием кислорода [1824]. Линии
SiO — это вращательные линии основного колебательного состояния v = 0,
они имеют ширину >20 км/с. Центр тепловой линии SiO соответствует
тому же значению vR, что и средняя скорость мазерных линий (разд 6.14),
так что они должны излучаться одними и теми же областями в обо-
лочках. Ширины линий могут дать информацию о скорости расширения
и о потоке массы [1097, 1098].
Инфракрасные избытки в области 5 — 8 мкм у звезд р Сер (М21а)
и RCas(M7e), равные 0,5 и 1,0т, приписывались тепловому излучению
околозвездных молекул Н2О (в фундаментальной колебательной полосе
v2). Эти молекулы должны находиться на расстоянии 6 и 3R, от звезды
соответственно. В спектре звезды W Нуа типа Миры Кита открыты две
линии молекул HC3N [1023].
Позднее в спектрах всех углеродных звезд с (С/О) > 1 [1044, 1149]
были найдены широкие молекулярные полосы поглощения на 3,05 и 3,9 мкм.
В спектрах богатых кислородом и нормальных гигантов с эмиссией
в На этих полос нет. Полоса на 3,05 мкм с полной шириной по поло-
винной интенсивности »0,3 мкм имеет гонкую структуру и обусловлена
поглощением молекул HCN и С2Н2 [1291], а поглощение на 3,9 мкм
приписывается комбинации молекул CS и С2Н2 [196]. В спектрах угле-
родных звезд наблюдается также поглощение вблизи 10,5 мкм, которое
может быть обусловлено карбидом кремния SiC [786].
6.14. ОКОЛОЗВЕЗДНЫЙ ГАЗ: МАЗЕРНЫЕ ЭФФЕКТЫ
Некоторые сверхгиганты поздних подклассов М, полуправильные пере-
менные поздних классов и переменные типа Миры Кита, а также несколько
пекулярных звезд с эмиссионными линиями, окруженных облаками газа
и пыли, характеризуются очень сильными эмиссионными радиолиниями.
302
Глава 6
Очевиден нетепловой характер этих эмиссий при сравнении их очень
высоких яркостных температур (обычно > 10® К) и ширин линий, которые
указывают на кинетическую температуру порядка 100К. Возбуждение
такого предположительно мазерного излучения должно быть обусловлено
действием некоторого механизма накачки. Мазерный эффект несомненно
возникает в газовых оболочках, окружающих эти звезды, однако и пыль,
которая находится в облаках около звезд, может играть важную роль
в механизме накачки мазеров.
Первые мазерные линии были обнаружены на переходах молекулы ОН
вблизи 1612 МГц [1761 —1763]. Затем было открыто мазерное излучение
молекулы Н2О на ). = 1,35 см у четырех звезд класса М [1384] и за-
регистрировано мазерное излучение молекулы SiO на нескольких часто-
тах в миллиметровом диапазоне [211]. Составлен каталог, содержащий
350 объектов мазерного радиоизлучения, отождествленных в основном
с проэволюционировавшими звездами [490]. Он включает 320 источников
OH/IR, из которых 171 отождествлен со звездами, а 56 источников
мазерного излучения SiO отождествлены с инфракрасными звездами
поздних спектральных классов.
В этом разделе мы рассмотрим наблюдения, относящиеся к излучению
этих трех молекул. Мы опишем несколько типичных объектов и кратко
изложим несколько предложенных интерпретаций этих источников.
Мазерное излучение молекулы ОН наблюдалось на частотах 1612 МГц
(линия-сателлит), 1665 и 1667 МГц (главные линии). Составлен список
источников мазерного излучения ОН, и описаны некоторые характери-
стики этих источников [1279]. Результаты систематических поисков источ-
ников этого излучения представлены в работах [109, 110, 1166, 1296].
Очень многие источники отождествляются с очень красными гигантами
и сверхгигантами: среди них долгопериодические переменные инфракрас-
ные звезды и примерно 50 переменных типа Миры Кита. С излучением
ОН на 1612 МГц связано относительно небольшое число сверхгигантов
класса М [175, 176, 934, 939, 1410]. Среди мазерных источников ОН
нет ни одной звезды типа S с повышенным содержанием углерода. Две
пекулярные звезды раннего класса с эмиссионными линиями, возможно
находящиеся в стадии протопланетарной туманности, имеют в спектре
мазерные линии ОН [389].
Характерная особенность эмиссии ОН состоит в том, что в боль-
шинстве случаев линия выглядит двойной: она состоит из двух эмисси-
онных пиков, разделенных интервалом, который в единицах скорости
изменяется от нескольких км/с до «40 км/с (рис. 91). Детальные иссле-
дования спектров линий ОН на длине волны 18 см в долгопериодиче-
ских переменных показывают, что в некоторых спектрах появляются
эмиссии между этими двумя пиками и наблюдается относительно малое
отношение максимального потока к минимальному. Это свидетельствует
о том, что в этих случаях линии производятся насыщенными или почти
насыщенными мазерами [527]. В работе [776] показано, что в большинстве
из восьми источников OH/IR, исследованных в этой работе, линии-
сателлиты насыщены. Определены положения И мазеров ОН с точностью
Хромосферы, короны, газ и пыль
303
Рис. 91. Профили мазерной линии ОН на 1612 МГц для VX Sgr — источника
класса III (слева) [1279] и для источника класса II, G 30.1 —0.7 [1770, 1771].
+ 5" и показано, что восемь из них с этой точностью совпадают с поло-
жениями мазеров Н2О [496]; примерно половина этих источников связана
с протозвездами и компактными областями Н+.
Согласно классификации Уилсона и Баррета [1762], мазерные источники
ОН можно разбить на три класса (см. также обзоры [1770, 1771]):
Класс I. Одна из главных линий ОН (обычно линия 1667 МГц)
является наиболее яркой из четырех компонентов сверхтонкой структуры
Л-удвоения основного состояния. Профили линий расщеплены на два ком-
понента, отстоящие друг от друга примерно на 7—20 км/с. Этот класс
мазеров связан со звездами типа Миры Кита спектрального класса М
или полуправильными переменными, а также часто ассоциируется с источ-
никами мазерного излучения молекулы Н2О на Л = 1,35 см. Источники
мазерного излучения ОН класса I также часто связаны с компактными
областями Н+ [1011]. Для этого класса мазеров характерен диапазон
собственной светимости от %5 1015 до 5-Ю17 Вт [1296].
Класс 11. Линия-сателлит 1612 МГц является сильнейшей. Она всегда
расщеплена на два доплеровских компонента, разделенные интервалом
20— 40 км/с. В главных линиях 1667 и 1665 МГц излучение более слабое.
Эта группа источников не такая однородная, как объекты класса I, и
ассоциируется со звездами типа Миры Кита поздних спектральных под-
классов М, в спектре которых имеется избыток излучения около 3 мкм.
Изучены кинематические параметры и галактическое распределение боль-
шого числа неотождествленных источников класса II, и подтверждена их
тождественность с переменными типа Миры Кита [778]. Для этих объектов
собственная светимость находится в диапазоне от ~1017 до 5 • 1018 Вт
[1296].
Класс III. Источники представляют собой довольно неоднородную
группу, объединенную общим свойством — они связаны со сверхгигантами.
Членами этой группы являются PZ Cas (М3), S Per (М4е la), VY СМа (М3 —
M5el) ([753], см. разд. 6.16), VXSgr(M4e), АН Sco (М5 la — lab), NMLCyg
304
Глава б
(Мб), MY Сер и IRC 30308. Все эти звезды имеют избыток излучения
около 3 мкм. Они также являются источниками излучения молекул Н2О
и SiO. Главные линии излучения могут быть поляризованы.
Звезды SPer и АН Sco были изучены в работе [111]. Их обнаружили
во время систематического поиска источников ОН среди сверхгигантов
класса М в трех скоплениях. Другой список звезд типа Миры Кита,
являющихся источниками ОН, опубликован в [178]. Статистическая обра-
ботка этого списка показала, что, по-видимому, мазерное излучение ОН
показывают меньше 10 % инфракрасных источников. Вероятно, чтобы
наблюдалось излучение ОН на 1612 МГц, необходима лучевая концентра-
ция молекул по крайней мере от 1017 до 1018 см-2 [956]. Эти молекулы
могут образоваться при фотодиссоциации молекул Н2О межзвездными
ультрафиолетовыми фотонами [484] или на межзвездных пылинках в ре-
зультате налипания на них атомов О [1711]. По-видимому, отсутствует
корреляция между содержанием молекул ОН в мазерных облаках и их
содержанием в фотосфере звезды, а также корреляция между потоками
радиоизлучения ОН и Н2О. Некоторые мазерные источники ОН (10%)
являются также источниками мазерного излучения Н2О [996].
До сих пор найдено лишь несколько систематических характеристик
мазерного излучения, которые могли бы помочь в понимании происхож-
дения излучения ОН в звездах типа Миры Кита и в сверхгигантах
класса М: эмиссии симметрично смещены относительно лучевой скорости
звезды [1277, 1278], интенсивность излучения ОН в мазерных источниках,
связанных с долгопериодическими переменными, показывает запаздывание
по времени порядка 10—50 сут относительно оптической переменности
блеска [776]. Отсюда следует, что мазерное излучение в линиях возникает
в расширяющейся оболочке, окружающей звезду; мазерное излучение
обусловлено механизмом накачки, связанным с инфракрасным излучением
звезды; область мазерного излучения имеет размеры по порядку величины
1011 км (~1000 а. е.).
В сверхгигантах разделение эмиссионных пиков мазера ОН обычно
велико (Ас «30 — 60 км/с). Для мазеров ОН в звездах типа Миры Кита
это разделение в «4 раза меньше, чем в источниках OH/IR. Светимость
мазерных источников ОН растет с увеличением инфракрасного показа-
теля цвета; он минимален для мазеров класса I в звездах типа Миры
Кита и максимален в неотождествленных источниках OH/IR. До 1973 г.
эмиссия ОН в звездах NML Cyg и VY СМа в целом была смещена
в длинноволновую область спектра: в течение 1973 — 1975 гг. она двига-
лась в направлении лучевой скорости звезды [1695]. Интерферометри-
ческие наблюдения показывают, что эти источникй ОН вращаются [387,
997]. Для других источников скорость звезды, по-видимому, очень близка
к скорости центра эмиссии ОН на 1612 МГц [1695].
Линии мазерного излучения молекулы SiO на частоте 86,243 ГГц при-
надлежат переходу (г = 1, J = 2 — 1) [1436], другие переходы соответствуют
частотам 43,122 ГГц (г = 1, J = 1 - 0 [1437]) и 42,820 ГГц (v = 2, J = 1 -0
[211]). Линия (г = 0, J = 2 — 1) возникает при переходах между двумя
уровнями с термодинамически равновесным распределением населенностей.
Хромосферы, короны, газ и пыль
305
Эти линии наблюдаются в различных типах красных или инфракрасных
гигантов, в основном в долгопериодических переменных типа Миры Кита.
Наиболее ярким примером является звезда RCas [1382]. Среди других
объектов выделяются такие звезды, как о Cet, NML Cyg, R Leo, W Hya,
VY CMa, VX Sgr, NML Таи и (симбиотическая?) звезда типа Миры Кита
RAqr [1823]. В работе [230] изучено 17 мазеров SiO, связанных со
звездами типа Миры Кита, до которых известны расстояния, а значит,
и светимости. В настоящее время известно 56 мазерных источников SiO,
которые приведены в работах [77, 148, 490, 791, 935, 1098, 1437]. Прак-
тически все эти источники связаны со звездами поздних спектральных
классов, и большинство из них ассоциируется также с мазерными источ-
никами Н2О, а многие — с источниками излучения молекул СО.
В линиях возбужденных колебательных уровней t> = 1 и t> = 2 в звезде
R Cas скорости главных компонентов симметричны относительно одной
и той же лучевой скорости, но линии v = 2 смещены относительно этой
центральной скорости примерно на 1 км/с. Такой вид спектра предпо-
лагает более или менее симметричную оболочечную структуру области,
излучающей в SiO. Различные наблюдения можно привести к единой
картине поведения функции rrad (R/R,), как показано на рис. 92 [1382].
Во всех звездах с мазерным излучением SiO, за исключением NMLCyg
и R Cas, профили всех линий обнаруживают слабую подстилающую
эмиссию («пьедестал»), и, по-видимому, центральная скорость пьедестала
может быть отождествлена с лучевой скоростью звезды [1438]. Имеется
четкое почти линейное соотношение между («асимптотической») скоростью
расширения оболочки по измерениям линий d = 0 и периодом пульсаций
звезды: v = — 7,7 + 0,04Р для 200“* < Р < 800d.
Для интерпретации механизма накачки мазера SiO представляются
важными некоторые наблюдения.
Во-первых, существует хорошая корреляция между светимостью в ли-
ниях SiO и светимостью самой звезды в области спектра с длинами волн
колебательных переходов (v = 0) -> (г = 2). Эта корреляция убедительно
свидетельствует о том, что в основе мазерного феномена лежит радиа-
тивная накачка. Корреляция предполагает также, что область мазерного
излучения во всех звездах находится примерно на одном и том же
расстоянии от центра звезды.
Во-вторых, излучение мазера SiO довольно сильно линейно поляризо-
вано. У 10 источников мазерного излучения, связанных с переменными
звездами, была измерена линейная поляризация перехода v = 1, J = 2 -> 1,
но не найдено никаких признаков круговой поляризации [1565]. Видимо,
это заключение справедливо для большинства источников SiO, по крайней
мере для тех, которые связаны с переменными звездами. Для хорошо
изученной звезды R Cas параметры Стокса показывают значительные
изменения за характерные периоды порядка суток.
Третьей молекулой, дающей мазерное излучение, является Н2О [1384,
1762], она излучает на частоте 22 ГГц. Опубликован список 40 мазеров
Н2О, из которых 34 связаны с правильными переменными типа Миры
Кита с периодами 264 < Р =$ 56 И при <Р> = 372d, а шесть — с полупра-
20-1092
306
Глава 6
Рис. 92. Лучевые скорости R Cas, измеренные в нескольких мазерных линиях
(указанных на кривых) в предположении симметричной модели. Вверху — модель
истечения, ускоряемого пульсациями, внизу — модель звездного ветра, ускоряемого
давлением излучения, с = t>circ [1382].
вильными переменными [934]. В максимуме блеска этих звезд абсолют-
ные потоки радиоизлучения линии Н2О на 1,35 см «4-Ю43 фотон/с
имеют очень малую дисперсию. Примечательно, что поток не зависит
от периода Р. Опубликован список 82 известных мазерных источников,
которые связаны со звездами [837]. В большинстве случаев эмиссия Н2О
показывает только один компонент или несколько близко расположенных
компонентов с некоторой степенью симметрии. Лучевые скорости всегда
находятся внутри интервала-скоростей линий ОН. Для шести долго-
периодических переменных, которые являются одновременно источниками
мазерного излучения ОН и Н2О, найдено, что разделение компонентов
(в км/с) одинаково для линий ОН и Н2О [439]. С другой стороны,
интенсивности мазерных линий показывают нерегулярные изменения с ха-
рактерными периодами от нескольких суток до нескольких лет [1733].
Сверхгигант класса М S Per имеет целый комплекс линий Н2О на частоте
22 ГГц, которые показывают по меньшей мере пять хорошо различи-
мых пиков в интервале «20 км/с. Они меняют интенсивность с периодом
изменения блеска, но с несовпадением по фазе, доходящим до несколь-
ких сотен суток у различных компонентов [367]. В долгоперисдических
переменных не обнаружено никаких изменений лучевой скорости мазер-
Хромосферы, короны, газ и пыль
307
ных линий Н2О, превышающих 0,5 км/с; это подтверждает, что в таких
звездах околозвездный газ имеет постоянную скорость расширения, свя-
занную с потерей массы (см. разд. 7.4).
Имеет смысл разделить все оболочки с мазерным излучением моле-
кул на следующие два типа. В газе, в котором отношение содержа-
ний атомов (С/О) > 1, будут преобладать молекулы СО, но если (С/О) < 1,
то более распространенными будут молекулы типа ОН, Н2О, SiO.
Оболочки первого типа иногда называют графитовыми, а второго —
силикатными.
Большая интенсивность излучения в мазерных линиях позволяет изу-
чать тонкую структуру источников методом интерферометрии со сверх-
длинными базами. Наблюдения в линии ОН на 1612 МГц [1279] пока-
зали, что структуру источников можно описать моделью «ядро — гало».
Малое ядро (<0,03") с яркостной температурой 109 К, окружено протя-
женным гало (>0,5") с яркостной температурой <108 К. В некоторых
случаях находят на малой площадке (<0,2") более одного ядра. Пред-
полагая, что «типичное» расстояние до этих источников «200 пс, полу-
чаем следующие грубые параметры этих объектов: размеры ядра
<7-10® км, размеры области, занятой несколькими ядрами, <6 109 км,
размеры гало > 1,5 • 1О10 км. Сравним эти значения с другими данными:
для многих звезд типа Миры Кита с известными или надежно оценен-
ными расстояниями размеры области с источниками мазерной эмиссии
Н2О составляют 109 км [1449]. Это значение можно сравнить с радиусом
обычной звезды типа Миры Кита (разд. 3.11), который равен 500RG «
« 3,5 108 км. Таким образом, большинство источников мазерного излу-
чения находится «вблизи» звезды (<2QR,).
Оболочки помимо газа содержат также пыль, обнаруживаемую по
инфракрасному излучению. Размеры таких пылевых гало соответствуют
линейному размеру >3-1О10 км, или 200 а. е. (типичное значение 100R,).
Максимальная плотность в пылевом гало источника IRC +10011 дости-
гается на радиальном расстоянии 5 • 109 км, а само гало тянется вплоть
до 5 • 1О10 км от звезды. В этом промежутке температура пыли умень-
шается от 600 до 200 К. По-видимому, гало нужно интерпретировать
как оптически толстую расширяющуюся околозвездную оболочку или
диск (см. [485]), ускоряемые, вероятнее всего, давлением излучения звезды
с высокой светимостью. Как и у всех подобных объектов, скорость рас-
ширения должна увеличиваться с расстоянием до тех пор, пока не будет
достигнута асимптотическая скорость. Асимптотические скорости газа,
по-видимому, коррелируют со средним значением Мь. Эти скорости можно
приравнять половине расстояния между двумя мазерными компонентами,
и для звезд типа Миры Кита со значениями lg(L/Lo) от 3,7 до 4,3 они
находятся в интервале от 3 до 22 км/с [233]. Мазерное излучение ОН
Должно выходить из тех частей оболочки, доплеровская скорость которых
относительно наблюдателя почти постоянна, т. е. из двух небольших
сегментов передней и задней (относительно наблюдателя) половин расши-
ряющейся оболочки. Это объясняется тем, что направления максимального
мазерного усиления соответствуют направлениям, в которых градиент лу-
20*
308
Глава 6
чевой скорости минимален. Такая интерпретация исключает также гипо-
тезу ударного фронта для модели мазера. Затравочное излучение, под-
вергающееся мазерному усилению (на длине волны 18 см), едва ли может
поступать от самой звезды, скорее оно обусловлено «спонтанным» излу-
чением, возникающим, возможно, в областях с высокой температурой
вблизи ударных фронтов.
Таким образом, можно прийти к следующей общей картине этих
источников. Звезда (с R « 500Ro) окружена расширяющейся газовой обо-
лочкой, большинство мазерных источников находится на расстоянии
^20R,. На расстоянии примерно от 10 до 100R, от центра звезды может
происходить конденсация пыли. Мазерные линии SiO, Н2О и ОН возни-
кают последовательно в оболочках увеличивающегося радиуса от звезды.
Из них самой сильной является, как правило, линия ОН, которая должна
излучаться в областях, находящихся на расстоянии 10—100 R* [1165].
Предполагается, что накачка этой линии обусловлена излучением около
3 мкм, возникающим в пылевой составляющей оболочки. Один из самых
сильных источников, ОН 26,5 + 0,6, может быть объяснен этой моделью.
Он имеет темп потери массы «3-10-5 — Ю ^ЯНф/год.
Хотя описанная модель объясняет общую картину наблюдений для
средних звезд, детальное изучение спектров снова показывает, что природа
сложнее наших упрощенных моделей! Иногда в эмиссионных комплексах
наблюдается пространственная тонкая структура со скоростями мазерных
компонентов в интервале 5—10 км/с. Такие наблюдения показывают, что,
возможно, околозвездные оболочки неоднородны или что такая оболочка
может быть сброшена звездой в несколько этапов, разделенных по
времени. Что касается звезд типа Миры Кита, то образование около них
пыли, возможно, связано каким-то образом с циклом переменности звезды.
Пространственная структура мазеров Н2О, определенная по интерфе-
рометрическим наблюдениям со сверхдлинными базами, в которых в од-
ном случае принимали участие одновременно пять обсерваторий, оказа-
лась сложной и иерархической [1692] (речь идет об источниках, наблю-
даемых в областях звездообразования. — Ред.). Существуют тесные «гнезда»
источников с малыми скоростями и размерами отдельных мазеров
»5-109 км; в самых сильных из них концентрация молекул Н2 дости-
гает 109 — 1О10 см 3. Эти группы мазеров с типичными размерами 4 Ю10 км
часто окружены источниками с более высокими скоростями, охватываю-
щими большую площадь [578, 580, 1691]. Полная протяженность области
с мазерным излучением Н2О порядка 1012 км. Сравним эту величину
с размерами областей излучения мазеров ОН класса II, средний диаметр
которых равен (4 + 2)10“ км [1279, 1380]. Для дальнейшего изложения
стоит отметить, что в одном хорошо исследованном случае (мазерный
источник Н2О в W 49) несколько спектральных компонентов одновременно
изменяют интенсивность с характерными периодами от недели до
нескольких лет. Это свидетельствует о том, что источник возбуждения
мазерного излучения для всех компонентов должен быть одним и тем же.
Этот источник можно отождествить с переменной звездой, заключенной
в пылевой кокон размерами ^4-10“ км (2700 а. е.) [1732]. Подобная
Хромосферы короны, газ и пыль
309
корреляция переменности, но с более короткими периодами, наблюдается
также в VY СМа [368] (разд. 6.16). Представляют интерес компоненты
с высокими скоростями. Они не могут быть гравитационно связаны
со звездой, и в [578] высказано предположение, что эти источники
представляют собой остатки процесса звездообразования. Этот вопрос
требует дальнейших исследований!
Источником другого типа является U Ori — переменная типа Миры
Кита с повышенным содержанием кислорода (О/С > 1), которая является
источником мазерного излучения Н2О, SiO и ОН. В начале 1974 г. излу-
чение главного компонента (1667 МГц) ОН в спектре этой звезды исчезло,
а интенсивность излучения компонента ОН 1612 МГц сильно возросла.
Впоследствии интенсивность излучения на 1612 МГц резко уменьшилась,
а главная линия на 1667 МГц появилась вновь. Можно ли это объяснить
короткоживущими возмущениями в фотосфере звезды [298]?
Опишем некоторые лучше всего изученные объекты. Классическим
примером среди сверхгигантов класса М, не относящихся к типу Миры
Кита, является инфракрасный источник NMLCyg [1142]. На 1= 10 мкм
это, видимо, один из самых ярких объектов, являющийся к тому же самым
сильным из известных источников излучения ОН на 1=18 см. Обычно
считается, что это сверхгигант позднего класса М, подвергшийся сильному
покраснению [754] и находящийся на расстоянии порядка 500 пс. Интер-
ферометрические наблюдения [123, 387] показывают, что излучение ОН
приходит из самых внеших частей облака с угловыми размерами 3,3" х 2,3"
(что соответствует при расстоянии 500 пс линейным размерам 1650 х
х 1150 а. е.). Это облако расширяется и медленно вращается. Самое силь-
ное излучение ОН приходит от внешних областей. Чтобы объяснить
отсутствие излучения ОН от далекой части облака, постулируется, что
оно оптически толстое на 1612 МГц, возможно, из-за поглощения при
свободно-свободных переходах в частично ионизованном газе. Тогда
должно наблюдаться радиоизлучение при свободно-свободных переходах.
Возможно, что источник слабо излучает в радиодиапазоне с плотностью
потока на 2,8 см 12 + 2 мЯн [596], но наличие такого радиоизлучения
поставлено под сомнение другими наблюдениями [603]. На 86 ГГц найден
верхний предел для плотности потока ~270 мЯн [1760]. Обнаружено
излучение на 10,5 ГГц с плотностью потока 27 + 4 мЯн [603], однако
не ясно, приходит ли это излучение от NMI. Cyg или от слабой туман-
ности вблизи объекта, находящейся на расстоянии кпс. Желательны
радионаблюдения с очень высоким разрешением и высокой точностью
определения абсолютных координат. Интерферометрия со сверхдлинной
базой дает высокое разрешение, но не позволяет получить точные
абсолютные координаты объектов.
Самой изученной звездой, в спектре которой видны одновременно
признаки газовой составляющей с многочисленными линиями излучения
как теплового, так и мазерного происхождения и пылевой составляющей
с инфракрасным излучением низкой температуры, является углеродная
звезда позднего спектрального класса CW Leo (IRC +10216) ([675], см.
также [1771]). На X = 5 мкм это самый яркий объект на небе.
310
Глава 6
Спектр пылевой составляющей имеет максимум около 5 мкм и цвето-
вую температуру Тс«650 К [117]. Эта составляющая является, по-
видимому, оптически толстой в визуальной области, поглощает свет звезды
и переизлучает его в инфракрасной области. Эмиссионный пик на «11,5 мкм
свидетельствует о том, что молекула SiC — важный компонент пыли [1562].
Распределение яркости на длинах волн 2,2, 3,5 и 4,8 мкм соответствует
однородному круглому диску диаметром «0,4" [534, 1559]. Эмиссионный
пик на «11 мкм обладает более сложной структурой: во-первых, имеется
компактное неразрешенное ядро диаметром <0,2", во-вторых, — протяжен-
ный компонент, содержащий 91 % всего потока, с характерным размером
на уровне 1/е «0,90". Этот протяженный компонент имеет также круговую
симметрию [1513] в отличие от распределения яркости и поляризации
на более коротких волнах (от 1 до 5 мкм), где получен коэффициент
сжатия порядка 2 [1513].
Оболочка наблюдается в молекулярных линиях СО, CN, CS, HCN,
С2Н, SiS, NH3, SiO и HCN3. Объемы, излучающие в молекулярных
линиях, значительно превышают «звездный» источник и в различных
линиях имеют разные размеры. Для HCN размер <40", а для СО «2,Г
[1700]. Для наблюдений NH3 требуется определенная концентрация мо-
лекул Н2 (из расчетов химического равновесия), что в свою очередь
позволяет оценить массу газовой оболочки: «0,19Ло [137]. Это значение
хорошо согласуется с наблюдаемым темпом потери массы [887, 1096].
Другой известный объект — сверхгигант IRC + 10420 (F8Ia) более ран-
него спектрального класса, чем большинство остальных известных звезд,
связанных с мазерным излучением, спектральный класс которых М3
и более поздний. Это мощный источник мазерного излучения ОН с ти-
пичными характеристиками, свойственными сверхгигантам ОНДЯ, таким,
как NMLCyg и VY СМа (см. разд. 6.16): наиболее интенсивной является
линия 1612 МГц с двугорбым профилем. Инфракрасный спектр ее очень
похож на спектр т] Саг (см. разд. 6.17). Более подробная информация
о газовой оболочке с мазерным усилением линий получена по наблюде-
ниям мазера ОН на 1612 МГц [123, 1133]. Обнаружено восемь отдельных
источников, простирающихся на расстояние «5000 а. е. и имеющих струк-
туру ядер размерами 0,015" («50 а. е.), окруженных гало диаметром
0,15" (500 а. е.). В 1975 г. появилась еще одна эмиссионная линия, сме-
щенная к фиолетовому краю спектра на Аг « 9 км/с. Эта эмиссия нахо-
дилась на угловом расстоянии 0,75" от других источников. Наблюдение
этой эмиссии и высокой круговой поляризации мазерного излучения
в линии ОН можно интерпретировать наличием оболочки радиусом от
2500 до 4000 а. е., расширяющейся со скоростью гехр« 30 км/с. У этой
звезды не обнаружена мазерная эмиссия от молекул SiO и Н2О. Можно
только строить догадки по поводу того, движется ли эта звезда влево
hq диаграмме Герцшпрунга — Рессела, находится ли она на поздней ста-
дии эволюции или же представляет собой объект, еще не пришедший
на главную последовательность.
Еще два интересных объекта — звезды раннего спектрального класса
с эмиссионными линиями Vy 2-2 (М 1-70) и М 1-92, описанные в [389]
Хромосферы, короны, газ и пыль
311
(см. ссылки на более ранние работы). Первый объект является сильным
инфракрасным источником, в интервале от 1,6 до 2,2 мкм Тс « 1800 К,
а между 10 и 18 мкм Тс 190 К, что предполагает существование пылевой
составляющей. Этот источник излучает единственную асимметричную
эмиссионную линию-сателлит ОН на 1612 МГц, накачка которой, воз-
можно, обусловлена интенсивным излучением звезды в дальней инфра-
красной области. Вероятно, наблюдаемая эмиссия приходит от прибли-
жающейся к нам части оболочки, состоящей из пыли и нейтрального
газа, тогда как удаляющаяся часть оболочки, возможно излучающая
другой мазерной компонент, затмевается оптически толстой ионизованной
туманностью, расположенной ближе к звезде. Возможно, объект Vy2-2
представляет собой промежуточную фазу между звездой типа Миры Кита
и планетарной туманностью. Другой объект, М 1-92, называемый за осо-
бенности своей формы также «Следом Минковского», состоит из двух
эмиссионных туманностей, соединенных «перешейком» — слабой красной
звездой, возможно ответственной за излучение этих туманностей. Мазер-
ные линии наблюдаются на частотах 1667 и 1612 МГц, первая линия
состоит из четырех узких компонентов со скоростями от — 15 до +20 км/с
относительно местного стандарта покоя, а более широкий компонент
находится на нулевой скорости. Видимый спектр обеих туманностей со-
держит узкие эмиссионные линии с низким потенциалом возбуждения,
а также несколько более широких линий с профилем типа Р Cyg. Модель
этого объекта можно представить в виде центральной звезды, окружен-
ной плотным уплощенным пылевым диском и сильно разреженным
газовым облаком гораздо большего размера. Две эмиссионные туман-
ности должны представлять собой полярные области облака, куда, как
в более прозрачные части уплощенного диска, проникает свет звезды.
Широкая эмиссия ОН на v = 0 км/с должна возникать в менее плотном
внешнем пылевом гало, ее ширина, соответствующая гехр — 20 км/с, хо-
рошо согласуется со скоростями, определенными по оптическим спектрам
туманностей. Этот объект также считается протопланетарной туманностью.
Для объяснения наблюдаемой интенсивности мазерного излучения
физической моделью излучающей области рассмотрим самый простой
случай насыщенного мазера. Если V — объем излучающей области, £2 —
телесный угол, в котором распространяется мазерное излучение, и АР —
(положительная) разность констант скорости накачки на верхний и на
нижний мазерные уровни, то темп излучения фотонов Ф равен [888]
Ф = V2 ДР И2/4л.
При этом для оптически толстой линии скорость накачки на частоте v
равна
Р (v) = [/ (v)/hc] (nR2/r2) dv/dr.
Здесь Риг — радиусы звезды и области, генерирующей мазерное излу-
чение соответственно, I (v) — интенсивность излучения звезды и dv/dr —
градиент лучевой скорости в области накачки.
Удобно записать АР = т)Р, где т) — эффективность (равная относитель-
312
Глава 6
ной разности населенностей уровней в отсутствие насыщения. — Ред.).
Оценки Т) для многих изученных звезд типа Миры Кита [230] дают
среднее значение 10%.
Рассмотрим теперь несколько физических процессов, приводящих к
инверсии населенностей. Очевидно, что для эффективного мазерного уси-
ления необходимо, чтобы верхний уровень перехода был достаточно
сильно перенаселен, т. е. чтобы «инверсия населенностей» была достаточно
велика. Для каждого типа молекул можно рассчитать условия, при ко-
торых возможна такая инверсия населенностей. Инверсия населенностей
может, например, возникнуть, когда при столкновительных процессах сис-
тема возбуждается не только на соседний уровень (A J = 1), но и на сле-
дующий 3/2. Мазерное излучение ОН на X = 18 см можно объяснить
столкновениями молекул ОН с Н и Н2, что приводит к возбуждению верх-
них уровней Л-удвоения состояния J = 5/2 с последующими спонтанными
переходами вниз на уровни с J = 3/2. При этом столкновительные пере-
ходы между подуровнями J = 3/2 не должны приводить к восстановлению
теплового равновесия этих уровней, а должно сохраняться неравновесное
распределение населенностей (инверсия населенностей), вызванное спонтан-
ными переходами с уровней J = 5/2. Такой процесс может происходить
при значениях концентрации и(Н) от 103 до 1011 см-3 [799].
Исследовалась населенность вращательных уровней молекул СО, SiO
и CS в условиях межзвездной и околозвездной среды (и = 1 — 107 см-3,
Тк = 10 — 100 К, Тг = 2,7 К — температура, характеризующая поле излучения,
которое определяет населенности вращательных уровней) [1665]. Оказалось,
что инверсия населенностей для SiO имеет место в узком интервале
концентраций порядка 105 см-3 для рассматриваемой области температур.
Для других молекул получились похожие результаты. Существенную роль
в поддержании инверсии населенностей может играть пыль, которая яв-
ляется, по-видимому, важной составляющей большинства мазерных объек-
тов. Показано [589], что холодная пыль с температурой Td ниже кине-
тической температуры газа Тк может поглотить резонансные фотоны в
газе, тогда как горячая пыль с Td > Тк может приводить к фотовозбуж-
дению молекул. Рассмотрено распределение населенностей по уровням
и перенос излучения в однородной изотермической газо-пылевой смеси
в плоскопараллельном приближении [165, 1502]. Оказалось, что поглоще-
ние и излучение в непрерывном спектре могут сильно влиять на насе-
ленности уровней. Если Td «с Тк, то инверсия населенностей для некоторых
переходов в молекуле может сильно возрастать. Напротив, при Td « Тк
присутствие пыли может уменьшить инверсию или вообще свести ее
на нет.
Эти представления не помогают решить проблему удивительных сдви-
гов по фазе между компонентами линии Н2О на частоте 22 ГГц и
оптическим излучением S Per [367]. Разность фаз говорит о том, что
накачка мазерного излучения в этой звезде вызвана столкновительными
процессами.
Обсуждение вопросов, связанных с мазерным излучением, можно найти
также в работах [355, 356].
Хромосферы, короны, газ и пыль
313
6.15. ОКОЛОЗВЕЗДНАЯ ПЫЛЬ
Околозвездная пыль была обнаружена по покраснению звезд и по
наблюдениям отражательных туманностей. Позднее, когда астрофизика
освоила инфракрасный диапазон спектра, стало возможным наблюдать
пылевые облака вблизи звезд по их излучению в непрерывном спектре.
Оно обнаруживается в виде избытка, добавляемого к излучению звезды
и характеризующегося цветовой температурой Тс излучения пылевого
облака. Однако еще ранее в спектрах холодных сверхгигантов и пере-
менных типа Миры Кита была открыта [1791] эмиссионная полоса на
Ю-11 мкм.
Полоса на 10—11 мкм довольно широкая — несколько микрометров.
В спектрах с высоким разрешением у нее не обнаруживается тонкой
структуры, поэтому представляется вероятным, что эта полоса обуслов-
лена излучением пылинок различных размеров в облаке или в оболочке
вблизи звезды.
Наличие более слабого избытка излучения в интервале 0,7 — 8 мкм,
особенно заметного, согласно [708], в спектрах переменных звезд, таких,
как SPer, VX Sgr и VYCMa, и объясненного в работе [708] хромос-
ферной эмиссией Н+, не было подтверждено последующими наблюде-
ниями [505]. Это расхождение может быть вызвано завышенной поправ-
кой на межзвездное поглощение в [708].
Другой метод обнаружения пыли около звезд состоит в наблюдении
поляризации излучения, рассеянного на пылевых частицах. В одних слу-
чаях пыль открыта при наблюдениях поляризации излучения звезды, в
других обнаруживается окружающая звезду область поляризованного света
(гало) [1036].
Некоторые сверхгиганты позднего класса показывают собственную ли-
нейную поляризацию, которая к тому же зависит от длины волны.
Такие наблюдения сделаны для рСер (М21а) [1031, 1032] и для a Ori
(Ml.5 lab) и а Sco (Ml.5 lab).
Наблюдения a Ori показывают, что изменяются как величина поляри-
зации, так и позиционный угол плоскости поляризации с характерным
временем порядка одного года, как если бы поляризация была вызвана
асимметрией облака или его асимметричной освещенностью, изменяющейся
с таким же характерным временем. Зависимость от длины волны частично
подобна рэлеевской (увеличивается в сторону коротких длин волн, при-
близительно ocV4) и может быть обусловлена рассеянием на связанных
молекулах. Однако отклонение от закона к-4 на длинах волн <:0,48 мкм
может указывать на присутствие пылинок размером «0,1 мкм.
Пылевые оболочки существуют не только около холодных звезд, они
существуют около звезд всех спектральных классов независимо от класса
светимости с достаточно высоким темпом потери массы. Так, по-видимому,
все звезды классов О — ВЗ с Mv < -4m краснее, чем звезды тех же
спектральных классов меньшей светимости [762, 1213]. Это приписыва-
ется существованию пылевых оболочек вокруг звезд. Такие оболочки долж-
ны быть, в частности, у молодых звезд, еще находящихся на стадии
314
Глава 6
гравитационного сжатия, таких, как объекты Хербига Ае и Ве. Многие из них
изучены в [643] и показывают инфракрасные избытки, котрые могут
быть обусловлены тепловым излучением пыли (оставшейся от процесса
звездообразования?) с цветовой температурой 30 — 70К.
В разд. 3.4. мы упомянули, что пылевые оболочки, иногда переменной
яркости, существуют около поздних углеродных звезд Вольфа — Райе.
Пылевые облака существуют также около звезд Ве, примерно 10%
всех звезд Ве имеют инфракрасные избытки вблизи 2—3 мкм [17]. Такие
избытки должны быть обусловлены достаточно горячим пылевым обла-
ком (~ 103К). Присутствие пылевых облаков, излучающих на 2—3 мкм,
более типично для звезд с относительно низкой температурой и с эмис-
сионными линиями. В этих облаках также имеется разреженный газ,
проявляющий себя при пе > 105 см-3 излучением в запрещенных линиях,
таких, как [ОН] и [SII].
Кроме звезд Ье пылевыми оболочками окружены многие другие
объекты с эмиссионными линиями различных спектральных классов. Так,
измерены [317] инфракрасные избытки в области около 20 мкм в эмис-
сионных туманностях NGC7635 (центральная звезда BD+60°2522,
06.5 ПН) и IC 1470 (спектральный класс центральной звезды O7f). Избытки
указывают на цветовую температуру 180 и 150 К соответственно и,
вероятно, обусловлены пылевой составляющей туманности. Обнаружены
пылевые облака около шести из восьми изученных в [643] объектов,
главным образом холодных звезд с эмиссионными линиями, таких, как
LkHa 101, RMon, MWC1080. Значения Тс малы, ~20—100 К. Некоторые
облака довольно протяженны.
В работе [928] приведено значительное число углеродных звезд,
окруженных пылью, из обзора AFCRL на 4, И и 20 мкм. Среди них
особенно выделяется, по-видимому, объект CRL 3068. Его пылевая обо-
лочка должна иметь большую оптическую толщину. Этот объект был
открыт как инфракрасный источник в обзоре на 11 мкм. Узкополосная
инфракрасная спектроскопия непрерывного спектра позволила определить
его цветовую температуру Тс = 350 К. Южные объекты обзора были
изучены в другом диапазоне длин волн [18]: большинство звезд, окру-
женных пылью, оказались углеродными звездами и звездами поздних
подклассов М, но, кроме того, в обзоре оказалось несколько эмиссионных
туманностей, звезды типа WC и Ве и объекты, находящиеся вблизи или
внутри отражательных туманностей.
Размеры достаточно протяженного пылевого облака могут быть опре-
делены прямым оптическим сканированием для таких, например, объек-
тов, как Lk На 101, R Мо'п и MWC1080, у которых размеры облаков > 40"
[643]. Для четырех звезд поздних классов были применены интерферо-
метрические методы [1511] и получены следующие результаты: a Sco
(М1.5 lab) — оптически тонкое пылевое облако начиная примерно с г > 12R,',
a Qri(M 1.5 lab) — оптически тонкое пылевое облако начиная с г > 12R,
(от этой звезды половина излучения на 11 мкм приходит из оболочки
радиусом 30 R. [1014]); VY СМа (М3—M5I) — оптически толстая оболочка
с гауссовым распределением интенсивности и размером на уровне 1/е>
Хромосферы, короны, газ и пыль
315
оавным «0,58"; R Leo (М6.5е—М9е) — однородная сферическая оптически
тонкая оболочка диаметром 0,28" (x5R,).
Однако, без сомнения, протяженность пылевого облака может быть
гораздо больше, как показано для двух звезд, упомянутых выше:
в разд. 6.16 мы опишем VY СМа; рис. 97 дает особенно ясное представ-
ление о протяженном пылевом облаке, обнаруженном по измерениям
поляризации гало, окружающего звезду. Поляризационные измерения
участков неба вокруг aOri также указывают на существование оболочки:
плоскость преимущественных колебаний электрического вектора образует
прямой угол с направлением на звезду. Даже на расстоянии 90" от звезды
(17000 а. е. «6000R.) еще обнаруживается едва заметная поляризация
(1,7а), во всяком случае, вплоть до расстояний «30" оболочка прослежи-
вается уверенно.
Очевидно, что дальнейшие усовершенствования методов наблюдения
поляризации в окрестностях холодных сверхгигантов позволят обнару-
жить существование более протяженных пылевых облаков около таких
звезд.
После этого краткого обзора наблюдений обратимся к астрофизиче-
ским измерениям, позволяющим определять физические свойства частиц
и пылевых оболочек.
Область на диаграмме Герцшпрунга — Рессела, занимаемая звездами,
в инфракрасном спектре которых видна силикатная эмиссионная полоса
около 11 мкм, вероятно, содержит все звезды, расположенные выше
Рис. 93. Двухцветная диаграмма для сверхгигантов поздних спектральных клас-
сов (крестики — 1а, кружки — lab). Две верхние сплошные кривые — двухцветная
зависимость для фиксированных значений (R/R,) (Т/Т,)112, которые указаны около
кривых. Штриховая линия отделяет звезды класса светимости 1а от звезд класса
lab [543].
316
Глава 6
линии, проходящей через спектральные классы Мб III, Ml lab, G8 la, GO Ia+
(см. библиографию в [1281]).
Некоторое представление о свойствах пылевых оболочек и самих
пылинок можно получить, используя метод обработки результатов четы-
рехцветной фотометрии, развитый в [586]. Если излучение пыли обуслов-
лено почти сферической оболочкой, расположенной далеко от звезды,
то поток на длине волны к будет равен
F, = F? {[(/?2Td/F2T.) - 1] (1 - е~ч) + 1}, (6.15.1)
где Rd и R. — радиусы оболочки и звезды, F> и F* — соответствующие
потоки излучения, Td и Т. — температуры и = v^d — оптическая толщина
оболочки, a d — ее эффективная геометрическая толщина. Предположим,
что известны коэффициенты поглощения для трех длин волн спектра:
хь х2, х3. Тогда можно построить двухцветную диаграмму, включающую
потоки на трех длинах волн, например диаграмму (Fj — F2) — (F2 — F3)
(рис. 93). Любое значение (Rd/R,)2 (Td/Tt) на этой диаграмме определяет
кривую, зависящую от оптической толщины. Область вблизи начала
координат занимают звезды с пренебрежимой или малой инфракрасной
эмиссией. Температура пыли Td находится из сравнения измерений в двух
цветах, а по положению звезды на диаграмме определяют 7\ и путем
несложных расчетов Rd. До сих пор по наблюдениям на длинах волн
3,5; 8,4; И и 18 мкм средние температуры оболочек получались в интер-
вале от 400 до 1000 К [573, 586], причем большинство измерений давало
значение около 1000 К. Для 60 инфракрасных источников определены
оптические толщины в центре полосы поглощения на 10 мкм (0,4—6),
эквивалентные ширины этой полосы (1,4—8 мкм) и соответствующие зна-
чения температур пыли в оболочках (200 — 700 К) со средним значением
л 300 К [446, 613]. Эта средняя температура отягощена, однако, эффектом
селекции: у источников с Та 300 К на длину волны 10 мкм приходится
максимум интенсивности излучения.
Принимая Т х 700 К, можно по двухцветной диаграмме [543] опреде-
лить оптические толщины и радиусы оболочки Rs. На X = 11 мкм для
различных групп звезд получаем:
т (11 мкм) туя»
Переменные типа Миры Кита 1 5
Сверхгиганты класса М lab 0,2 10
Сверхгиганты класса М 1а 0,1 20 [714]
Сверхгиганты класса G 1а 0,8 20
Сверхгиганты класса GIa+ 0,4 40 [713]
Таким же образом исследовались 22 холодные углеродные звезды
(в основном классов С4—С9), для которых имелись фотометрические
данные вплоть до 3,4 мкм [125 —127]. Инфракрасное излучение с X > 1,2 мкм
приходит от оптически тонкой пылевой оболочки со средними размерами
внутреннего и внешнего радиусов, выраженными в долях радиуса фото-
Хромосферы, короны, газ и пыль
317
сферы, 1,61 и 1,86. В таких пылевых оболочках могут преобладать боль-
шие графитовые пылинки радиусом (2,0 + 0,3) мкм с температурой
~1350 К—гораздо выше значений, полученных другими авторами по
спектральному распределению энергии излучения пыли. Описываемые
наблюдения не распространялись достаточно далеко в инфракрасную
область, и температура пыли определялась просто по формуле Tgr =
= Те (KPh/2^sh)1/Z, гДе Rsh — средний радиус оболочки. Полученное таким
образом высокое значение температуры может также объяснить найден-
ные весьма малые значения оптической толщины.
В дальнейшем температура пыли оценивалась в [1548]. Были измерены
инфракрасные избытки у 16 звезд в области 10 мкм в пяти длинах волн
между 8,4 и 12,5 мкм (Х/ЛХ яг 50). Можно принять, что избыток излучения
пропорционален функции Планка и оптической глубине тогда темпера-
туру оболочки можно оценить, сравнивая наблюдаемый избыток излуче-
ния с расчетным. Наилучшее согласие получается при Т» 250 К.
Итак, различные определения температуры пыли, основанные главным
образом на многоцветной фотометрии в инфракрасной области спектра,
дают широкий диапазон температур — от 200 до 1000 К. Если имеет
смысл говорить о среднем значении, то, вероятно, следует принять
600 ± 300 К.
Может возникнуть вопрос: действительно ли большой разброс значе-
ний температуры пыли отражает реальный диапазон температур или он
обусловлен ошибками в измерениях и(или) методом интерпретации?
Необходимо осознать, что большинство пылевых оболочек являются
оптически толстыми (т » 1), и для правильной интерпретации наблюде-
ний необходимо подробное изучение процессов переноса излучения через
оптически толстую пылевую оболочку. Разработана соответствующая
теория [623, 1595]. В работе [623] предполагается, что существует спектр
размеров частиц пыли и ему соответствует набор распределений темпе-
ратуры !
Исследована связь между основными параметрами звезды, темпом
потери массы и наличием околозвездного пылевого облака [1281, 1282].
Мы уже упоминали, что для горячих звезд существование околозвездной
пыли зависит не столько от температуры или светимости звезды, сколько
от темпа потери массы. В разд. 7.4 мы даем линейное соотношение между
lg(-W9 и lg(L/gR) — отношением светимости звезды к ее (отрицательной)
потенциальной энергии, следовательно, существование и протяженность
пылевых облаков также должны быть связаны с этой величиной. Со-
гласно [543],
&F = F(3,5 мкм) — F(11,4 мкм) = 2,5 lg [—ct (RdTd/R,T,) 9)1 + 1]. (6.15.2)
Подставляя — 'SR = c2L/gR в (6.15.2), получим
AF = 2,5 lg [с3 (RdTd/RT) (L/gR) + 1].
По графику lg (L/gR) — AF можно определить различные значения посто-
янной с3 (рис. 94), ее значения между верхней и нижней кривыми раз-
личаются в пять раз. На рис. 94 видно также, что для получения
318
Глава б
Рис. 94. Зависимость величины L/gR (в солнечных единицах) от избытка инфра-
красного излучения, обусловленного силикатами (данные взяты из разных источ-
ников). Сплошные линии — инфракрасные избытки, рассчитанные в предположении,
что ЗК ос L/gR [1281]. Точки — спектральный класс М4 и более поздние, кружки —
сверхгиганты класса М, треугольники — сверхгиганты класса К, косые крестики —
сверхгиганты класса G, прямые крестики — скопление h и х Персея, М — звезды
типа Миры Кита.
наблюдаемого значения инфракрасного избытка звезда должна быть
довольно холодной и ее светимость должна быть больше определенного
предела. Этот предел соответствует L/gR 1,5 • 105 (где все три параметра
даны в солнечных единицах).
В [869] использован другой подход к проблеме связи между звездным
ветром и существованием околозвездного газо-пылевого облака. Найдено,
что чисто газовое облако может существовать только около звезд,
у которых истечение вещества характеризуется высоким значением потока
2 _____________ ?
импульса pv ; при меньших значениях pv должно появляться газо-пылевое
облако (рис. 95). Значение отношения F (10 mkm)/F (2,2 мкм) показывает,
образуется ли газовое или запыленное облако. В работе [232] предпола-
гается, что в звездном ветре холодных гигантов температура уменьшается
с расстоянием от звезды и газ, находящийся дальше ~2R„ становится
достаточно холодным для образования в нем пыли.
Химический состав пыли трудно определить, поскольку доступные дан-
ные наблюдений, такие, как профиль эмиссионной полосы на 10 мкм,
поляризация и т. д., можно объяснить в разных моделях. Сравнение
наблюдаемых профилей полосы на 10 мкм с лабораторными спектрами,
а также теоретические разработки, основанные на космической распростра-
ненности химических элементов и на разнообразных гипотезах образова-
Хромосферы, короны, газ и пыль
319
Рис. 95. Зависимость отношения потоков излучения на 1 = 10 и 2,2 мкм Flo/F2,2
от потока импульса pv2. Точки — пыль, крестики — излучение, обусловленное сво-
бодно-свободными переходами [869].
ния пыли, приводят к вероятному выводу, что пылинки в основном
состоят из силикатов и имеют размеры порядка десятых долей микро-
метра [586].
Предложенные модели химического состава пылевых частиц включают
гидратированные силикаты [919]: ниже температуры 500 К силикатные
пылинки становятся гидратированными; загрязненные силикаты: у чисто
силикатных частиц коэффициент поглощения гораздо меньше и поэтому
они не могут точно воспроизвести профиль эмиссионной полосы на
10 мкм. Совсем недавно в качестве возможных составляющих пыли были
предложены частицы, состоящие из оливина (Mg, Fe)2 SiO, или энстатита
(Mg, Fe)SiO3 [1469], или филосиликатов, содержащихся в углистых хонд-
ритах [447, 537, 1815]. Последние хорошо поглощают на 10 мкм, но
лабораторная ширина полосы оказывается уже наблюдаемой.
Лабораторные исследования показали [390, 391], что наблюдаемое
поглощение на 10 мкм и наблюдаемый коэффициент экстинкции в опти-
ческой области спектра производят магниевые силикаты, а также, что они
Должны при охлаждении до 80 К давать избыток излучения на 20 мкм.
Другие исследователи [1303] соглашаются с тем, что при охлаждении
поглощение в лабораторных опытах растет. Однако в работе [1325] для
оливина не получено такого эффекта в полосе на 10 мкм. Но из сравнения
наблюдений с лабораторными измерениями оказалось [445], что полоса
на 10 мкм действительно может быть обусловлена оливином, а лаборатор-
320
Глава 6
ные исследования [456] дают аргументы в пользу SiO: форма полосы
межзвездной экстинкции на 9,6 мкм очень напоминает лабораторный
профиль коэффициента экстинкции для частичек SiO диаметром «1 мкм.
Для модели сферического пылевого облака, окружающего звезду, рас-
считано распределение энергии в непрерывном спектре [785]. В облаке
предполагалось лучистое равновесие, варьировались следующие парамет-
ры: оптическая толщина и радиус оболочки, функция распределения
силикатных и графитовых пылинок по массам. Результаты расчетов
показали, что, по-видимому, трудно воспроизвести наблюдаемый спектр,
если не предполагать, что оболочки содержат «загрязненные» силикаты
(которые на X < 8 мкм поглощают сильнее «чистых» силикатов).
Частицы пыли, рассеивая излучение, могут также вызывать поляризацию
света в оптической области, если эти частицы не сферические, а вытяну-
тые или если сама пылевая оболочка звезды асимметрична. Опубликован
обзор на эту тему [1818]. Изучалась поляризация 18 очень холодных
звезд в семи полосах спектра от 0,3 до 1 мкм, и для большинства этих
звезд найдена сильная поляризация (до 15 и 20% вблизи 0,3 мкм) [867].
Степень поляризации может изменяться с длиной волны [dp/d(l/i)» 5%
на мкм-1 для звезды CIT6] и с периодом изменения блеска (порядка
нескольких суток). Существует хорошая корреляция между средней сте-
пенью поляризации и интенсивностью силикатной полосы на 10 мкм.
Представляет интерес соотношение между средней степенью поляриза-
ции р (в видимой области спектра) и расстоянием W между эмиссионными
компонентами ОН на 18 см; степень поляризации растет с ростом W.
Получено приближенное соотношение р(%) » — 2 + 0,1 W при W > 10 км/с,
р х 0 при W <, 10 км/с.
Средний радиус пылинок, получаемый из сравнения различных моде-
лей пылинок, рассеивающих свет, с поляризационными наблюдениями,
для силикатов равен 0,08 мкм и немного меньше для железных и гра-
фитовых частиц. Для пыли, окружающей т] Car, d х 0,1 мкм [1708].
Подводя итог рассмотренным частично противоречащим друг другу
результатам, позволим себе сделать следующее заключение: околозвезд-
ные пылинки состоят из окислов кремния и загрязненных силикатов,
имеют размер ~0,1 мкм и среднюю температуру ~600 К.
6Л6. ОКОЛОЗВЕЗДНЫЕ ГАЗ И ПЫЛЬ: КРАСНЫЙ СВЕРХГИГАНТ VY СМа
Звезда VY СМа (М3 — М5е!) с Те = 2740 К является неправильной
переменной, окруженной протяженными пылевыми облаками. Это следует
из того факта, что звезда погружена в небольшую отражательную
туманность (8" х 12"), а в ее спектре наблюдается инфракрасный избыток
[584, 753]. Звезда также окружена газовой оболочкой, о чем свидетель-
ствует радиоизлучение на 3,5 мм [1760] с плотностью потока 0,2+0,07 Ян.
Кроме того, эта звезда является мазерным источником — она наблюдается
в мазерном излучении молекул ОН, Н2О и SiO. Это один из самых
ярких источников инфракрасного излучения нашей Галактики. Много-
численные сведения о свойствах ее излучения можно найти в работе [1308].
Хромосферы, короны, газ и пыль
321
VY СМа находится в пограничной области между протяженным
(~15 пс) молекулярным облаком, изученным в [897], и огромной (~5°)
областью Н+ S310. Эта область Н+ возбуждается горячей звездой класса
О т СМа, а также, вероятно, массивной двойной UW СМа (O7f + 08.5 II)
(табл. VIII), кроме того, она содержит большое число очень молодых
объектов и скопление NGC 2362. На краю S 310, вблизи VY СМа, нахо-
дится яркий «ободок» [673], возможно ответственный за радиоизлучение.
Этот ободок совпадает с областью усиления излучения в молекулярном
облаке СО. Поскольку лучевая скорость VY СМа близка к лучевым
скоростям молекулярного комплекса и звезд скопления NGC2362, вполне
возможно, что существует физическая связь между VY СМа, молекулярным
облаком и скоплением. Следовательно, известны расстояние до звезды
(1,5 кпс [672]) и ее светимость (5 -105 Lo). С учетом положения VY СМа
на диаграмме Герцшпрунга — Рессела можно оценить ее массу ~20SRe.
Неопределенность этого значения (с точностью до множителя 2?) связана
с неопределенностью ее эволюционной стадии: это или сжимающаяся
протозвезда или уже проэволюционировавшая звезда. Соседство с много-
численными молодыми объектами говорит в пользу первого пред-
положения.
Звезда, вероятно, окружена также газовой оболочкой, обнаруживаемой
по тепловому излучению в линиях SiO на 8,3 мкм [570]. Вблизи этой
длины волны на 10 мкм был измерен радиус звезды в непрерывном
излучении, оказавшийся равным 0,21 + 0,06" [1014]. Однако авторы работы
[570], основываясь на довольно высоких температурах возбуждения вра-
щательных и колебательных уровней молекулы SiO («600 К), считают,
что излучение в линиях должно возникать еще ближе к звезде (по их
оценкам, на ~0,15"), тогда как на расстоянии 0,2" нужно ожидать
Trot « Tvib « 400 К. Наблюдаемое отношение содержаний (SiO/H) « 10“ 6,
и, следовательно, [Si/H] « —1,5, поэтому большая часть кремния на таком
расстоянии от звезды должна быть в форме пылинок.
В более далекой инфракрасной области внутренняя пылевая оболочка
наблюдается непосредственно. В разд. 6.15 упоминалось об измерениях
на 11 мкм радиуса внутренней пылевой оболочки [1511], которые привели
к значению 0,58" от центра звезды по уровню интенсивности 1/е в пред-
положении гауссова распределения. Получены значения для верхних пре-
делов радиусов на 1,25 и 3,7 мкм, оказавшихся равными 1,05" и 0,52"
соответственно [122].
По-видимому, внутренняя пылевая оболочка, окружающая эту звезду,
наблюдалась также в видимой области спектра. Еще в 1927 г. ван ден Бос
объявил об обнаружении звездообразного «спутника» на расстоянии 0,56"
от VY СМа. В дальнейшем было подтверждено существование спутника,
который, видимо, двигался с постоянной угловой скоростью (~0,87год),
и в 1970-х годах разделение компонентов увеличилось до 0,7". Поскольку
движение спутника не подчинялось кеплеровскому закону площадей,
а массы, рассчитанные для круговых орбит (в предположении расстояния
до звезды 1500 пс), оказывались невероятно высокими (4600 ®iG), было
сделано предположение [1696], что звезда окружена близко расположенным
21-1092
322
Глава 6
к ней вращающимся пылевым облаком, имеющим неоднородную струк-
туру, сквозь которую свет от звезды проникает в более удаленные части
облака. Такая картина хорошо согласуется с наблюдениями, по которым
изменения блеска звезды и «спутника» происходят одновременно. Кроме
того, расстояние до «спутника» (0,6") хорошо согласуется с радиусом
пылевого облака [1511]. Если масса звезды VY СМа равна 20Ш1о, то рас-
стояние неоднородного облака до звезды должно быть равным 0,15", или
230 а. е. (я» 16 R,), чтобы оно вращалось с наблюдаемой угловой скоростью.
Интерферометрия со сверхдлинными базами, проведенная различными
группами исследователей (см., например, [1308]), показала, что область
мазерного излучения имеет размеры примерно 2,5" х 1", что соответствует
5 • 1011 х 2 • 1011 км, или 7 • 105Re х 3,2 105R*. На этой площадке найдено
около десяти отдельных источников диаметром ~5 • 108 км (700 Ro). Есть
свидетельства в пользу того, что область мазерного излучения вращается
относительно звезды с периодом до 104 лет [997], что могло бы объяснить
долгопериодическую составляющую переменности этих источников, если
они узконаправленны. Интенсивность излучения и профили мазерных ли-
ний отдельных источников изменяются со временем [1299], а также
непрерывно меняются положения и число источников. Это отчетливо видно
на рис. 96 (который показывает расположение мазерных источников
в январе 1974 г. и сентябре 1976 г.) и на рис. 97, где наряду с другими
объектами даны положения мазерных источников в начале апреля 1973 г.
Заметные изменения происходят, по-видимому, за периоды порядка
Рис. 96. Карта, изображающая спектральные компоненты объекта VY СМа,
построенная по данным о частоте интерференции. Размеры пятен пропорциональ-
ны значениям плотности потока (а не угловым размерам) каждого компонента.
Цифры у каждого пятна означают лучевые скорости, соответствующие эмисси-
онному пику спектрального компонента в кросс-корреляционном спектре. Возрос-
шее число деталей в эксперименте 1976 г. в первую очередь объясняется тем,
что был значительно расширен диапазон исследуемых скоростей. Прослеживается
непрерывное изменение структуры, особенно очевидное при сравнении с наблю-
дениями в апреле 1973 г., показанными на рис. 97 [1308].
Хромосферы, короны, газ и пыль
323
Рис. 97. Карта расположения 13 главных компонентов излучения ОН на 1612 МГц
в VY СМа по наблюдениям в апреле 1973 г. [1089]. Контуры соединяют точки
равных потоков неполяризованного излучения туманности, превышающих уровень
фона на 17, 50 и 150 произвольных единиц. Длина отрезков пропорциональна
степени линейной поляризации излучения, масштаб приведен в нижнем правом
углу, а направление линий перпендикулярно плоскости преимущественных коле-
баний электрического вектора Е. Центр расширения модели совмещен с фото-
метрическим центром [1771].
нескольких месяцев, и изменения отдельных конденсаций коррелируют
между собой, что соответствует предполагаемому механизму накачки
центральным источником [368]. Источники мазерных линий с низкими
скоростями, по-видимому, концентрируются к центру области. Видимую
симметрию комплекса источников линий SiO v = 1, v = 2, J = 1 — 0 [211]
можно объяснить тем, что эти молекулы находятся в околозвездном
кольце [1610]. Это — разумное предположение, так как самым устойчивым
образованием околозвездного газа, по-видимому, является экваториальное
кольцо.
Полная масса газа в области мазерного излучения порядка 10“1 9ИО,
а полная масса молекул Н2О ~10-49Ие. Концентрация газа в этих
0 ластях Hgas к. 109 см-3. По профилю типа Р Cyg в линиях SiO на 8,3 мкм
улучена скорость истечения газа 15 км/с на расстоянии 0,15" («3-1010 км«
~ • 10 Ко) [570]. Предполагая, что скорость расширения в области
азерного излучения равна »20 км/с, радиус ~1О10 км, получим темп
21*
324
Глава 6
потери массы звездой, —ЭЙ = 2- 10-39Ле/год. Это значение очень велико,
вероятно, чрезвычайно велико, если учесть, что мазеры находятся в отно-
сительно плотных частях оболочки. Необходимо отметить, что такой темп
потери массы примерно в 103 раз выше наблюдаемого в красных гиган-
тах и сверхгигантах сравнимых спектральных классов (табл. XLII). Усом-
ниться в таком высоком темпе потери массы заставляет и то, что в таком
случае требуется всего 104 лет, чтобы звезда потеряла 20 9Ле — свою
современную массу. Однако, чтобы истечение газа со скоростью 20 км/с
оказало воздействие на яркий ободок (находящийся на расстоянии «3 пс
от звезды), звезда должна начать терять массу уже 1,5 - 105 лет назад [897].
Отсюда более разумная оценка темпа потери массы должна быть порядка
несколько единиц на 10“49Ие/год.
Наконец, сравним карту области VY СМа, полученную с помощью
интерферометрии со сверхдлинной базой, с поляриметрическими измере-
ниями этого источника (рис. 97). Такое сравнение обнаруживает отчетли-
вую связь между степенью и позиционным углом плоскости поляризации
(вероятно, обусловленной частицами пыли), зависящую от положения
относительно звезды.
6.17. ОКОЛОЗВЕЗДНЫЕ ГАЗ И ПЫЛЬ: ОБЪЕКТ ц Саг
Этот объект, расположенный на южном небе в туманности Киля
(NGC 3372), а = lOMl”, 8 = — 59°, очень загадочен и имеет интересную
историю. Это один из самых ярких известных объектов (рис. 2). До 1837 г.
его блеск оценивался между 2 — 4'", но затем возрос до 1 — О'" и оставался
на этом уровне в течение некоторого времени (рис. 98а). С интервалом
примерно в 20 лет этот объект четыре раза увеличивал свой блеск, но
постепенно слабел, пока не достиг 7—8т [760, 1686]. В настоящее время
его видимая звездная величина 6т, и он состоит из центральной звездо-
образной конденсации диаметром <1,4" на 4 мкм [И], окруженной слегка
вытянутой оболочкой, часто называемой «гомункулусом» по видимой
форме изофот. Отношение осей «гомункулуса» примерно равно 2: 3, а сред-
ний диаметр его на уровне половинной интенсивности составляет 2,7"
на 3,7 мкм и 6,5" на 12,2 мкм [851]. В инфракрасной области, по-види-
мому, имеются два максимума интенсивности, разделенные расстоянием
«1,1" на 3,6 мкм и «2,2" на 11,2 мкм [755]. Дальше интенсивность
круто падает [642]. Наилучшим образом сложная морфология «гомун-
кулуса» может быть изучена по поляризационным наблюдениям пылевой
составляющей; результаты таких исследований подробно изложены в ра-
ботах [1682, 1708]. Кроме того, ц Саг погружена в протяженную туман-
ность Киля диаметром примерно 0,3° (см. фронтиспис). Эту туманность
изучали многие астрономы, подробное ее описание дано в [1682].
Самая яркая часть туманности, находящаяся примерно в 1,5' от звезды,
несомненно является отражательной туманностью, так как спектр ее
подобен спектру т] Саг. Следовательно, по крайней мере эта часть туман-
ности состоит из пылевых частиц, и, по-видимому, большая часть ту-
манности отражает свет звезды. В центральной области туманности,!
Хромосферы, короны, газ и пыль
325
вблизи «гомункулуса», были обнаружены образования с тангенциальными
скоростями больше 1000 км/с [1685].
В настоящее время в визуальной и ближней инфракрасной областях
спектра центральной конденсации видно много эмиссионных линий:
линии бальмеровской серии, [Fell] (см. [777]), [МпП] [1543], линии излу-
чения ионов более высоких степеней ионизации, таких, как [Neill], NIII,
[SIII] и Felll, и линия Bra на 4,05 мкм [11]. В [11] сообщается об
обнаружении в области центральной конденсации размером 1,4" на 4 мкм
значительного инфракрасного избытка, существенно превышающего интен-
сивность излучения на этой длине волны «нормальной» звезды на
диаграмме Герцшпрунга — Рессела.
С течением времени спектр, как и сама звезда, претерпел значитель-
ные изменения. Спектрограмма 1893 г. показывает обилие линий погло-
щения [1686, 1738] и имеет сходство со спектрами новых. Как и у новых,
спектр похож на спектры сверхгигантов класса F с немногочисленными
эмиссионными линиями и, следовательно, может быть обусловлен недавно
выброшенной расширяющейся оболочкой. Эта гипотеза подтверждается
измеренными скоростями расширения оболочки и формой профилей типа
Р Cyg ультрафиолетовых резонансных линий СИ, CIV, Sill, Silll, Alli,
АНН, МпП, Mgll, Fell [583]. В ультрафиолетовой области спектра полу-
чены две системы линий поглощения: поглощение в оболочке на скорости
—90 км/с и сильное поглощение, вероятно обусловленное расширяющейся
оболочкой, со скоростями v от —200 до —700 км/с. Асимптотическая
скорость равна примерно 715 км/с [243].
Оценки расстояния d до г| Саг составляют 1,5 - 3 кпс с наиболее
вероятным значением 2 кпс [1544]. Отсюда полная светимость должна
быть Ю40 эрг/с, или 5 • 106 Lg [11], т. е. г) Саг - один из самых ярких
объектов в Галактике. Этот вывод подтверждается в [1660], где получена
абсолютная звездная величина Mv = —10,5 + Г”, и с болометрической
поправкой ВС = — 1,Г"-(при Те = 29000 К, см. ниже) имеем
Мь = -11,6 ± Г", или L/Lo = 1,4 106 - 9 • 106.
В [384] определены основные параметры центральной конденсации. Такое
исследование трудно выполнимо, так как звезде можно приписать лишь
малую часть излучения в континууме, и к тому же излучение очень сильно
ослаблено окружающим газом и пылью оболочки и туманности. На 3300 А
326
Глава 6
экстинкция может уменьшить интенсивность излучения в непрерывном
спектре примерно в 200 раз. Методом Занстры оценена эффективная тем-
пература звезды: если принять, что Тс = Те, то Те « 29000 К. При извест-
ной светимости [L« IO40 (d/2 кпс)2 эрг/с] тогда находим радиус
R = 4,4 107 (d/2 кпс) км к 60 (-20, +40) (d/2 кпс) RQ.
Из соотношения масса — светимость [1484] (разд. 2.4) масса
ЭЛ « 115 (d/2 кпс)2 ЭЛ G.
Это довольно большое значение, находящееся на пределе допустимых
значений массы. Далее, 6/«800 (d/2 кпс)'0,5 см/с2.
Околозвездный газ во внутренней части оболочки занимает область
диаметром несколько секунд дуги. Его свойства изучены в [384, 1304],
где по относительным интенсивностям линий нескольких запрещенных
переходов найдено :пе к 3-106 см-3 и Тх2-104 К [1304], и пе % 4 - 10бсм“3
и Те « 7500 К [384]. Масса газа в области Н+ равна «0,025 ЭЛ^.
Пыль в оболочке и туманности может быть хорошо изучена по
наблюдениям в инфракрасной области спектра. Она должна состоять
из металлизированных силикатов, которые производят в инфракрасном
спектре эмиссионную полосу на 10 мкм [1302]. Измерения угловых раз-
меров пылевой оболочки [574, 851] показывают, что диаметр ее на 10 мкм
примерно в три раза больше, чем на 2 и 3 мкм.
На рис. 986 изображен инфракрасный спектр оболочки в диапазоне
Рис. 986. Наблюдаемый непрерывный спектр т) Саг в инфракрасной области
[642, 789]. Слева — шкала длин волн линейная, справа — логарифмическая.
Хромосферы, короны, газ и пыль 327
2 до 200 мкм, полученный главным образом по наблюдениям [642,
7«9Т он также включает более ранние наблюдения [574, 1510]. Основная
часть спектра характеризуется цветовой температурой 250 К, которую
можно отождествить с температурой излучения пыли. По наблюдениям
более коротковолновой области спектра получена температура 225 К
П548]. Для оболочки найдены два значения температуры пыли: 375
и 875 К [1302]. В спектре, изображенном на рис. 986, ясно видна
эмиссионная полоса вблизи 10 мкм. На более коротких волнах, по-види-
мому, нет широких полос излучения или поглощения.
Распределения интенсивности и линейной поляризации в «гомункулусе»,
окружающем центральную звездную конденсацию, показывают некоторую
асимметрию, которую можно объяснить с помощью модели, представ-
ляющей тороидальное кольцо околозвездной пыли радиусом ~ 104 а. е.
с осью, наклоненной под углом «70° к лучу зрения [755, 1708]. Для
принятой геометрии туманности найдена функция распределения пылевых
частиц по размерам: пылинки размером 0,15 мкм отвечают за основную
часть рассеянного излучения в оптическом диапазоне спектра, а пылинки
размером 0,1 мкм производят эмиссионную полосу на 10 мкм [242].
По наблюдениям с Эйнштейновской обсерватории и звезда, и окружаю-
щая ее туманность являются источниками рентгеновского излучения [1400].
Карта этой области с высоким разрешением (рис. 99а) показывает, что
сама т] Саг является протяженным источником рентгеновского излучения,
и, более того, что звезды класса О, находящиеся в комплексе Киля,
также являются рентгеновскими источниками. На рис. 996, изображающем
ту же область неба, но с меньшим разрешением, видно несколько больше
рентгеновских источников и, кроме того, большая площадь, заполненная
рентгеновской эмиссией. И наконец, на рис. 99в изображены изофоты
рентгеновского излучения.
Картина эволюции г) Саг за последние 150 лет предложена в [384].
Подчеркивается, что тот факт, что звезда около 1840 г. была на 6т
ярче, чем теперь, вовсе не означает, что сам объект был ярче, чем теперь,
так как поглощение пылью с того времени могло сильно вырасти и
болометрическая поправка могла измениться. Если эффективная темпера-
тура звезды в то время была 104 К, то болометрическая поправка
равнялась нулю, а теперь она составляет от —1 до — 2т, а экстинкция
около 2т. Предположим, что до 1840 г. звездная величина была 4”, затем
в результате внезапной неустойчивости началось истечение газа, которое
также могло привести к появлению запыленного тороидального кольца,
окружающего центральную звезду в настоящее время. Высокая яркость
в визуальной области после выброса могла быть вызвана увеличенными
размерами газовой туманности вокруг звезды (см. разд. 9.2). Позже,
после 1856 г., когда газ расширился до больших расстояний от звезды,
начали образовываться пылевые частицы и в результате блеск звезды
уменьшался из-за поглощения пылью. С увеличением размера и толщины
пылевого облака блеск звезды продолжал падать примерно до 1890 г.,
а затем установилась более стационарная картина.
Оценены масса пыли в облаке и темп ее роста [31]. Принималось,
Рис. 996. Внутренняя часть области т] Саг по наблюдениям с Эйнштейновской
обсерватории.
Хромосферы, короны, газ и пыль
329
Рис. 99в. Контуры постоянной скорости счета рентгеновских фотонов в области
Л Саг, совмещенные с фотографией этой области в ближнем ультрафиолете.
Квадрат (со стороной 38') показывает положение окна прозрачности инструмента.
Контуры соответствуют интенсивности излучения в произвольных единицах: 3, 5,
’ 12, 18, зо. См. также фронтиспис книги. (Рис. 99а —99в взяты из [1400],
оригинал отпечатка — из Astrophysical Journal. Фотография любезно предоставлена
Гарвардско-смитсонианским центром астрофизики.)
330
Глава 6
что пыль может существовать только на расстояниях от центра звезды
>Rt (на более близких расстояниях пыль будет испаряться) и <R0 —
внешней границы пылевой оболочки. Принималось также, что Ro линейно
растет с 1856 г., т. е. с того времени, когда началось образование пыли,
о чем можно судить по уменьшению блеска звезды. Пусть
Ro = Rj + vt, (6.17.1)
где v — скорость расширения оболочки «900 км/с (выведенная из совре-
менного диаметра запыленного облака в предположении, что расширение
началось в 1840 г.), R, = 3,7-1011 км (соответствует радиусу ~1" внутрен-
него газового облака, окружающего звезду). Пусть т (R)/m (Rt) = (R/Rt)a
при а — 1,5 [27], где т (R) — масса оболочки радиуса R и единичной
толщины. Для оптической толщины туманности в визуальной области
спектра запишем
«о
с = na2Q f m(R)/C/3na3p)dR,
Ri
где Q = aco/c — коэффициент визуальной экстинкции, со — частота в видимой
области спектра, а — средний радиус пылевых частиц и р — средняя
плотность. Записывая полную массу пыли в туманности в виде
«о
9Rd = 4л J R2m (R) dR, (6.17.2)
R;
получим
®ld/x = *7зЛ [(a + 1) рс/и(а + 3)] (Ro“+3 - R?+3)/(Roa+1 - R,?+1), (6.17.3)
-9Wd = 16/3nt(pc/(o)R?.
Принимая t = 1,75-10“8 с-1 (приписывая начальному уменьшению блеска
звезды темп 0,57т/год), находим — 9Kd = 7-1021 г/с. Используя (6.17.1)
и (6.17.3), можно найти значение Wld интегрированием. Это приводит
к значению в современную эпоху 9J?d (1980) « 5-1031 г. По этой величине
определена полная масса выброшенного газа [31]: 2-1034 г («109Ле).
В пользу этого значения [31] свидетельствует тот факт, что оно нахо-
дится, по мнению авторов, в согласии с отношением концентраций пыли
и газа в межзвездной среде (слабый аргумент для вещества, находя-
щегося в окрестностях звезды). Исходя из того факта, что атомы, которые
способны образовывать химические связи, имеют содержание по массе
меньше 0,01 содержания водорода, получается УЛ9 5 • 1033 г. Итак, имеются
(скорее косвенные) указания на то, что полная масса оболочки от
нескольких единиц до 109Ло. Предполагая, что вся эта масса с 1856 г.
непрерывно выбрасывалась из звезды, находим средний темп потери
массы, 2 • 10“2 — 8 • 10“2 9Ло/год. Это самое большое известное значение
темпа потери массы для (полу)устойчивой звезды, причем настолько боль-
шое, что оно, несомненно, нуждается в независимом подтверждении.
Вследствие такого высокого темпа потери массы часто предлагаемое
Хромосферы, короны, газ и пыль 331
——-—— : ~-----------------------------
отождествление т) Саг с новой или новоподобной звездой представляется
безосновательным: новые теряют не более чем примерно 1О~4Шге и это
происходит за одно событие в противоположность весьма непрерывной
л значительно более сильной потере массы этим, по-видимому, очень
неустойчивым объектом.
Глава 7
ПОТЕРЯ МАССЫ ЗВЕЗДАМИ ВЫСОКОЙ
СВЕТИМОСТИ
7.1. ВВЕДЕНИЕ
В разд. 5.5 —5.8 описана теория расширяющихся сферических звездных
атмосфер и приведены рассчитанные с помощью этой теории модели
таких атмосфер. Настоящая глава посвящена наблюдениям потери массы
звездами. Мы опишем методы определения темпов потери массы из
наблюдений, резюмируем и сравним различные значения 9Й и рассмотрим
предложенные механизмы, которые приводят к наблюдаемому явлению.
Первоначально были рассмотрены два возможных механизма. Вслед
за фундаментальным исследованием солнечного ветра Паркером [1199]
потеря массы звездами при испарении газа из горячих корон впервые
была рассмотрена де Ягером [08] и Руббра и Каулингом [1322],
и впоследствии эта идея нашла многих последователей [659, 660]. Давле-
ние излучения было введено в астрофизику Милном [1078], а егс влияние
на потерю массы звездами было продемонстрировано Люси и Соломоном
[971]. Эта сила важна только в горячих звездах. Дальнейшее развитие
эти представления получили в [251, 261, 262, 266]. Для заметной потери
массы корона необязательна, однако самые горячие звезды имеют ее!
Эти представления относятся к одиночным звездам. В двойных систе-
мах обмен массой между компонентами может превысить темп потери
массы одиночными звездами на несколько порядков величины. Это имеет
место, когда в процессе эволюции двойной системы размеры одного
из компонентов превысят размеры полости Роша и он будет передавать
вещество другому компоненту (см. разд. 4.10—4.12).
7.2. «ИНДИКАТОРЫ» И ОБЩИЕ СВОЙСТВА ИСТЕЧЕНИЯ ВЕЩЕСТВА
В большинстве случаев истечения вещества из звезд скорость потока
мала в самой фотосфере звезды и вблизи нее, но непрерывное ускорение
приводит к росту скорости с расстоянием от звезды. На больших рас-
стояниях от звезды в истекающем газе определяющая функцию источ-
ников в линии температура возбуждения уменьшается с увел 1чением
расстояния от фотосферы, так как при этом скорости процессов фото-1
ионизации, фотовозбуждения, а также возбуждения и ионизации посред-(
ством столкновений падают. В кажущемся противоречии со сказанный
находится тот факт, что на достаточно больших расстояниях от звезды
образуются некоторые сильные резонансные ультрафиолетовые линии!
ионов с относительно высокой степенью ионизации (таких, как SilV,
CIV, NV, OVI). Это противоречие можно объяснить тем, что температура
Потеря массы звездами высокой светимости
333
ионизации не уменьшается с увеличением расстояния: скорости процессов
Фотоионизации зависят главным образом от концентрации ионов и цве-
товой температуры звезды, тогда как скорости рекомбинации зависят от
электронной температуры и от произведения иеи, и поэтому уменьшаются
быстрее- В результате температура ионизации растет с увеличением рас-
стояния. В комбинации с уменьшающимся значением Тех это и объясняет,
почему сильные резонансные линии в ультрафиолетовой области спектра
образуются на больших расстояниях от звезды. (К этому нужно добавить,
что термодинамическое состояние газа может быть «вморожено» в поток
вещества и таким 'образом вынесено на большие расстояния от звезды.)
В такой картине следует ожидать, что все субординатные линии, имеющие
достаточно высокий потенциал возбуждения, образуются, как правило,
довольно близко к фотосфере звезды.
Итак, заметная потеря массы проявляет себя посредством: асиммет-
рии или незначительного смещения линий, требующих для своего возбуж-
дения фотосферных температур: более сильно смещенных по частоте
линий с меньшими потенциалами возбуждения (соотношение между
скоростью и потенциалом возбуждения показано на рис. 100 [734, 735]);
«прогрессии скоростей бальмеровских линий», которая демонстрирует умень-
шение скорости расширения для более высоких членов бальмеровской
серии, т. е. указывает на то же явление (рис. 101); сильно смещенных
резонансных линий в ультрафиолетовой области спектра, часто имеющих
‘•'rad ,(КМ/с)/50
ис. 100. а — профили линий в спектре звезды HD 108, Of. В линиях с наиболь-
шим потенциалом возбуждения эмиссионный компонент выражен слабее. Эмиссии
иа ХЛ4485 и 4503 — неотождествленные линии, наблюдаемые во многих звездах
Ot. б — соотношение скорость — потенциал возбуждения для различных звезд
класса О, обозначенных их номером HD [734, 735].
334
Глава 7
Рис. 101. Прогрессия скоростей бальмеровских линий для HD 108. Прогрессия
показывает зависимость от фазы в двойной системе (фаза указана возле кривых).
Нанесены также средние значения скоростей ионов. Аномальное значение для Н8
вызвано блендированием с Hel Х.3888 [734, 735].
профили типа PCyg и обычно являющихся наилучшими индикаторами
самых больших (вплоть до асимптотических) скоростей звездного ветра
(рис. 102); некоторых эмиссионных линий, указывающих на существование
протяженных оболочек и имеющих функции источника S > Bphol (часто
эти оболочки расширяются, особенно чувствительным индикатором темпа
потери массы является эмиссионная линия На [341, 836]); радиоизлучения
и инфракрасных избытков, обусловленных излучением при свободно-сво-
бодных переходах в плотном звездном ветре на довольно больших
расстояниях от звезды. В разд. 6.13 мы показали, как по этим данным
можно определять темп потери массы [основное уравнение (6.13.2)].
История изучения потери массы звездами коротка и интересна. Адамс
и Мак-Кормак [8] первыми заметили, что ядра сильных резонансных
линий в нескольких звездах класса М имеют систематическое смещение
на 5 км/с в коротковолновую сторону, указывая на существование дви-
жения вещества от звезды. В визуально-двойной системе а Нет Дойч [433]
наблюдал в спектре спутника класса GO III узкие смещенные линии погло-
щения. Это смещение соответствовало скорости, равной гелиоцентрическим
скоростям сильнейших околозвездных линий главной звезды (см. также
разд. 6.12). Фундаментальное значение этого открытия состоит в том,
что даже на расстоянии нескольких сотен астрономических единиц от
главной звезды скорость истечения еще значительна и превышает resc.
Это было первым неопровержимым доказательством потери массы звез-
дой. Линии, смещенные в коротковолновую сторону, были найдены
в спектре pCas (F8Ia+) [1347], смещение соответствовало v ~ 25 км/с.
э/нм' PDJ/1
S
о
E
s
s
s
s
о
E
s
E ‘ ’
cd
E
s
is
типа P Cyg (см. также 3.5). б — самые высокие (абсолютные) скорости, полученные по
резонансным линиям, в зависимости от темпа потери массы [734, 735].
336
Глава 7
Следующим важным шагом было открытие больших скоростей звездного
ветра («2000 км/с) в ультрафиолетовых спектрах 8 Ori (09.5 III), eOri
(ВО la) и £ Ori (09.5 lb) по наблюдениям на ракетах [1101] (см. также
[1115]). Это также были прямые наблюдения скоростей звездного ветра,
намного превышающих uesc. Анализ спектров двух звезд класса Of и одной
звезды класса Bl 1а выявил во всех трех звездах смещенные линии с про-
филями типа PCyg [718]. Эти наблюдения позволили получить поле
скоростей vr во внешних частях звездных атмосфер, т. е. во внутренних
областях звездного ветра. Во всех трех случаях vr растет от довольно
малых значений на г = R. (Rt — радиус звезды, г измеряется от центра
звезды) до гораздо больших, почти асимптотических значений на больших
расстояниях:
HD Mv v, км/с на r
152408 O8f JW £30 R.
£600 6R.
151804 O8f -7 £30 R,
£200 3R>
152236 Bl Ia+ -8 £10 R»
£180 1,57?*
При наблюдениях в далекой ультрафиолетовой области спектра боль-
шой темп потери массы следует из четких профилей типа Р Cyg у линий
дважды, трижды и четырежды ионизованных атомов С, N, О, Si и других
ионов. Опубликован [729] список линий в ультрафиолетовой области,
имеющих профили типа Р Cyg, и с тех пор эти линии наблюдались
в спектрах многих других звезд на спутнике ШЕ. Коротковолновый край
профиля типа Р Cyg часто отождествляется с «асимптотической скоростью»
vx ([1432], см. табл. Х1П), и это предположение разумно, когда значение
vx достигается в еще довольно плотных расширяющихся слоях атмо-
сферы: например, для Солнца эта скорость (—300 км/с) не наблюдается
в спектре, поскольку солнечный ветер оптически тонок. На основании
изучения восьми ярких звезд выведено соотношение [912] vxv2,8vesc;
это соотношение, которое можно вывести теоретически, подтверждено
в [2] по большему материалу (для 40 звезд): v„ « 3t>esc.
Среди звезд ранних спектральных классов значительный темп потери
массы свойствен только звездам наибольшей светимости. Так, среди звезд
спектральных классов О и В четкие профили типа P Cyg имеют ультра-
фиолетовые резонансные линии CIV и SilV только у звезд с Mh< — 8т,
что свидетельствует о значительном истечении вещества из всех сверх-
гигантов или по крайней мере из сверхгигантов, достаточно горячих,
чтобы их спектр в далекой ультрафиолетовой области был достаточно
интенсивен для наблюдений [667, 668]. Подобный результат ранее полу-
чен в работе [1311], в которой исследовалась оптическая область спектра
62 сверхгигантов спектральных классов от 07 до А8. Особое внимание
уделялось профилю линии На с характеристиками типа Р Cyg во многих
спектрах, а также лучевым скоростям, измеренным по нескольким
линиям (СП, Sill, Fell) для обнаружения градиента скорости. Одним из
главных результатов был вывод, что заметная эмиссия в На наблюдается
Потеря массы звездами высокой светимости
337
Рис. 103. Профили линии На в сверхгигантах класса А. Профили показывают,
что заметно смещенные компоненты видны только в звездах с Mv <, — 7" [1311].
только у звезд самой высокой светимости, например с Mv < — 6"' (Л7,, < — 8га)
у звезд классов ВО—В1 и для < — 7m(Mh< —7,5™) у звезд классов
В8—АЗ (рис. 103). Граничная звездная величина не может быть определена
достаточно точно, но она, естественно, не имеет реальной физической
значимости, а скорее характеризует (низкую) дисперсию использованных
инструментов. Для значений Мьх — 6т (и — 7т для звезд с умеренными
температурами) можно иначе определить линию раздела: ниже этой све-
22-1092
Глава 7
338
тимости для большинства звезд не обнаружено заметного истечения
вещества. Этот предел подтвержден в обширном обзоре данных о потере
массы, выполненном на спутнике «Коперник» [1432].
Следующий важный результат состоит в том, что асимптотические
скорости уменьшаются при переходе к звездам'более позднего спектраль-
ного класса. Это не означает, что значения — зависят таким же обра-
зом от спектрального класса: четкая зависимость отсутствует, и для
некоторых звезд поздних классов получен очень высокий темп потери
массы. Исчерпывающая сводка данных по асимптотическим скоростям
расширения в звездах ранних спектральных классов дана в работах [616,
1432]. Эти скорости измерены по ультрафиолетовым резонансным лини-
ям СШ, CIV, NIII-NV, OVI, Mgll, Silll, SilV, PV, SIV, SVI, FelV. Для
звезд Вольфа — Райе, звезд класса Of и сверхгигантов класса О средняя
скорость расширения равна —1400 км/с, для сверхгигантов класса В
—250 км/с, для сверхгиганта класса A a Cyg (А21а) —80 км/с. Резкое
снижение скорости происходит вблизи спектрального класса ВО: для
eOri (ВО la) скорость еще равна —800 км/с. Такая явная зависимость
скорости от спектрального класса может отражать зависимость от Мь:
звезды более позднего спектрального класса имеют меньшие светимости.
Скачок скоростей расширения, видимо, происходит вблизи Teff як 13000 К.
Рис. 104. а — разность лучевых скоростей линий На в поглощении и Не! в звездах
спектральных классов 09.5 — В5 в зависимости от Мь. б — разность лучевых
скоростей линий На в поглощении и Sill в звездах спектральных классов
В8 —АЗ в зависимости от Мь [1311].
Потеря массы звездами высокой светимости
339
Зависимость скорости расширения от светимости или Те обнаружива-
ется также при наблюдениях в атмосферах градиента скорости путем
сравнения относительных скоростей линий [1311] (рис. 104). В спектрах
сверхгигантов классов F и G найдены скорости в интервале от х 20 до 50 км/с
[1287]. Тенденция к уменьшению скоростей продолжается и к более
холодным звездам.
В сверхгигантах поздних спектральных классов (например, a Ori,
Ml.5lab) и в звездах типа Миры Кита (/Ori, G7e и RLeo, М7е) резо-
нансные линии Nal и KI в максимуме блеска и во время спада имеют
профили типа PCyg [1343, 1344]. Это означает, что звезды окружены
оболочками, причем довольно протяженными, так как эмиссионный ком-
понент достаточно интенсивен. Скорости расширения довольно малы, при-
мерно от 3 до 7 км/с. Такие скорости обычно наблюдаются в сверх-
гигантах поздних спектральных классов. Мы уже упоминали, что Адамс
и Мак-Кормак [8] для нескольких звезд класса М получили скорости
расширения »5 км/с. Для мазерных источников, к которым, как правило,
относятся переменные типа Миры Кита поздних классов и красные гиганты
(разд. 6.14), vx можно положить равным половине разности скоростей
двух пиков мазерного излучения; таким способом находят, что эти ско-
рости заключены в интервале от нескольких до 20 км/с.
Интересной и быстро развивающейся областью исследований является
переменность звездного ветра; она будет рассмотрена в разд. 8.5.
7.3. ОЖИДАЕМЫЙ ПРОФИЛЬ СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИНИЙ
В РАСШИРЯЮЩИХСЯ АТМОСФЕРАХ; НЕСКОЛЬКО ХОРОШО
ИССЛЕДОВАННЫХ ОБЪЕКТОВ
Когда осознали, что для некоторых типов ярких звезд, таких, как
Р Cyg, звезды Вольфа — Райе, новые и сверхновые, характерно истечение
вещества, часто со значительным градиентом скорости, появились первые
теоретические статьи, посвященные проблеме профилей линий. Это были
работы Чандрасекара [278], Козырева [853] и Соболева [1440, 1441].
Обзор состояния исследований по этой проблеме на 1969 г. сделан в об-
зоре [1329]. Полезная сводка данных собрана также в [795]. Среди
исследований, опубликованных до настоящего времени, упомянем также
[259, 869, 966, 1070, 1071, 1151]. Большинство исследований вошло в важ-
ный обзор Хаммера [704] и в книгу Михаласа [1064].
Основные аспекты проблемы сформулированы Чандрасекаром [278]
и Козыревым [853]. Однако аналитическое решение даже в предположе-
нии довольно простого вида функции г (г) представляет собой серьезную
задачу, и часто, когда приходится сталкиваться с одновременным реше-
нием уравнений переноса излучения и статистического равновесия для
соответствующих атомных уровней, приходится вводить довольно не-
реалистичные предположения. Чтобы исследовать более реальное поле
скоростей (например, получающееся в результате решения уравнений для
звездного ветра), нужно использовать численные методы. Если же, кроме
того, ввести достаточно реалистичные предположения о переносе излу-
22*
340
Глава 7
чения и статистическом равновесии для учитываемых атомных уровней,
то задача становится столь сложной, что может быть решена только
на самых мощных ЭВМ. Дополнительные осложнения возникают, когда
необходимо ввести реалистичные предположения о законе перераспределе-
ния по частотам в линии при рассеянии.
В этом разделе мы сначала определим основные формальные пара-
метры задачи, а затем опишем некоторые типы решения для двух обычно
рассматриваемых экстремальных случаев: медленного и быстрого истече-
ния вещества (по сравнению со средней тепловой скоростью).
Наличие градиента скорости изменяет частоту излучения в системе
координат, сопутствующей движущемуся веществу. Предположим, что
при рассеянии имеет место полное перераспределение по частотам внутри
линии, и, следовательно, функция источников не зависит от частоты.
Тогда в нерелятивистском случае профиль коэффициента поглощения, для
покоящегося вещества равный ф (г, v), для движущегося вещества преобра-
зуется в ф (г, 1, v) = ф (г, v — vol • v (г)/с), где v0 — частота центра линии,
I — единичный вектор в направлении распространения фотона. Нормируем
функцию ф так, чтобы
f ф (г, v) c/v = 1.
Населенности уровней рассматриваемого атома и„ и и, (где индексы
и и I относятся соответственно к верхнему и нижнему уровням) опреде-
ляются из уравнений статистического равновесия, которые утверждают,
что для любого данного уровня число переходов, переводящих атомы
с данного уровня на все другие в единицу времени, равно числу пере-
ходов атомов со всех других уровней на данный. Тогда число переходов
для двух уровней, взаимодействующих с излучением,
^ul ^Ul Т ub
где А и В — коэффициенты вероятности Эйнштейна, а
Jui = (V4 я) J dvdlcp [г, v - vuIl • v (г)/с] Iv (г, I), (7.3.1)
о
где Iv (г, 1) — удельная интенсивность излучения на частоте v в точке г,
распространяющегося в направлении 1.
Уравнение переноса излучения на переходе « -» I имеет вид
1 • SIV (г, 1)/дг = к (г) Ф [г, v - vj v (г)/с] [S (г) - Ц (г, I)] +
+ kjr)[6c(r)-7v(r, 1)], (7.3.2)
где функция источников в линии равна
S (г) = 2 (hvh/c2) faN, (r)/gtNu (г) - 1] " ‘. (7.3.3)
Здесь vut — частота линии в покоящейся системе координат, gt — статисти-
ческий вес уровня i, к — коэффициент поглощения в линии:
к = hvul (NtBlu - NuBul)/4n,
Потеря массы звездами высокой светимости
341
— коэффициент поглощения в непрерывном спектре, Вс — функция План-
ка для излучения в континууме.
Вышеприведенные выражения можно записать в более простой форме,
если ввести следующие обозначения:
х = (v - v„,)/AuI, (7.3.4)
где Аи( = vulD,h/c, и = v/vlh — тепловая скорость в атмосфере.
Тогда уравнения (7.3.1) и (7.3.2) приводятся к виду
Jui = (1/4 л) f dx f dl <p [г, х — 1 • u (г)] 1Х (г, 1), (7.3.5)
о
1 • dlx (г, 1)/5г = к (г) ф [г, х - 1 • и (г)] (S - 1Х) + кс (г) (Ве - /х). (7.3.6)
Запишем уравнение (7.3.6) в приближении Чандрасекара
SIx(^ = kx(^)(Sx-Ix),
(7.3.7)
где Е, — длина пути в атмосфере от данной точки вдоль данного направ-
ления.
Полный коэффициент поглощения и полную функцию источников
можно теперь представить в виде
кх = к ft) ф ft, х) + кс ft), (7.3.8)
ft) = [Л ft) Ф ft, х) S ft) + кс ft) Вс (Е,)]/[Л ft) ф ft, х) + кс ft)]. (7.3.9)
Уравнение (7.3.7) имеет формальное решение
4 “1
/xft) = 4(0)exp -f£xftW +
_ о
5
+ Jfcxft')<Px£')Sxft')exp
о
(7.3.10)
Для любого заданного набора значений функций fc(x) и S(x) можно
вычислить выходящую интенсивность излучения в данном направлении.
При постановке некоторых специальных задач часто вводятся различного
рода приближения. Численные методы описаны в [704].
Для истечения вещества с малыми скоростями выполнена серия рас-
четов в предположении полубесконечной атмосферы, в которой скорость
описывается законом г(т) = 10(1 + т/Т)-1, где параметр Т полагался рав-
ным 10, 102, 103, 104, а т — оптическая глубина в линии для заданной
Длины волны [795]. Для т > 103 температура принималась постоянной,
а выше этого слоя атмосферы она изменялась так, как показано на
рис. 105. Вычисленные функции источников, по-видимому, лишь очень
слабо зависят от потока вещества. Это, очевидно, связано с тем, что
градиент скорости выбран малым, и поэтому смещение непрозрачности
в линии в коротковолновую часть спектра мало и не уменьшает не-
прозрачность в ядре линии в такой мере, чтобы позволить заметному
потоку квантов выйти из среды. Как правило, уменьшение излучения
342
Глава 7
Рис. 105. Функция Планка и функции источников для е (вероятность истинного
поглощения) 10“2 и v (т) = 10/(1 + т/'Т) при Т10, 102, 103 и 104. Статический случай
обозначен 0 [795].
в одном крыле линии не препятствует квантам в другом крыле покидать
среду.
Однако этот эффект сильно влияет на величину выходящего потока
(рис. 106). Хотя в данном случае мы имеем дело с плоскими атмосферами,
условие роста температуры наружу приводит к появлению профилей типа
PCyg, если функция источников достигает максимума в такой области
атмосферы, в которой скорость потока достаточно мала.
Большие скорости истечения (г » rth) и большие градиенты скорости
облегчают решение этой задачи. Предположим, что все фотоны излуча-
ются в центре линии, тогда все фотоны, наблюдаемые на данной частоте
в покоящейся системе координат, будут испускаться поверхностью,
которая удовлетворяет условию v (г) ц = xlt где ц = cos 0. Эти поверхности
Рис. 106. Выходящий монохроматический поток, соответствующий функциям
источников, изображенным на рис. 105. Частота f измеряется от центра линии
в единицах доплеровской ширины теплового профиля [795].
Потеря массы звездами высокой светимости
343
Рис. 107. Контуры поверхностей равных лучевых скоростей для модели £ Ori
в предположении закона движения (7.3.12) с = 10го. Последовательность конту-
ров соответствует значениям vz/vm = 0,1 (0,1) 0,8, где аг = v (г) cos 0. Rc — радиус
внешней границы корональной области. Жирная линия — положение фотосферы
звезды [255, 256].
называются поверхностями равных скоростей. Использование этой идеи,
первоначально высказанной Соболевым [1440], оказалось очень полезным.
Пример таких поверхностей для определенного поля скоростей v приведен
на рис. 107. (См. также обзоры [704, 1070, 1071].) В [1167] в приближении
Соболева рассчитана сетка профилей резонансных линий для двух зако-
нов движения в предположении нескольких видов зависимости степени
ионизации от радиального расстояния и различного химического состава.
С помощью такого набора профилей проанализирован ультрафиолетовый
спектр £ Pup. Расчеты [264], в которых также использовалось приближе-
ние Соболева, легли в основу атласа теоретических профилей типа Р Cyg,
рассчитанных для различных законов движения. Подобные, но менее
обширные расчеты опубликованы в [1509]. Очевидно, что такие атласы
являются необходимым инструментом для исследования профилей линий
типа PCyg, и даже когда сравнение их с наблюдаемыми профилями
не дает однозначного ответа, такая диагностика полезна для ограничения
возможного интервала значений наиболее важных искомых параметров.
Эмпирический метод для определения закона движения вещества
в звездном ветре г (г) может оказаться весьма полезным. Однако одно-
значное решение этой задачи еще не найдено, хотя сделаны первые шаги.
расширяющейся атмосфере звезды радиальная оптическая толщина тг
344
Глава 7
в спектральной линии для данной точки может быть записана в прибли-
жении Соболева следующим образом:
"tr (г) = (ле2/тс) Х0/п; (dv/dr)~ \ (7.3.11)
где Хо — длина волны данного перехода в покоящейся системе координат,
и; (см 3) — концентрация поглощающих ионов на расстоянии г и dv/dr (с ~х) —
градиент скорости. Если задаться какой-то определенной моделью, то
изучение профилей многочисленных резонансных линий различных ионов
должно позволить разделить влияние функций т(г) и г (г) на профили
линий, так как отношение числа актов поглощения квантов к числу
излученных квантов зависит главным образом от г (г), тогда как форма
абсорбционной части профиля, исправленная на вклад излучения, зависит
главным образом от т(г). Сравнивая полученные значения т(г) для раз-
личных ионов при одном и том же значении скорости г, можно получить
отношение значений для наблюдаемых ионов. Таким образом, находят
два неизвестных соотношения. В [906] показано, как из наблюдаемых
профилей типа Р Cyg, измеренных с достаточной точностью, можно
в принципе получить и (г).
В качестве примеров таких исследований приведем анализ профилей
типа PCyg и окончательный результат для темпа потери массы у двух
звезд ранних спектральных классов. Эти звезды — одни из самых изучен-
ных и могут быть использованы в качестве стандартных при определе-
ниях потери массы.
Звезда £ Ori А (09.51b) имеет типичный профиль линии На с характе-
ристиками Р Cyg. На рис 108 изображен точный профиль, полученный
с помощью фотоэлектрических наблюдений [472], а для сравнения приве-
дены предшествующие фотографические наблюдения [344]. Новые усовер-
шенствованные методы значительно повысили точность данных. Показан
также теоретический профиль, рассчитанный для фотосферы с Те х 31 000 К
и 1g д = 3,2 [62]. В [659] рассмотрена алгебраическая сумма площадей
наблюдаемого [344] и теоретического профилей, предполагается, что эта
результирующая площадь может быть приравнена площади профиля
PCyg, обусловленного звездным ветром. Таким путем с применением
детального анализа, включающего исследование населенностей уровней
атомов водорода, получен темп потери массы 1,8 • 10-6 9йо/год. Исполь-
зование новых наблюдений [472] должно изменить этот результат, однако,
можно надеяться, не в сильной степени. Полученное значение темпа
потери массы хорошо согласуется с более ранними определениями,
которые давали значения между 1 • 10-6 и 2-10-6 9Ло/год Г721, 1102].
В [256] использован тот же наблюдательный материал, но сделан
следующий шаг: рассчитан детальный профиль в предположении суще-
ствования вблизи поверхности горячей и довольно тонкой «корональной»
области. Рациональность этого предположения в следующем: отсутствие
на низких скоростях очень сильного эмиссионного компонента требует,
чтобы вещество звездного ветра, движущееся с малой скоростью, не
вносило вклада в профиль линии. Это удовлетворяется, если предполо-
жить существование низкой (а 1,1К.) и горячей (»3 • 10б К) короны, дающей
Потеря массы звездами высокой светимости
345
Рис. 108. Профиль типа Р Cyg линии На в спектре £ Ori А, полученный фото-
графическим методом ([Зч4], штриховая линия) и фотоэлектрическим методом
([472], точки и непрерывная линия). Кроме того, приведен теоретический фото-
сферный профиль (пунктирная линия) [62]. Профиль с выраженными характе-
ристиками Р Cyg указывает на истечение вещества
плато в распределении скорости, а выше ее (до яа2,5К.) происходит
(вторичное) быстрое ускорение звездного ветра до асимптотической ско-
рости. Расчет профилей линий в такой быстро расширяющейся атмосфере
значительно упрощается при использовании приближения Соболева.
На рис. 107 изображены поверхности равных скоростей для перво-
начально принятого закона движения г (г)
г2(г) = г? + г?(1-ад- (7-3.12)
Остальная часть рассуждений касается расчета населенностей уровней,
выбора температуры и модели поля скоростей и их влияния на профиль
линии На. Другим важным аспектом является обсуждение степени иони-
зации в звездном ветре, определяемой по наблюдениям эквивалентных
ширин самых сильных ультрафиолетовых резонансных линий. Показано,
что эти ионы образованы при ионизации Оже рентгеновскими фотонами
из короны [1167, 1168]. Это дает для основной области ветра (от уровня,
где образуются ультрафиолетовые резонансные линии, до области, где
Достигается асимптотическое значение скорости) Те як 35 000 К.
Из дальнейшего анализа профиля На [344] найден темп потери массы
346
Глава 7
— ЭЙ = 2,9-10“б ЭЛ о/год. Темп потери массы также определялся в работе
[91] по инфракрасным фотометрическим данным [836], при этом также
использовался профиль эмиссионной линии На. Эти результаты собраны
и проанализированы (см. разд. 7.4) в работе [343], где сделан вывод, что
темп потери массы равен 1,8 • 10“6 9Ло/год. Это значение не противоречит
найденному в [3] по измерениям плотности радиопотока на 5 ГГц
(2,3 10-6 ®1д/год).
Резюмируя изложенное, получаем темп потери массы для £ Ori
2 • 10“6 ЭЛд/год с неопределенностью в 20%.
Расширяющаяся атмосфера £ Pup (O4ef) — одна из наиболее изученных
атмосфер со звездным ветром — является прекрасным примером опреде-
лений темпа потери массы различными методами. Наилучший способ
определения темпа потери массы основан на наблюдениях радиоизлуче-
ния, так как он включает минимальное число предположений (см.
разд. 6.13). Так, в [1112] по наблюдениям на частоте 14,7 МГц найден
темп потери массы (6,3 + 1,5)-10“6 ЭЛо/год. Позже, в 1979 г., это значение
было исправлено на (7,2+ 1,1)-10”6 ЭЛе/год. По наблюдениям на 5 ГГц
получено значение (3,5 + 1,8)-10“6 ЭЛд/год.
Ультрафиолетовые резонансные линии были исследованы по спектрам,
полученным на спутнике «Коперник» [905, 908, 1167]. Изучение профилей
линий дает информацию о скорости истечения вещества и изменении
ее с расстоянием от звезды. На рис. 109а и 1096 в качестве типичных
случаев приводятся профили линий NV на 1X1238,82 и 1242,80, а также
линий О VI на 1X1031,94 и 1037,62 в спектре звезды £ Pup, а для срав-
нения изображен спектр звезды tScoBOV. Эти профили сравнивались
с теоретическими, полученными в соответствии с теорией образования
линий поглощения в раширяющихся атмосферах [966]. Эти профили
зависят от закона движения v (г) (при vx = 2660 км/с, см. табл. XIII)
и от параметра оптической глубины т (г), определяемого уравнением (7.3.11).
Значения г (г), а также значения и,- получены способом, описанным выше.
Эти значения п{ затем можно сравнить со степенью ионизации, рассчи-
танной для различных предположений относительно температуры, плот-
ности и поля излучения, и в предположении, что ионизация обусловлена
балансом столкновительных процессов. Таким способом для £ Pup был
найден темп потери массы (7,2 + 0,3)-10“ 6 9йо/год. Значение импульса,
необходимое для ускорения атмосферы, по-видимому, не может быть
обеспечено давлением излучения в резонансных линиях ближней и средней
ультрафиолетовой областей спектра, вероятно, необходимое давление
обеспечивается резонансными линиями в жесткой ультрафиолетовой об-
ласти (Х228-912) [267].
Последующий анализ профиля На в спектре £ Pup [256], выполненный
тем же методом, что и для £Оп, но для модели фотосферы с Те =
= 50 000 К, 1g д = 4 [62], Те1 = 30 000 К и распределения скоростей по
[908], привел к темпу потери массы 8-10”6—11 • 10”69йо/год.
Полученные на спутнике «Коперник» спектры резонансных ультра-
фиолетовых линий были проанализированы с помощью сетки теорети-
ческих профилей резонансных линий [1167]. По-видимому, наблюдаемые
Рис. 109а. Профили линий NV XX1238,821 и 1242,796 в спектре т Sco и Pup.
По горизонтальной оси отложена скорость (в км/с) в системе координат, связан-
ной со звездой. Стрелками отмечены лабораторные положения этих линий.
профили совместимы с моделью, состоящей из холодного ветра и тон-
кой, но горячей (»5 10б К) короны в основании потока. Такая корона
излучает достаточно жесткие рентгеновские фотоны, которые ионизируют
более холодные внешние слои и образуют ионы О5+, что объясняет
наблюдаемые в ультрафиолетовом спектре линии OVI. Предсказываемое
рентгеновское излучение совместимо с верхним пределом потока, полу-
ченным на спутнике ANS [1054], а также согласуется с результатами
наблюдений с борта спутника «Эйнштейн». Модель предсказывает темп
потери массы «8 • 10"6 9Ло/год.
Итак, £Рир окружена разреженной довольно горячей короной, обра-
зующей нижнюю границу плотного звездного ветра. Результаты различ-
ных определений темпа потери массы приводят к довольно уверенному
среднему значению (6 + 1,5)-10 6 ®1о/год. Разброс данных отчасти может
ъясняться реальными изменениями: найдены долгопериодические изме-
348
Глава 7
Рис. 1096. Профили линий OVI ХХ1О31,945 и 1037,619 в спектрах £ Pup и т Sco.
Стрелками отмечены лабораторные положения этих линий. Сильная линия, соот-
ветствующая скорости —1900 км/с,— это Lp. Узкие линии в спектре £ Pup — меж-
звездные линии. Наблюдения со спутника «Коперник» [905].
нения темпа потери массы £Рир [346, 1429]. Согласно [346], значение
| 9311 уменьшилось на 25 % за три года. Следовательно, вышеприведенное
значение для —931 нельзя рассматривать как неизменное!
7.4. СВОДКА ОПРЕДЕЛЕННЫХ ИЗ НАБЛЮДЕНИЙ ТЕМПОВ
ПОТЕРИ МАССЫ
Приведем значения 931 для отдельных звезд и звезд разных типов,
взятые из литературы и полученные часто полуколичественными методами:
г] Саг. Мы впервые упомянули и описали некоторые характеристики
этой необычной звезды в разд. 6.17. Это одна из самых массивных звезд
в Галактике. Темп потери массы составляет (2— 8)-10“2 9Мо/год, и такое
исключительно высокое значение требует дальнейшей проверки.
PCyg. Темп потери массы составляет, согласно [404, 405], от 10~5
до 10-4 9Ло/год, а согласно [720, 721] - «5 • 10“4 931о/год. Изучение радио-
и инфракрасных спектров подтвердило меньший результат [1793]: — 931
> 1,2-10“5 '331/год. Позднее по улучшенным спектральным данным [91, 1385]
получен результат 1,5 • 10“5 и 2 10“5 931о/год, а на основе изучения всего
непрерывного спектра [1156] - 8-10“5 931о/год. По радионаблюдениям на
Потеря массы звездами высокой светимости
349
ГГЦ — ЭЙ = 2-10“ 5 ®1о/год [3]. Изучение профилей бальмеровских ли-
ний Е879’ 1609] привело к значению (1,5-3)-10“ 5 ЯИо/год. Итак, для
Р Cyg, по-видимому, наилучшим значением является — ЭЙ ~ 2 -10“ 5 ЭЛо/год.
Звезды типа Вольфа - Райе. Для у2 Vel (WC8) по радио- и инфракрас-
ным данным —ЭЙ =1,2-10 5 и 3,1 10“5 9Мо/год [1393] соответственно.
По радионаблюдениям [1112] — ЭЙ = (3,9 + 0,7) -10“ s 9Мо/год. В [1150] по-
строено большое число моделей звездного ветра и сделано сравнение
теоретических результатов с наблюденным профилем типа PCyg линии
CIII] £1909, а также с данными радионаблюдений; это дает (1,1 —1,4) х
х Ю“4 9Мо/год. По данным наблюдений со спутника ШЕ профиля линии
СШ] найдено — ЭЙ = 1•10'4 9Мо/год [1751]. Итак, между радиоданными
и данными, полученными по интеркомбинационным линиям, существует
значительное расхождение. «Наилучшее» значение, видимо, лежит где-то
между 3 -10“5 и 10-10“5 9Мо/год.
Пятнадцать' звезд типа WR спектральных классов от WN4 до WN8
и от WC5 до WC8 были исследованы полустагистическим методом [1751];
использовались данные об инфракрасных потоках на 10 мкм [90] и из-
меренные или оцененные значения v^. По этим данным уравнение (6.13.2)
позволяет оценить темп потери массы. Получен интервал значений от
~6-10 5 (для более ранних подклассов) до 4-10“4 9Й0/год (для более
поздних подклассов). Звезда HD 192163 (WN6, Mv = —4,8м) связана с во-
локнистой туманностью (NGC 6888), наблюдаемой в оптической (особенно
в На) и в радиообластях спектра [1724]. Эта туманность расположена
асимметрично по отношению к звезде и имеет размеры 18' х 12' (7,6 х 5,0 пс).
Темп потери массы, согласно [619], равен 2 -10“5 ЭЛо/год.
Итак, звезды WR теряют массу в виде звездного ветра, с темпом
потери по порядку величины 10 5 —10“4 ЭЛо/год. Звезды более поздних
спектральных классов теряют массу быстрее, чем звезды ранних классов.
Поскольку продолжительность стадии WR порядка 104 —10s лет [819],
полная потеря массы за этот период имеет для звезды некоторое, хотя
и не решающее, эволюционное значение.
Важным свойством звезд WR является то, что темп потери массы,
по крайней мере одной из них, сильно переменен и иногда достигает
огромных значений. Радионаблюдения звезды HD 193793 (WC7 + O5) пока-
зывают, что плотность потока медленно уменьшалась с 1970 г., за период
с 1975 по март 1977 г. она уменьшилась в 5 раз, но затем спустя
всего два месяца вновь вернулась к значениям 1970 г. [1784].
Звезды классов О и В высокой светимости, сравнение их со звездами
класса В главной последовательности, звездами Be и двойными. Впервые
Мортон [1102] по профилям ультрафиолетовых резонансных линий опре-
делил для сверхгигантов ранних подклассов В темп потери массы
~ 10 6 ®1о/год. Первое обширное исследование звезд классов О и В
выполнил Хачингс [721], который заключил, что потеря массы — общее
свойство всех горячих звезд самой высокой светимости. Были получены
свидетельства в пользу того, что темп потери массы растет с £ и Те.
£ тех пор было сделано много определений темпа потери массы звездами
Ранних спектральных классов. Состояние вопроса на 1978 г. подытожено
350
Глава 7
на симпозиуме, посвященном потере массы звездами класса О [338]
Результаты различных исследований в зависимости от используемого
материала не совпадают между собой. Для звезд классов О и В этот
материал включает наблюдения визуальных эмиссионных линий, особенно
На, сильных ультрафиолетовых резонансных линий, инфракрасные и радио-
данные. Из многочисленных специальных исследований упомянем работу
[332], в которой сравнивались профили линий в спектрах звезд классов
O3f и O4f с рассчитанными профилями эмиссионных линий [836] и полу-
чен темп потери массы ~10-5 ЭЛо/год. Это значение позднее было уточ-
нено и подтверждено в более подробных исследованиях [341, 353]. По
результатам радионаблюдений на 5 ГГц определен темп потери массы
для шести звезд [3].
В [91] определялась потеря массы по данным широкополосной инфра-
красной фотометрии для 34 звезд классов О, В, А и для 10 звезд классов
Of и Ое по излучению на 2,2 и 3,6 мкм. Инфракрасные избытки, обычно
наблюдаемые у этих звезд, вероятно, образуются в их расширяющихся
атмосферах, как в случае Р Cyg (см. разд. 3.5 и рис. 33). Предполагая, что
у всех исследуемых звезд зависимость скорости звездного ветра от рас-
стояния имеет один и тот же вид, а именно как у PCyg, можно опре-
делить темп потери массы (кроме звезд класса Ое). Такое приближение,
как мы теперь знаем, неудовлетворительно, потому что зависимость г (г)
для PCyg, по-видимому, отличается от вида г (г) для всех других звезд
ранних классов! В [914] введена поправка первого порядка на этот эффект:
9Й [91] изменены таким образом, чтобы значение для С, Pup было
в согласии с — ЭЛ = 6,3 10-6 9Ло/год, полученным по радионаблюдениям
[1112]. Этот темп потери массы равен значению, предложенному нами
в разд. 7.3. Такой же метод применен к описанным выше определениям
темпа потери массы по профилю линии На. Поправочные множители
оказались во всех случаях не больше 2. Те же поправки применялись
при пересмотре значений ЭЛ для звезд класса О [343]. Их значения вместе
с другими определениями приведены в табл. XXXIX.
В табл. XL дается темп потери массы звездами спектрального класса
В высокой светимости.
В эти таблицы мы не включили менее точные результаты исследова-
ний, носящих скорее статистический характер [727, 728], в которых изу-
чены 65 звезд классов О и В высокой светимости. Темп потери массы
оценивался в произвольной шкале по профилям линий, и результаты
калибровались по звездам с уверенно определенным темпом потери массы.
Болометрические абсолютные звездные величины определялись по оценкам
Mv из зависимости W (Ну) — Mv [728] и введением болометрической
поправки. Было принято определенное соотношение между спектральным
классом и эффективной температурой, и таким образом построена
теоретическая диаграмма Герцшпрунга — Рессела, по которой можно для
каждой отдельной звезды определить темп потери массы. По этим
результатам можно построить на диаграмме Герцшпрунга — Рессела кри-
вые равного темпа потери массы. Позднее были построены подобные
итоговые диаграммы [250, 422, 740]. Отмечалось [343] важное свойство
Потеря массы звездами высокой светимости
351
Таблица XXXIX
Темп потери массы одиночными звездами высокой светимости класса О
HIXE) Другие обозначения Спектральный класс -sw 1О“6аи0/год Источники
93129 А O3f 21; 15 [341, 343]
93250 O3V((f)) 0,2 [343]
190429 O4f 11, 8 [341, 343]
66811 O4f 5 [353]
16691 O4f, O5I 8; 5 [341, 343]
15570 O4f 18; 13 [341, 343]
£Рир O4ef 6 Разд. 7.3
168076 O4((f)) 9,7 [341]
9 Sgr O4V((f)) 0,3; 25 [3, 343]
14947 O5f 8; 5 [91, 341, 343, 836]
15558 O5(f) 3 [343, 836]
228766 05,5f 10 [1007]
ХСер O6ef 6 [3]
210839 O6f 3 [353]
153919 O6f 15 [353]
152233 06(1) 2 [343, 836]
47129 07 5 [741]
148937 O7f 8 [353]
135591 07111(1) 0,06 [343]
152408 08 If 12 [343, 836]
167771 08 !((!)) 1,5 [343, 836]
151804 08—O9f 8; 10; 9 [343, 353, 720, 721, 836]
?OriA 09.5-09.7 lb 2 Разд. 7.3
8 Ori 09.51 1; 1,7 [91, 343, 836]
16429 09.51 1,6 [343, 836]
152424 09.5 II 3 [343, 836]
потери массы звездами класса О: темп потери массы сильно различается
Для звезд, имеющих одну и ту же болометрическую величину; так, звезды
класса Of имеют более высокий темп потери массы, чем звезды классов
О и О ((f)) с равными Мь. При Мь « —10™ их темпы потери массы раз-
личаются в 60 раз.
Итак, у звезд класса Of и сверхгигантов и гигантов классов О и В
средний темп потери массы, за некоторым исключением, порядка
10 6 — 2 10-6 9Ко/год, а для звезд класса 09.51, II » 2 10-6 9йе/год.
нтересно сравнить эти значения с много меньшим темпом потери
массы у звезд главной последовательности, таких, как tSco(BOV)
ды1R ВД®/год С1307]) «ли HD 54662 (°6-5 V)(8 • Ю'9 9Ио/год [343]). Звез-
ы Be, хотя и окружены протяженными «хромосферными» дисками,
роятно состоящими из газа, стекающего из экваториальных областей,
еряют массу очень медленно. Значения ~10“8 Эй^/год являются наиболь-
352
Глава 7
Таблица XL
Темп потери массы звездами высокой светимости класса В
HD(E) Другие обозначения Спектральный класс 10 ° ®0/год Источники
37128 a Ori ВО la 2; 3 [3. 91]
38771 и Ori В0.5 la 1 [91]
169454 Bl Ia+ 3,2; 1,8 [91, 1478]
152236 Sco Bl Ia+ 2,1; 10 [720, 727, 1478]
2905 и Cas Bl la 1,4 [91]
269700 Bl lae 2,3 [1478]
91316 pLeo Bl lab 0,9 [91]
BD — 14с5037 B1.5Ia(+?) 0,4 [1478]
190603 Bl.5 la+ 3 [91]
194279 Bl.5 la 1,3 [91]
14143 B2Ia 1,2 [91]
41117 X2Ori B2Ia 2,2 [91]
14134 B3 la 0,7 [91]
53138 о2 СМа B3Ia 1,7 [91]
198478 55 Cyg B3Ia 0,6 [91]
58350 Г] СМа B5Ia 0,4 [91]
36371 X Aur B5 lab 1,4 [91]
164353 67Oph B5Ib 0,1 [91]
15497 B6Ia 0,8 [91]
34085 POri B8 la 1,1 [91]
166397 BSgr B8Ia 1,1 [91]
21291 B9Ia 0,4 [91]
шими из известных [721, 1236, 1237], а чаще всего сообщаемые значения
еще меньше.
Составлен список [1431] из 12 звезд Ве, в спектрах которых есть
признаки истечения вещества: асимметрия профилей ультрафиолетовых
резонансных линий, особенно в дублете SilV И 400, указывает на макси-
мальные скорости истечения, достигающие 1000 км/с. Однако у одной
из самых «активных» звезд Ве 59 Cyg (В 1.5 Ve) темп потери массы состав-
ляет по порядку величины только IO10—10'9 ЯНо/год. Для звезды
<р Per (Bl III —Vpe) по асимметрии линий в ультрафиолетовой области
спектра найден темп потери массы 5 - J0-11 9Ио/год [206]. У хорошо изу-
ченного объекта HD 23863 (В8IV - Ve) (см. разд. 3.6 и рис. 34) темп потери
массы определен по наблюдаемому росту массы оболочки. Это значение
соответствует нижнему пределу, так как оболочка сама может терять массу:
-Й1>(4-5)10-и аяо/год [681, 690]. Для уCas (B0.5IVe) и ХРег
(09.5 III — IVpe) — ЯН = 710-9 и 1-10“8 ®1о/год соответственно [627].
Таким образом, X Per, звезда раннего спектрального класса, имеет самый
большой темп потери массы из всей группы звезд классов Ое, Ве, Ае.
Стоит заметить, что все эти значения даже меньше значений, полученных
для звезд класса В главной последовательности, что заслуживает даль-
нейшего исследования.
Потеря массы звездами высокой светимости
353
В двойных, особенно в тесных двойных-, потеря массы и обмен ве-
ществом могут быть связаны сложным образом. Для двойной UW СМа
(HD 57060, 08 If + 07) темп потери массы определен по резонансным
ультрафиолетовым линиям [1020, 1021] дважды, трижды и четырежды
ионизованных атомов для ряда распространенных химических элементов.
Профили этих линий имеют тип PCyg, а их абсорбционные компоненты
показывают лучевые скорости от —200 до —800 км/с, тогда как пики
эмиссионных компонентов соответствуют скоростям от +400 до + 800 км/с.
Эмиссионные компоненты образованы в окружающей двойную систему
оболочке, которая не принимает участия в орбитальном движении. Сред-
ний темп потери массы оценивается в 3 • 10“6 ЯИо/год, но в этой двойной
системе с эксцентриситетом орбиты 0,09 значение — $01 для главной звезды
изменяется в течение периода от 10“7 до 1,5-10“5 $01о/год, т. е. в 150 раз
[733]. Для систем HD 187399 и AZ Cas с очень большим эксцентриситетом
(е 0,4) потеря массы происходит только в периастре [363, 743]. Хачингс
[733] показал, что отношение $Й1тах/9Лпип уменьшается с уменьшением
эксцентриситета:
Система -SW, 10 6 SOiQ/roa ^max/^min e
max min
29CMa(HD 57060) 15 0,1 150 0,09
HD 163189 15 1 15 0,08
HD 47129 15 2 7 0,04
HD 108 40 10 4 ?
Сверхгиганты класса А. «Классический» объект a Cyg (А2 la, Mh = — 8,6m,
Te — 9170 К, $01 = 17 $0lG). Впервые он был изучен по спектрам, полученным
с помощью утрехтского ультрафиолетового спектрометра S59, запущен-
ного на спутнике ESROTD1A [904]. Позднее он изучался в работах
[843, 913, 1251, 1432]. Исследовались спектры, полученные с высоким
разрешением с помощью спектрометра BUSS и на спутнике ШЕ. Резо-
нансные линии Mgll и Fell имеют компоненты, смещенные в коротко-
волновую область спектра, что свидетельствует о разгоне вещества до
асимптотической скорости «250 км/с. По профилям резонансных линий
Fell темп потери массы «1,1 -10 8 $Шо/год, а по ультрафиолетовым ре-
зонансным линиям (1,1 — 7)-10“8 $Ше/год [1251]. Поэтому наилучшее зна-
чение ~10“8 $Шо/год при довольно большом разбросе. Этот разброс
может быть обусловлен реальной переменностью объекта. Некоторые ком-
поненты линий Fell показывают скорости —125 и —195 км/с, что указы-
вает на существование переменных оболочек, имеющих более высокие
плотности: потеря массы, по-видимому, не является стационарной, а про-
исходит в виде нерегулярных «выбросов» вещества и не обязательно
в виде сферических оболочек.
Это значение $01 не согласуется с определениями [91], основанными
на изучении избытков излучения на 10 мкм. Предполагалось, что эти
избытки обусловлены истекающим веществом, и принималась зависимость
23-1092
354
Глава 7
г (г), такая же, как для PCyg (хотя известно, что эта зависимость и (г)
сильно отличается от зависимости для большинства других звезд!). Для
a Cyg получено значение темпа потери массы 69-10“8 ЯИо/год. Такое
большое значение обусловлено частично не подходящей зависимостью
г (г), но, возможно, вызвано тем, что оболочка гораздо горячее, чем
принималось в [913], так что однократно ионизованного железа меньше,
чем предполагалось в расчете. Проблема эта еще остается не решенной.
Та же проблема имеет место в случае rjLeo(AOlb), для которой в [847]
получено — ЭЛ = 3-10“10 9Ле/год, тогда как в [913] не найдено свиде-
тельств потери массы. В [91] получено 4,7-10“ 8 9Ло/год. Очевидно, не-
обходимы дальнейшие исследования!
Результаты изучения сверхгигантов класса А представлены в табл. XLI.
Огромное различие между значениями, полученными по спектральным
данным и по инфракрасным избыткам излучения, настораживает и тре-
бует дальнейшего изучения! Такие различия не позволяют в настоящее
время сделать вывод, каков наиболее вероятный темп потери массы
у сверхгигантов класса А.
Сверхгиганты классов F, G и К мало исследованы. Для гипергиганта
pCas (F8Ia+) в [1347] определен темп потери массы от 2,5 • 10“б до
2,5 10“5 SRq/год, а в [1343, 1344] >1,2-10“5 9Ло/год. Эти значения ве-
лики и указывают (вместе с наблюдаемой переменностью светимости
и спектра) на крайнюю неустойчивость этого класса сверхгигантов. Такое
различие между двумя опубликованными значениями обусловлено скорее
не ошибками, а реальными физическими флуктуациями с периодом
меньше года.
Другой гипергигант, HR 8752 (G0Ia+), имеет темп потери массы
10“5 SRq/год [898], полученный по радиоданным. По эмиссии На найдено
значение 7 • 10“6 ЭЛо/год.
Начато систематическое изучение потери массы в сверхгигантах клас-
Таблица XLI
Темп потери массы сверхгигантами класса А
Звезда HD Спектральный класс Mj, 10 ',Ш1е/год Ссылки
21389 AOIa — 7,lm 0,42 [91J
HR 1040 АО la 0,01 [1251]
Г] Leo 87737 AOIb -5,5. 0,047 [91]
<10“3 [1251]
0,0003 [847]
12953 Al la -8,0 0,80 [91]
9 Per 14489 A2Ia -7,5 0,52 [91]
a Cyg 197345 A2Ia -7,9 0,69 [91]
0,011 [913]
0,01-0,07 <51
17378 A5Ia -7,8 0,32 [913]
HR 2874 A5 lb 0,003 [1251]
Потеря массы звездами высокой светимости
355
сов F и G [1287]. Звезды класса GO la RPup и BS4441 имеют — ЯЙ «
~410“7 ЯИ©/год. Реальный темп потери массы может быть больше
одИн-два порядка величины, так как водород в основном является
нейтральным. Для 89 her (F2Ia) -ЯЙ = 10“8 ЯКо/год [1349]. Сверхгигант
Aur (K4Ib) был исследован в работах [1332, 1333], и было получено два
значения темпа потери массы: 10“8 и 10“7 ЯКо/год. Околозвездное об-
лако на расстоянии 10 R, должно иметь концентрацию 2-1011 см“3,
а на 100 R, 2-Ю10 см“3. Турбулентные скорости в облаке находятся
в интервале от 20 до 50 км/с.
Для сверхгигантов HD 216946 (K5Ib), HD17506 (K3Ib), HD 48329
(G81b) и HD 208606 (G81b) получены значения темпа потери массы
(20, 20, 4 и 4)-10“8 Я)1о/год соответственно [1280].
Итак, помня о недостаточном объеме данных, можно подвести итоги
для сверхгигантов классов F, G и К:
класс светимости: la — lb — ЯП = 10“7 —10“8 SOIq/год
1а+ — ЯЙ = (10 -2,5) 10“6 ЯНо/год
Имея дело со звездами этих классов, мы не должны забывать, что
они занимают на диаграмме Герцшпрунга — Рессела область, которую
(для звезд с Mv < 0) можно разделить на две части: одну — где располо-
жены звезды, имеющие в спектре околозвездные линии, и другую — где
звезды не имеют этих линий. Граница между областями довольно резкая
(рис. 90). Очевидно, интересно исследовать, связана ли линия раздела
с потерей массы. Выдвинуто предположение [1119], что эта линия разде-
ляет также области, в которых звездный ветер в основании короны
изменяет свою скорость от дозвуковых к сверхзвуковым значениям (выше
линии раздела). Чтобы проверить это интересное предположение, необ-
ходимы дополнительные данные наблюдений о коронах звезд промежу-
точного типа.
Гиганты и сверхгиганты поздних спектральных классов. Пионерские
работы по этим звездам были выполнены Дойчем [433, 435], который
определил для гиганта a1 Her (М51 —II) темп потери массы 3 • 10“ 8 ЯНо/год,
а для сверхгигантов спектральных классов М5 —М8 получил слишком
низкое среднее значение: 4-10“9 ЯПе/год. Темп потери массы для a1 Her
переопределен на основе наблюдений околозвездных линий поглощения
в спектре визуального спутника a2 Her [1283]: — ЯЙ= 1,1 -10“7 ЯЛо/год
(с очностью до множителя 2). Эта звезда имеет параметры: ЯК = 1,7 ЯИО,
мь = — 3,5m, L/Lo = 3,3 ± 0,2.
Для сверхгиганта aOri(Ml.5 lab) найдено более высокое значение
темпа потери массы: 4,5 10“6 ЯНо/год [1728]. Это значение по порядку
величины было подтверждено в [573], где получено немного меньшее
значение: 0,7 10“6 ЯИо/год. Новое определение [1282]: 10“6 ЯПо/год.
Объект такого же типа — a Sco (Ml.5 lab), для которого по ультра-
фиолетовому спектру с эмиссионными линиями определен темп потери
массы 7 10“6 ЯКо/год [1632, 1633]. Это значение гораздо выше, чем
Данное в [871] (7-10“7 ЯЛо/год), и кажется более надежным, так как при
его определении рассматривалось ионизационное равновесие в оболочке.
23*
356
Глава 7
Однако оно может оказаться завышенным, если использованная при его
определении спектральная линия Znll имеет сильный межзвездный ком-
понент
Составлен список значений 9JI, определенных по инфракрасным избыт-
кам излучения у большого числа звезд класса М [573]. Для сверх-
гигантов в этом списке приведен темп потери массы в интервале от
0,7 • 10-6 до 27-106 ЭЛе/год. В [621] определен темп потери массы
у 9 гигантов и сверхгигантов класса М по лучевым концентрациям
и скоростям расширения (профили линий На типа Р Cyg). В [1344] иссле-
дованы 12 гигантов со спектральными классами в интервале от
К5 — МО lab — lb (ф1 Aur) до М5 lb — III (а1 Нет). Физические параметры
околозвездных оболочек были определены по результатам сканирования
сильных резонансных линий в оптической области спектра. Результирую-
щий темп потери массы заключен в интервале от 10-9 до 10 с 9Лэ/год
для звезд с Mvx — lm до значений 10“6 для М„ = — 7т. Этим данным
соответствует эмпирическое соотношение (исключая звезды a Sco и VV Сер)
1g (—ЭЙ) [ЭЛ о/год] « -10 - 7г Мь.
Повторное исследование околозвездных оболочек и темпа потери массы
четырьмя сверхгигантами класса М [129] привело к гораздо большим
значениям, чем упомянутые выше. Это различие было приписано тому,
что протяженности околозвездных оболочек превышают значения, пред-
полагавшиеся в более ранней раооте. Наблюдаемые профили пиний
аппроксимировались моделью: оболочка, отделенная от фотосферы и
имеющая постоянную скорость расширения, а следовательно, плотность,
уменьшающуюся как г~2. Полученные значения очень сильно отличаются
от всех других определений, поэтому требуется дальнейшее исследование
и осторожное использование этих данных.
Для переменных типа Миры Кита с мазерным излучением ОН
(с типичными значениями Мь от —4 до — 5т) темп потери массы оце-
нивался в [934]. При этом асимптотические скорости расширения (3,5 км/с)
были определены по половинному значению разделения эмиссионных
пиков ОН в единицах скорости, и при концентрации N(OH)«106 см-3
[955] и радиусе оболочки 1О10 км темп потери массы оценивается
в 2-10 7 ЭЛд/год. Для этих звезд потеря массы, по-видимому, растет
с увеличением периода пульсаций [802].
Сводка определений темпа потери массы у сверхгигантов класса М
(с различной степенью точности) дается в табл. XLII. Большие различия
между определениями в [129] и остальными не позволяет уверенно при-
нять значения в [129]. В разд. 6.16 мы уже обращали внимание на
необычный объект — очень красный сверхгигант VY СМа и предположили,
что исключительно высокое значение ЭЛ может указывать на то, что
этот объект является сжимающейся дротозвездой: вспомните, что темп
потери массы для этой звезды оценивался в предположении, что оболочка,
окружающая звезду, была сброшена самой звездой.
Итоговые данные о темпах потери массы. В предыдущих разделах
и особенно в табл. XXXIX —XLII и на рис. 110 представлена вся имею-
Потеря массы звездами высокой светимости
357
Таблица XLII
Темп потери массы сверхгигантами и некоторыми другими
звездами класса М
Звезда Спектральный класс (в максимуме) io °<то/год Ссылки
х|/ Aur К5 - МО lab 0,5 [573]
6(BU) Gem Ml la 2,1 [573]
TV Gem Ml lab 1,2 [573]
a Ori Ml.5 lab 5,0 [1728]
0,7 [573]
0,17 [1343 1344]
34 [129]
1 [1282-1286]
0,03 [1385]
0,15 [621]
a Sco Ml.5 lab 0,1 [1343, 1344]
2,2 [129]
0,7 [871]
7 U633]
0,13 [621]
pCep М2 la 10 [573]
1,0 [1643, 1644]
420 [29]
0 49 [621]
VVCep М2 lab 0,13 [573]
RWCyg М2 la—lab 5 [573]
119(CE)Tau M2Ib 0,24 [573
VYCMa M3el 200 Разд. 6.16
BCCyg М3 la 7 [573]
BI Cyg М3 lab 7 [573]
SPer M4Ia 27 [573]
UY Set M4 la—lab 6 [573]
ai Her M5 Ib-II 0.03 [433]
0,9 [573]
0,67 [129]
0,11 [1282-1286]
0,028 [621]
YLyn M5 Ib-II 0,23 [573]
о Cet (Мира) M5 0,2 [1809]
0,6 [233] и разд. 3 11
RSCnC M6 Ib-II 0,4 [573]
Щаяся к настоящему времени информация о темпах потери массы. При-
веденный материал показывает зависимость от класса светимости и от
спектрального класса. Некоторые авторы пытались установить эмпири-
ческие соотношения между ЭЛ и параметрами звезд. Мы приведем их
ниже прежде всего для звезд ранних спектральных классов. Из анализа
потери массы звездами ранних спектральных классов выведены следующие
Рис. 110. Обзор данных о потере массы звездами, расположенными в верхней
части диаграммы Герцшпрунга — Рессела. Рядом с отдельными звездами, а акже
у линий равных темпов потери массы приведены значения 1g (—/год).
У нескольких групп звезд и у отдельных объектов, обведенных кружками, зна-
чения SB1 сильно отличаются от окружающих. Ядра планетарных туманностей,
звезды Вольфа — Райе и Of относятся к проэволюционировавшим объзктам.
Положения звезд ц Car, Р Cyg, VY СМа и центральной звезды NGC 6543
отмечены точками.
эмпирические соотношения [91]:
для звезд класса О (за исключением HD 108)
-9ЭТ = 6,8 • IO"13 LOOio.oe ЯИе/год,
для сверхгигантов классов В и А
-$№ = 5 -10“13 L^o±o,08 дао/год,
где L выражено в LQ.
358
Потеря массы звездами высокой светимости 359
Понятно, что численные значения в этих соотношениях могут сильно
измениться, когда появится больше информации. Эти соотношения совмес-
тимы с предположением, что потеря массы обусловлена давлением
излучения.
Для звезд ранних спектральных классов эмпирическое соотношение
между темпом потери массы, массой звезды (выраженной в 9Ле) и коли-
чеством энергии, излученной в линии На, L(Ha), выраженной в Lo,
согласно [836], таково:
lg [L(Ha)/Le] = 2 lg (- SOT) - lg (SOT/60) + C,
где параметр С определяется эффективной температурой звезды:
Те, К 30000 40000 50000
С 11,691 11,448 11,300
Для расчетов L(Ha) можно использовать [341] и соотношение Ал-
лена [16]
lgLk(y)= -0,4М„ + 31,63,
где ЕДУ) — светимость звезды в эрг/(с-А) в полосе V [341]. Полная
эквивалентная ширина эмиссии На определяется (не совсем удовлетвори-
тельно) путем прибавления эквивалентной ширины фотосферной линии
поглощения, взятой из модельных расчетов, к наблюдаемой эквивалент-
ной ширине эмиссионной линии (т. е. части профиля выше непрерывного
спектра).
Очевидна важность определения потери массы звездами самого раннего
класса О: звезда 60 9ЛО при темпе потери массы ~10-5 ЭЛо/год за время
жизни на стадии Of, примерно равное 106 — 3 • 10б лет, потеряет от 1/6
до 1/2 своей массы.
Для холодных звезд искалось универсальное представление для темпа
потери массы как функции фундаментальных параметров звезды [1281 —
1283,1286]. Простейшей возможной величиной с размерностью [масса/вре-
мя] является произведение L/gR. Если выразить все три величины в сол-
нечных единицах, то получается эмпирическое соотношение:
-9Л = (5,5 + 1) • IO’13 L/gR [9Ле/год],
-ЭЛ = (5,5 ± 1)• 10“13 LR/ЭЛ [9Ло/год], ( ’
которое достаточно хорошо удовлетворяет наблюдениям, хотя в одном
случае (для 89 Her) отклоняется на два порядка от наблюдаемого зна-
чения. Поскольку gR характеризует потенциальную энергию звезды, пред-
положение, что отношение ЭЛ к L/gR постоянно, эквивалентно предпо-
ложению, что во всех случаях одна и та же доля светимости звезды
идет на то, чтобы сообщить необходимую энергию истекающему веществу.
Для звезд промежуточных температур формула (7.4.1) модифицирована
[422, 553] таким образом, что светимость звезды L заменена на поток
Механической энергии Fm, что приводит к выражению
ЭЛ = r\Fm/gR,
360
Глава 7
где г] — фактор эффективности, равный для Солнца -8-10 4. В работе
[422], по-видимому, получено разумное согласие с наблюдениями.
7.5. ТЕОРИЯ ИСТЕЧЕНИЯ ВЕЩЕСТВА ИЗ ЗВЕЗД,
ОСНОВАННАЯ НА ТЕОРИИ ФЛУКТУАЦИЙ
Необходимо помнить (см. [28 — 30]), что потеря массы звездой не
постоянное и устойчивое явление: как показано для звезд, для которых
имеется достаточный ряд наблюдений, например для Солнца и некоторых
других звезд, истечение вещества постоянно изменяется в широких пре-
делах. Источник этих флуктуаций должен находиться в фотосфере, в ко-
торой не существует полного теплового равновесия. Чтобы определить
природу флуктуаций, нужно сравнить два характерных времени релаксации:
динамическое характерное время, т. е. время, которое определяет ход
динамических процессов на поверхности звезды, или время, необходимое
для достижения устойчивого состояния после возмущения поверхности:
= (4/з 7гК3/6ЭЛ)1/2 = (pG)“1/2 (7.5.1)
и тепловое характерное время (время Кельвина — Гельмгольца), которое
определяет время, необходимое для излучения запаса потенциальной
энергии звезды, т. е. время, необходимое для достижения теплового равно-
весия [см. уравнения (4.1.9), (4.1.10) и (74.1)]:
т, = G9W2/RL = TOgR/L. (7.5.2)
Для всех звезд xd с т(, иначе звезды не были бы устойчивы. Например,
для Солнца xd ~ 3 • 103 с и т(»1015 с, а для звезды с L=106£o,
®1 = 40ЯЛо, R = 30 Ra р = 2-10"3 г/см3 имеем xd = 10б с и т(=109 с.
Видимо, сверхгигант с такими параметрами ближе к неустойчивому со-
стоянию, чем Солнце: это тоже хорошо известный факт!
Для исследования природы потери массы с помощью теории термо-
динамических флуктуаций в [28] выбран безразмерный параметр
Х = -(GSOl/LR)®!. (7.5.3)
Физический смысл этой величины состоит в том, что если Р — полная
энергия, генерируемая в недрах звезды, то закон сохранения энергии
требует, чтобы X = (Р — L)/L. Полная термализация означала бы X -> 0,
тогда как в реальной звезде, в которой поверхностные возмущения
происходят^ непрерывно, X должно быть близко к некоторому среднему
значению X. Поскольку принимается, что ЭП — переменная величина, X
также будет меняться и можно записать
X = — Х/т( + A (t).
Это — уравнение Ланжевена, в котором изменение X выражено через сумму
систематического члена и независимого несистематического или случайного
члена. Выражение для A (t) детально изучено и определено в [30].
Из этого уравнения следует, что среднеквадратичное значение А = (A2 (t)')1
является нормированной интенсивностью гравитационных возмущений,
средняя мощность которых равна А единицам гравитационной энер-
Потеря массы звездами высокой светимости
361
гни т.е- 4(G9312/R). Теперь примем, что между э:
предположительно малыми, и тепловой светимостью
„.хиейная связь
ими возмущениями,
звезды L существует
A (G3K2/R) = %L, или А — yjTt. (7.5.4а)
В то же время можно показать, что для возмущений, направленных
наружу,
<Л+> = A/vm. (7.5.46)
Затем делается важное предположение, что х одинаково для всех звезд.
Дальнейший анализ приводит к следующему результату:
<Х2> = т(<В2>/2г,
где
<В2> = fdtf dt' <4 (t) A (t')>
о о
есть интеграл от автокорреляционной функции А (г) по фиксированному
интервалу времени т, выбранному в промежутке между значениями та
и т(. Однако отношение <В2>/2т не зависит от этого выбора. При
разумном предположении, что автокорреляционная функция А (г) распада-
ется за динамическое время xd, получаем
<В2> = т (Л+Хгл^/т,,)-172,
и, следовательно,
= X (Td/Tt)1/2, <А-+ > = (та/2ят()1/2.
Из уравнений (7.5.1) —(7.5.3) тогда находим
- 931 = 0,40 L3/2 (B/931)9/4/G7/4, (7.5.5)
где коэффициент (0,40) определяется выражением [2л(3у — 4)1/2]-1/2.
На рис 111 [28] сравниваются наблюдаемые значения темпа потери
массы (см. также табл. XXXIX —XLII) различных звезд. Прямая ли-
ния относится к звездам главной последовательности, для которых
931 сс L0’29 и Я ос L0,208, что приводит к соотношению
931/9Й© = L/L^32, (7.5.6)
которому, по-видимому, действительно подчиняются звезды главной
последовав ельности. Другие линии на этой диаграмме относятся к звездам
классов светимости III и I и получены из уравнения (7.5 5) поде гановкой
соответствующих соотношений между 931, L и R для таких звезд. Для
звезд этих классов светимости, особенно сверхгигантов, получается сильное
Расхождение между наблюдаемым и теоретически ожидаемым положением
звезд на диаграмме: в некоторых случаях расхождение достигает трех
порвдков величины, т. е. значительно больше, чем ошибки используемых
Данных. В [30] приводятся аргументы в пользу ^ого, что в формуле
362
Глава 7
Рис. 111. Зависимость темпа потери
массы от светимости в соответствии
с уравнением (7.5.5) (сплошные линии).
I — сверхгиганты, III — гиганты V —
звезды главной последовательности.
В последнем случае прямая линия
соответствует уравнению (7.5.6) [28].
ядра сверхгиганта, и это устранит
необходимо использовать радиус
расхождение.
Итак, изучение проблемы потери массы звездами на основе теории
флуктуаций может служить плодотворным подходом для дальнейших
исследований. В этой теории есть несколько искусственных предположе-
ний, составляющих ее слабую сторону. Основополагающим в теории
является то, что флуктуации имеют подфотосферную природу, хотя до
сих пор это слабо подтверждается наблюдениями. Описанный подход
показывает, как из самых общих соображений, которые не включают
никакого конкретного механизма потери массы, можно установить соот-
ношение между параметрами звезды и ЭЛ. Следующей очевидной пробле-
мой являются поиски физических механизмов, ответственных за потерю
массы.
7.6. МЕХАНИЗМЫ ПОТЕРИ МАССЫ СВЕРХГИГАНТАМИ
Начнем с предостережения: единственной звездой, для которой физи-
ческие механизмы потери массы могут быть изучены детально, является
Солнце — звезда, у которой, если поместить ее на расстояние средней
звезды, магнитное поле станет недоступным наблюдениям. Тем не менее
не вызывает сомнений, что солнечное магнитное поле преимущественно
и определяет темп потери массы, причем на первый взгляд может
показаться странным, что истечение вещества происходит не из плотных
областей солнечной короны, где газ удерживается магнитным полем
Потеря массы звездами высокой светимости
363
Рис. 112. Изображение Солнца в рентгеновских лучах, полученное на спутнике
«Скайлэб». Самые плотные участки короны расположены над активными областя-
ми, где корональный газ, по-видимому, удерживается замкнутой структурой
магнитного поля. От корональных дыр, занимающих значительную площадь
диска, рентгеновское излучение отсутствует. Вероятно, корональные дыры явля-
ются главными источниками звездного ветра. (Фотография из журнала American
Science and Engineering.)
активных областей. Напротив, по-видимому, солнечный ветер истекает
из загадочных корональных дыр — областей, где плотность газа много
меньше, чем в среднем в короне, с неизвестной, но, вероятно, «открытой»
структурой магнитного поля (рис. 112). Что же тогда говорить о разно-
образных изящных и детально разработанных теориях, стремящихся
объяснить звездный ветер?
Необходимо довольно сдержанно подходить к оценке того, что было
Достигнуто до сих пор. Во всех отношениях мы находимся в самом
начале пути, и, вероятно, неожиданные открытия еще впереди.
Для многих объектов, рассмотренных в этой книге, особенно гигантов
364
Глава 7
ранних и поздних классов, существование короны или (и) хромосферы —
скорее правило, чем исключение (см. разд. 6.11). Сверхгиганты класса А
и более поздних классов, вероятно, обладают хромосферами, а не коро-
нами: низкие значения geff во внешних слоях последних будут препят-
ствовать образованию короны, в то же время в сверхгигантах класса А
поток механической энергии, вероятно, довольно мал.
Механизм хромосферного или короналыюго нагрева в звездах самой
высокой светимости не ясен. Поскольку турбулентные элементы в сверх-
гигантах чрезвычайно велики и имеют размеры, во много раз превосхо-
дящие высоту однородной атмосферы (разд. 5.10), очевидно, нагрев вызы-
вается не диссипацией энергии звуковых волн, а скорее диссипацией,
происходящей в процессах, аналогичных гравитационным волнам и, веро-
ятно, связанных с неустойчивостью Рэлея — Тейлора в атмосферах таких
звезд.
В этих «хромосферах» и «коронах» вещество течет наружу. Поэтому
решающим фактором, возможно, является то, что точка, в которой ско-
рость изменяется от дозвуковых значений к сверхзвуковым, во многих
гигантах и сверхгигантах расположена близко к атмосфере (а иногда
прямо в ней): такой результат следует из расчетов, однако эмпирически
он также очевиден из звуковых значений макроскопических скоростей,
наблюдаемых в многих сверхгигантах раннего класса (разд. 2.9). Это
замечание применимо также к некоторым сверхгигантам поздних классов
(см. [1119]).
Вопрос, на который нужно ответить после этих вводных замечаний,
состоит в следующем: образуется ли звездный ветер в короне или хро-
мосфере, или, наоборот, короны порождаются звездным ветром? Или,
быть может, и звездный ветер, и корона имеют одинаковое происхож-
дение, например порождаются потоком механической энергии и больше
никак не связаны друг с другом. Критический разбор этих проблем
сделан в [255].
Ответы различны для разных классов рассматриваемых звезд. Короны
солнечного типа обусловлены потоком механической или магнитной энер-
гии. Солнечный ветер возникаег в короне и ускоряется давлением горя-
чей корональной плазмы в областях с «открытой» структурой магнитного
поля. Вероятно, это справедливо для большинства холодных гигантов
и сверхгигантов: звездный ветер в них может возникать в коронах и хро-
мосферах. Кроме того, в следующем разделе мы покажем, что в самых
холодных сверхгигантах звездный ветер обусловлен давлением излучения
на пыль и молекулы, так как возможно, что пыль и молекулы «тащат»
за -собой газ. Но эта последняя проблема нуждается в дальнейшем ис-
следовании.
Короны звезд ранних классов О и В не могут объяснить сильный
звездный ветер, наблюдаемый у этих объектов, прежде всего потому, что
применение теории коронального ветра к таким звездам, у которых
асимптотические скорости порядка нескольких тысяч км/с, потребовало бы
значений температуры короны ~107 К [967]. Следовательно, корона
играет незначительную роль в ускорении звездного ветра и доминирую-
Потеря массы звездами высокой светимости
365
щей силой является мощный поток излучения. Это можно показать
и иначе: поток энергии F„, заключенный в звездном ветре звезд ранних
классов, сравним по порядку величины с полной тепловой энергией,
содержащейся в коронах этих звезд. Следовательно, если звездный ветер
получает кинетическую энергию от корон в звездах ранних классов, то
сами короны должны каждые несколько секунд или минут снова запасаться
энергией, что совершенно нереально. Напротив, возмущения в звездном
ветре звезд ранних классов и высокой светимости, усиленные давлением
излучения, связанным с сильными резонансными линиями в ультрафио-
летовой области спектра [975, 995], могут производить механическую
энергию, которая нагревает сверхзвуковые области звездного ветра. В ре-
зультате в этой области звездного ветра появляются горячие участки,
поэтому он не является чисто сферически симметричным образованием
(нет оснований считать короны звезд ранних классов сферически симмет-
ричными). Таким образом, короны звезд ранних классов обусловлены
звездным ветром.
В этой связи интересны звезды класса А, особенно сверхгиганты:
потоки истекающего из них вещества, а также их короны и хромосферы
весьма слабы (ср. с a Cyg) вследствие малых потоков механической энер-
гии, ожидаемых от этих звезд. Это опять-таки подтверждает точку зрения,
что по крайней мере для некоторых звезд короны и звездный ветер
имеют общее происхождение и обусловлены, вероятно, потоком механи-
ческой или магнитной энергии.
И последний аспект, еще не обсуждавшийся из-за своей чрезвычайной
сложности: влияние вращения звезды на звездный ветер. Несколько крат-
ких и полуколичественных замечаний об этом предмете сделано в [263].
7.7. РАСШИРЯЮЩИЕСЯ ПЫЛЕВЫЕ ОБОЛОЧКИ
Многие звезды, особенно с достаточно большими значениями ЭЛ,
окружены оболочками, содержащими пылевые частицы, которые сконден-
сировались из молекулярного газа. Эти пылевые оболочки должны также
расширяться под действием давления излучения на частицы или двигаться
от звезды вследствие передачи импульса от звездного ветра к пылинкам
[585, 970]. Рассмотрим эту проблему на примере звезд типа Миры Кита.
Теория, в основных чертах подобная описанной в разд. 1.3 и приводящая
к пределу Эддингтона, развита в [1338]. Интегрирование гидродинами-
ческих уравнений в стационарном приближении дает
r00 = resc(L/L1in,-l)1/2, (7.11.1)
где £Iim определяется уравнением (1.3.3), в котором к — суммарная не-
прозрачность пыли и газа. Для пылевых частиц трудно определить к,
но хорошим приближением может быть к х 1. В уравнение (7.11.1) можно
подставить формулы для скорости ускользания cesc = (2G9JJ/R)1/2, свети-
мости L= 4лК2оТ* и уравнение для пульсаций (4.7.1). Тогда, следуя [1056],
получим квадратное уравнение
R2 - (nTP2fc/cGP) R + va_P2/2G[i = 0. (7.11.2)
366 Глава 7
Здесь Р — период пульсаций звезды, Р = 4/з ЛС2Р©- Пусть Q = 0,044, тогда
Р = 0,0094, пусть далее равно половине расстояния между линиями
излучения в мазерных линиях ОН (км/с), и пусть, наконец, к = 1, Тогда
для любой звезды типа Миры Кита с известным полным потоком
излучения nF (который представляет одну из трудностей для решения
задачи) и периодом Р можно определить радиус. Если nF неизвестно
то уравнение (7.11.2) для любого периода Р определяет связь между
и R. При Q = 0,03d получено значение <931 > х 1 — 2 931О, в хорошем согла-
сии с другими определениями и оценками. Если взять Q = 0,044, то окон-
чательный результат изменится мало.
По существу, этот результат означает, что основные предположения
лежащие в основе настоящих рассуждений, верны, поэтому область обо-
лочки, в которой образуются мазерные линии, должна расширяться из-за
давления излучения на околозвездную пыль, которая одновременно
передает этот импульс газу.
Глава 8
ПЕРЕМЕННОСТЬ АТМОСФЕР СВЕРХГИГАНТОВ
8.1. ВВЕДЕНИЕ; ИСТОРИЯ
Многие, если не все, сверхгиганты показывают признаки переменности,
что свидетельствует о неустойчивом характере их очень протяженных
атмосфер. Большая часть изменений блеска у этих звезд имеет малую
амплитуду и носит более или менее случайный характер, но часто удается
выделить «характерный период» этих колебаний. Кроме сверхгигантов
в верхней части диаграммы Герцшпрунга — Рессела есть еще несколько
групп переменных звезд. Это (в порядке уменьшения эффективной темпе-
ратуры) звезды типа рСМа (или рСер), цефеиды, полуправильные пере-
менные (UVTau) и долгопериодические красные переменные типа Миры
Кита. Звезды типа РСМа относятся к классам светимости II —IV, цефеиды
достигают классов III и II, так же как и звезды типа Миры Кита. Эти
звезды не являются сверхгигантами. В этой главе мы ограничимся изу-
чением переменности в атмосферах сверхгигантов.
Прежде чем описывать данные наблюдений об изменениях блеска
цвета и спектра, сделаем небольшой экскурс в историю. Среди сверх-
гигантов, вероятно, лучше всего изучен спектр переменной a Cyg (А21а);
он известен с 1896 г. Были найдены указания на переменность с «харак-
терным временем» около 12 сут [1191]. Данные наблюдений [1191] были
заново проанализированы [968], и выявлено не менее 16 значимых перио-
дов в интервале от 6,9 до 100,8 сут (разд. 8.4).
Почти одновременно (в 1897 г.) были обнаружены колебания блеска
У сверхгиганта SDor (HD 35343, А2 —A5eq; см. разд. 3.9) в Большом
Магеллановом Облаке [1226]. С тех пор в кривой блеска было про-
[ИЗ^6]10 несколько глубоких минимумов, причем последний около 1965 г.
Колебания блеска у сверхгигантов промежуточных спектральных клас-
сов (~ A —F) были выявлены в спиральной галактике М 33 Дунканом [457],
открывшим там три переменных сверхгиганта, и независимо от него
Улфом [1779], обнаружившим одну из этих трех звезд. Последняя
звезда, которой Дункан дал обозначение Var2, позднее была изучена
в работе [709]. В спектре ее обнаружены эмиссионные линии Не1 наряду
системой линий поглощения, характерной для спектрального класса А.
пустя более 30 лет после этих открытий Хаббл и Сэндейдж [702] нашли
и Р^Нность блеска у пяти других сверхгигантов классов А и F в М 31
ре 3 по наблюдениям, охватывающим период более 50 лет. Эти
зультаты были подтверждены спустя 20 лет в [1316]. Описанные здесь
368
Глава 8
переменные спектральных классов А и F иногда называются переменными
Хаббла — Сэндейджа или переменными типа S Dor, но эти типы точно
не определены и обычно в литературе эти названия не используются.
В NGC2403 открыто пять голубых неправильных переменных сверх-
гигантов [1530].
В Большом Магеллановом Облаке обнаружены колебания блеска
у пяти сверхгигантов [1314]. От ночи к ночи их блеск менялся в интер-
вале от 0,02 до 0,07™. В другом исследовании Большого Магелланова
Облака [41] установлено, что почти все 18 изученных звезд спектральных
классов О и В высокой светимости изменяют блеск с характерным вре-
менем порядка нескольких недель; позднее у S Dor и HD 37836 обнаружена
[42] также фотометрическая переменность с характерным временем
порядка нескольких часов.
Еще Андерхилл [1587] отмечала, что «с большой вероятностью многие,
если не все, «яркие» сверхгиганты переменны по блеску, и (или) цвету,
и (или) лучевой скорости». Теперь это общеизвестно: все сверхгиганты
класса 1а имеют слабую переменность. Следующие вопросы касаются
того, как эта переменность зависит от параметров звезды, таких, как
светимость и масса, и какие физические законы регулируют переменность.
На первый вопрос теперь можно приближенно ответить так: накоплено
достаточно информации о зависимости переменности от параметров
звезды (разд. 8.2 —8.4). Физические же механизмы переменности еще
недостаточно поняты (разд, 8.6 и 8.7).
8.2. КОЛЕБАНИЯ БЛЕСКА
Все сверхгиганты класса 1а подвержены неправильным колебаниям
блеска. Хорошо известным объектом является гипергигант pCas (F8Ia+)
(разд. 3.8), для которого характерны неправильные колебания блеска
с типичной амплитудой порядка 0,2" и харатерным временем изменения
блеска около 400 сут. У этой звезды могут также происходить внезапные
скачки блеска, например в 1946—1947 гг. ее блеск уменьшился на 1,5т,
а спустя несколько лет восстановился.
Все остальные хорошо изученные гипергиганты также переменны,
например HD 160529 [1475, 1777], HD 33579 в Большом Магеллановом
Облаке [1772] и HD7583 в Малом Магеллановом Облаке [1773]. Осо-
бенно интересны колебания блеска, достигающие 0,3” у звезды HD 160529,
так как, по-видимому, они связаны каким-то образом с полем скоростей;
обнаружена корреляция между колебаниями блеска и изменениями луче-
вой скорости, как если бы распространение волн в атмосфере влияло
на излучение звезды в непрерывном спектре, а также корреляция между
колебаниями блеска и расщеплением спектральных линий: чем больше
расщепление, тем слабее звезда.
Систематический анализ колебаний блеска сверхгигантов проводился
в работах [217, 218, 978, 980, 1323, 1475, 1476, 1636-1638]. В [1476]
анализировались колебания блеска 12 сверхгигантов классов А и В
Переменность атмосфер сверхгигантов
369
с —9,0 < М„ — 5,7м, а в работе [1636] исследовано семь сверхгигантов
класса 1а вблизи скоплений h и % Per. В [978] описана обширная женевская
фотометрическая программа наблюдений этих звезд. В течение шести лет
проводились фотометрические наблюдения трех сверхгигантов и одного
гипергиганта (HD 33579, разд. 3.8) в Большом Магеллановом Облаке
[1636]. Изучались также колебания блеска трех сверхгигантов, находя-
щихся на диаграмме Герцшпрунга — Рессела в области продолжения
полосы нестабильности цефеид [1638].
Эти наблюдения сверхгигантов показывают существование перемен-
ности различного типа:
Короткопериодическая переменность с характерным временем порядка
нескольких часов и с амплитудой несколько сотых звездной величины
была обнаружена только у двух из трех (или четырех) изученных гипер-
гигантов, т. е. у наиболее экстремальных объектов: HD 160529 (А21а+,
Мг=-8,9т) и HD168607 (В91а+; М1>=-9,0га). У звезд HD 152236
(Bl Ia+; Mv = — 8,8т) и BD — 14°5037 (В1.51а+ (?); Mv = —7,2) таких быст-
рых флуктуаций не обнаружено. У двух объектов с подобной перемен-
ностью профили линий На имели хорошо выраженный тип PCyg, а ши-
рины эмиссионных линий достигали 20 — 30 А [1475].
Короткопериодическая переменность найдена у S Dor [42, 1042] и
HDE 269006 [1774].
Промежуточная переменность (с характерным временем от нескольких
суток до нескольких месяцев) найдена у всех объектов, изученных в [1323],
Рис. 113. Переменность промежуточного типа визуального блеска mv у четырех
сверхгигантов класса светимости 1а. По оси абсцисс отложено время, весь пока-
занный отрезок оси соответствует 150 сут, по оси ординат Am,,. Крестиками
обозначены неточные значения [1323].
24-1092
370
Глава 8
кроме самой слабой звезды HD167264 (ВО 1а, М„=—5,7й). Приме-
ры этого типа переменности приведены на рис. ИЗ. Строгая перио-
дичность отсутствует, но с помощью автокорреляционного анализа [218]
можно установить «квазипериод» Ps. Значения Ps, по-видимому, увеличи-
ваются от 15 — 20 сут для сверхгигантов класса В до более 80 сут для
звезды класса GO 1а. Если обозначить «спектральный класс» символом S
и принять за «единицу спектрального класса» промежутки АО—ВО и т.д.
то приближенная зависимость имеет вид lg Ps = 1,2 + 0,25 (S — ВО). Сред-
няя амплитуда колебаний блеска порядка 0,05'" [218, 1475]. Большие
амплитуды в полосе у найдены у звезд HD 91619 (В51а) «0,09“ и HD 96919
(В91а) «0,11“ [1776]. У этих двух звезд характерные времена изменения
блеска оцениваются в 15 — 20 сут, но могут происходить и другие, совер-
шенно хаотические флуктуации с Ду « 0,05.
Систематические поиски колебаний блеска звезд верхней части диа-
граммы Герцшпрунга — Рессела предприняты женевской группой (рис. 114. а)
[978, 979]. На рис. 114, а для всех звезд, наблюдавшихся более чем три
раза, указаны значения корня квадратного из амплитуды флуктуаций,
умноженные на 3,3. Эти значения имитируют «полную амплитуду» изме-
нений блеска.
Важной особенностью, следующей из диаграммы, является рост ампли-
туды колебаний блеска с увеличением светимости. Для сверхгигантов
самой высокой светимости интересны также изменения амплитуды коле-
баний блеска с Те: имеются максимумы для звезд классов О и В и для
звезд самых поздних классов. Получено соотношение между темпом потери
массы и этой «амплитудой» [978, 979]. Изменение «амплитуды» с Те
очень напоминает зависимость от Те глубины проникновения конвекции
во внешних слоях массивных звезд.
Очень важным является соотношение между квазипериодом и свети-
мостью. По наблюдениям лучевых скоростей vR было замечено [4], что
существует хорошая корреляция между Ps и абсолютной визуальной
величиной Mv; это приводит к статистической зависимости период — све-
тимость. Она была подтверждена многочисленными наблюдениями коле-
баний блеска [217, 978, 1474, 1476] (см. также компиляцию данных [978]
на рис. 114,6). Обратите внимание на рис. 115, на который нанесены два
сверхгиганта Большого Магелланова Облака: HD 33579 [1635] и
HDE 268907 [980], а также приведены значения, полученные по наблю-
дениям показателей цвета. По-видимому, соотношение Ps — Мг зависит
от спектрального класса.
Если определить долгопериодическую переменность как наличие раз-
ности между величинами, усредненными по последовательным промежут-
кам времени от месяцев до нескольких лет, то у всех изученных объектов,
за исключением самых слабых, наблюдается долгопериодическая перемен-
ность блеска или показателей цвета. Эти изменения характеризуются
значениями Ат или Ас порядка 0,01—0,02“, но не у всех объектов [1475,
1976]. Например, четыре сверхгиганта или гипергиганта в Большом
Магеллановом Облаке, исследованные в [1636], имеют следующие самые
большие значения Аг и «квазипериода» (глазомерные оценки по кривым
Переменность атмосфер сверхгигантов
371
не. 114. а _ распределение на диаграмме Герцшпрунга — Рессела значений макси-
ьнои амплитуды изменения блеска в полосе V для звезд, наблюдавшихся
ны 66 Т^еХ Р33 П° женевск°й фотометрической программе [978] б — приближен-
е линии постоянных значений Ps на диаграмме Герцшпрунга — Рессела. По дан-
ным [217], пересмотренным в [978].
24*
372
Глава 8
блеска);
At> Л
HD 33579 АЗ 1а+(е) 0,04m 100 сут
HD 35343 А2 —A5eq 0,5 2 года
(S Dor) 2 10 лет
HDE 269006 В2.51ер 0,5 0,5 года
1 5 — 10 лет
HDE 268757 G5 —G8Ia 0 08 1 год
0.3 3 года
Уже эта краткая сводка показывает, что существует четвертый тип
переменности:
Очень медленная переменность была открыта по наблюдениям в те-
чение нескольких лет или нескольких десятков лет. Этот тип переменности
представляет собой неправильные колебания довольно большой ампли-
туды, особенно у объектов самой высокой светимости. Так, в [597]
найдены изменения блеска порядка десятых долей (и больше) звездной
величины с характерным временем несколько десятков лет для нескольких
звезд высокой светимости. Среди этих звезд некоторые имеют характери-
стики г) Саг.
8.3. ПЕРЕМЕННОСТЬ ЦВЕТА
Обширное исследование переменности цвета 660 звезд, основанное на
длительном ряде фотометрических наблюдений, опубликовано в [980].
В [1936] изучались изменения показателей цвета четырех звезд. Гиганты
класса светимости II не обнаруживают статистически значимой перемен-
ности показателей цвета, большей, чем у нормальных карликов классов
светимости от V до III, а у звезд класса светимости I эта переменность
хорошо выражена. Сверхгиганты самой высокой светимости показывают
четкие изменения цвета: примерно треть сверхгигантов классов светимости
lab — lb и все сверхгиганты 1а, по-видимому, подвержены вариациям цвета.
Однако исследования изменений блеска и показателей цвета сверхгигантов
классов А и В не подтвердили полностью этих заключений [1475].
Исследования [235] переменности промежуточного типа (сутки) в непре-
рывном спектре 6 сверхгигантов спектральных классов А и В и классов
светимости la+, 1а и 1b: у звезды HD 167838 (В51а) также не выявили
изменений, правда, эти наблюдения длились только семь ночей. Изменения
показателей цвета происходят не строго периодически, однако существует
некоторая регулярность, подобная, найденной [5] для лучевых скоростей
и для изменений блеска [217, 1476]. Как и в случае изменений блеска,
речь идет не о реальном периоде, а скорее о характерных квазипериодах.
Обзор данных, опубликованных до 1972 г. [980], представлен на рис. 115
(квадратики). Эти данные хорошо согласуются со значениями, получен-
ными по вариациям блеска. Итак, для широкого интервала спектральных
классов существует зависимость период — светимость и для изменении
показателей цвета весьма похожая на аналогичную зависимость для из-
Переменность атмосфер сверхгигантов
373
Рис. 115. Соотношение между квазипериодом Ps (для колебаний блеска и пока-
зателя цвета) и светимостью для сверхгигантов. Изменения блеска (кружки) — по
[217], изменения показателя цвета (квадратики) — по [980].
менений блеска; эта зависимость располагается параллельно соответ-
ствующей зависимости для цефеид.
Как и переменность блеска, переменность цвета сильнее всего у гипер-
гигантов, амплитуда и - v достигает 0,19я' (HD 160529) [1475]. Очень инте-
ресный объект — хорошо изученная звезда HR 5171 (HD 119796, G8Ia+),
которая, по-видимому, имеет два типа переменности [641]: один с харак-
терным временем ~10 лет и с наклоном 1,6 (на диаграмме В, B—V),
Другой с характерным временем порядка одного года и с наклоном 4,2.
так, все гипергиганты и большинство сверхгигантов показывают
374
Глава 8
Рис. 116. Часть диаграммы Герцшпрунга — Рессела для звезд ранних спектраль-
ных классов, на которую нанесены звезды, наблюдавшиеся по женевской фото-
метрической программе. Точки — звезды, у которых изменения показателя цвета
меньше 0,0075™, крестики — звезды с большими изменениями показателей цвета.
Переменность хорошо выражена в заштрихованной области, где расположены
звезды классов О и В самой высокой светимости [980].
переменность цвета, но у звезд меньшей светимости она отсутствует.
Только у звезд классов О и ранних В найдена эта переменность. (Как
указывалось в гл. 2, различие между разными классами светимости для
.звезд самых ранних спектральных классов почти теряется.) На рис. 116
крестиками обозначены звезды, для которых дисперсия показателей цвета
ст > 0,0075т, а точками — звезды с ст < 0,0075т. Ясно видно скопление
крестиков в верхней левой части диаграммы (спектральный класс более
ранний, чем В4). Такая картина подтверждается и при наблюдениях
лучевых скоростей звезд этих классов: наблюдаются нерегулярные изме-
нения лучевой скорости в интервале к 30 км/с [1587].
8.4. ИЗМЕНЕНИЯ В СПЕКТРЕ
Все наиболее яркие сверхгиганты классов светимости 1а и 1а+ в той
или иной мере спектрально переменны. В ряде случаев замечены долго-
периодические изменения спектрального класса. Морган и Кинан [1093]
Переменность атмосфер сверхгигантов 375
—-------------------
обратили внимание на то, что звезды класса светимости la+ HDE 269953
и HDE 269723, классифицированные ими как G0Ia+ и G4Ia+, в работе
Г5О71 были отнесены к классу G0Ia+, что, по-видимому, указывает на
долгопериодические изменения спектра второй звезды. Интересным при-
мером таких изменений спектрального класса является гипергигант pCas,
который в настоящее время классифицируется как F8. Но его спектраль-
ный класс изменялся от К в 1930 г. до G + Ml в 1945 — 1946 гг. [116]
и вновь стал F8Ia+ около 1950 г. [1347]. Другим примером является
звезда BS8752, класс которой медленно изменялся от G0Ia+ до G5Ia+
в период с 1950 по 1970 г. [808]. Спектральный класс звезды FGSge
изменялся от А31Ь в 1968 г. до F7Ib в 1973 г. [275], В51а+ в 1975 г.
и наконец до G2I в 1976 г. [1425]. Одновременно менялся и показатель
цвета B—V, достигший максимального значения в 1977 г. [881]. В разд. 3.12
уже обсуждалась возможная связь этой звезды с ядрами планетарных
туманностей. Согласно [1310]. все сверхгиганты ранних спектральных
классов с эмиссионными линиями, вероятно, представляют собой спект-
рально-переменные звезды. В разд. 3.8 был представлен еще один пример
спектральной переменности гипергиганта.
Кроме описанных выше изменений спектрального класса и цвета имеют
место также изменения лучевых скоростей и интенсивностей или профилей
линий.
Уже в обширном исследовании [5] спектров сверхгигантов было уста-
новлено, что изменение лучевых скоростей — общее свойство сверхгиган-
тов класса светимости 1а ранних и промежуточных спектральных классов.
Библиография исследований подобного рода опубликована в [70]. В этой
работе изучалась звезда 6 Cas (АЗ 1а) и обнаружены полуправильные
изменения лучевых скоростей с амплитудой в интервале от 5 до 10 км/с
и с характерным временем не более одного года. Как правило, линии
разных элементов имеют различные лучевые скорости, которые изменя-
ются со временем. Амплитуды лучевых скоростей примерно равны
4—8 км/с. Правильная периодичность не наблюдается, но в ряде случаев
обнаруживаются характерные времена — квазипериоды. В согласии с ре-
зультатами предыдущих разделов, эти квазипериоды оказываются больше
у звезд более высс кой светимости и более позднего класса. Изменения
лучевых скоростей — гораздо более общее свойство этих звезд, чем коле-
бания блеска.
Классический пример — звезда a Cyg (А2 la), упоминавшаяся во введении
к разд. 8.1. На основе 447 точных измерений лучевых скоростей в тече-
ние 1927—1935 гг. на Ликской обсерватории [1191] исследовались полу-
ченные значения vR на периодичность [968]. Флуктуации в пределах одной
ночи, видимо, имеют случайный характер и вызваны ошибками наблю-
дении. Вероятно, существуют долгопериодические изменения с амплитудой
порядка 6 км/с и с квазипериодом около 800 сут, но не исключено, что
эта переменность обусловлена возможной двойственностью звезды. После
вычитания этого долгопериодического члена изменения скоростей в те-
чение 1931 г. (когда было проведено большинство наблюдений) были
вновь проанализированы на периодичность. Было обнаружено еще 16 зна-
376
Глава 8
чимых периодов в интервале от 6,9 до 100,8 сут с амплитудами от
0,29 + 0,08 км/с (для Р = 6,9d) до 1,02 + 0,09 км/с (для P=H,4L|). Шесть
периодов с наибольшими амплитудами (>0,78 км/с) заключены в интер-
вале от 10,0 до 18,9 сут
Интересно сравнить эти периоды с ожидаемыми периодами в случае
радиальных пульсаций. Принимая [968] для a Cyg Мь = — 8т, 9И = 12 9ЛО,
R = 140Rg и отсюда <р> =4,4-10“6 ро при параметре пульсаций Qo =
= 0,04 сут, находим фундаментальный период Ро = 19 сут, что хорошо
соответствует шести периодам с наибольшей амплитудой. Однако более
длительные «периоды», по-видимому, нельзя приписать радиальным пуль-
сациям, и выдвинуто предположение, что эти периоды обусловлены
нерадиальными пульсациями. Эта гипотеза может быть подтверждена
теоретическим анализом и эмпирическими данными.
Теоретические аргументы в пользу нерадиальных пульсаций основаны
на том, что нерадиальные так называемые g-моды неустойчивости имеют
очень широкий спектр собственных значений в области пульсаций с боль-
шими волновыми числами, т. е. с малыми вертикальными длинами волн.
Этот вопрос подробно обсуждается в работе [979].
Существует также своего рода эмпирическое подтверждение этой
гипотезы. Для a Cyg были рассчитаны профили линий в предположении
о нерадиальных пульсациях. Если принять, что доплеровское уширение
тепловыми и микротурбулентными движениями равно 12 км/с, то наблю-
даемые ширины линий, обычно приписываемые «микротурбулентности»
с типичными значениями «28 км/с [607], можно воспроизвести в случае
поверхностных колебаний на 3-м или 4-м обертоне [969]. Имеется неко-
торая аналогия между характером этого исследования и работой .[416],
согласно которой наблюдаемое отношение между компонентами микро-
турбулентных и макротурбулентных скоростей в сверхгигантах указывает
на присутствие протяженных фотосферных «элементов», движущихся
когерентно.
Кроме этого, в поле скоростей этой звезды наблюдаются эффекты
стратификации. Линии металлов предположительно фотосферного проис-
хождения имеют типичные амплитуды изменения лучевой скорости
«6 км/с. В более высоких слоях, где образуются бальмеровские
линии с малыми номерами и линия MgIIZ.4481, Дгк « 15 км/с, а в самых
высоких областях (центральные части линий На и h и k Mgll) лежит
в пределах от 50 до 150 км/с [761].
Подобные наблюдения требуют тщательного анализа поля движения
в атмосферах сверхгигантов, включающего учет нерадиальных пульсаций
и эффектов стратификации. Можно допустить, что если бы была развита
полная теория звездных нерадиальных пульсаций, то несомненно деталь-
ные исследования лучевых скоростей в спектрах гигантов и сверхгигантов
могли бы стать мощным инструментом для изучения структуры колеб-
лющихся оболочек таких звезд. В этом смысле необходим также повтор-
ный анализ работы [504], согласно которой колебания блеска должны
быть смещены по фазе на 270° по отношению к переменности vr',
максимальные смещения на кривой блеска предшествуют максимальным
Переменность атмосфер сверхгигантов
377
ещениям для vR примерно на 2,5 дня. Если считать, что причина
этого — пульсации, то АЛ = (3 — 4) • 106 км » 0,04 R, [608].
В звездах, находящихся на пределе устойчивости, заметна стратификация
изменений лучевой скорости в зависимости от глубины формирования
линии. Была измерена лучевая скорость гипергиганта HD 160529 (А21а )
г17771' оказалось, что линии водорода, а также линии металлов (рис. 117)
показывают одновременные изменения vR с амплитудами «20 км/с.
Имеется ясное указание на зависимость vR от глубины (например
vR (Н9) — vr (Ну) «25 км/с с промежуточными значениями для других
бальмеровских линий), а также на существование нескольких компонентов
скорости (например, линия D Na иногда расщепляется на три компо-
нента).
Еще одно свойство спектральной переменности состоит в том, что
примерно половина всех сверхгигантов, в спектре которых наблюдаются
изменения интенсивностей или профилей линий, имеют переменные луче-
вые скорости. Исследование [1475] колебаний блеска сверхгигантов ран-
них спектральных классов, по-видимому, приводит к выводу, что все
сверхгиганты классов В и А с эмиссией На являются фотометрическими
переменными.
В спектрах сверхгигантов довольно часто наблюдаются неправильные
или квазипериодические изменения профилей спектральных линий. В визу-
альной области спектра лучше всего для изучения таких изменений под-
ходит линия На как самая интенсивная. Так же как у Солнца, внешние области
атмосферы сверхгигантов сильнее реагируют на возмущения, чем более
глубокие фотосферные области. Поскольку в сверхгигантах и гиперги-
гантах линия На образуется во внешних областях атмосферы, что следует
из измерений лучевых скоростей, вариации На, описанные в [1424], ука-
зывают на изменения, поисходящие в этих внешних областях. Иссле-
дования [1310, 1311] примерно 20 звезд ранних спектральных классов
и высокой светимости показали, что примерно 2/з этих звезд обнаруживают
большие изменения профиля и интенсивности линии На, а также других
сильных линий красной области спектра. В сверхгигантах HD 91619 (В51а)
и HD 96919(В91а) найдены сильные изменения профиля На, проявляю-
щиеся в появлении профилей различного типа: чисто эмиссионного про-
филя, нормального и обратного профилей типа Р Cyg, профиля с асим-
метричным поглощением, многочисленными расщеплениями и широкой
эмиссией с центральным поглощением [1776]. Лучевые скорости, изме-
ренные по На, показывают наличие крупномасштабных полей с относи-
тельными скоростями, временами достигающими 100 км/с.
Другая интересная линия — Hell Z4686. По спектрам пяти звезд класса
Of эта линия исследовалась на переменность [203]; она изменяется с харак-
терным временем порядка 10 мин особенно сильно у звезд самых ранних
спектральных классов. Изменения ото дня ко дню в линии Hell А.4686
наблюдались у звезды X Сер (Of) [737].
Изменения в эмиссионных пиках линий Н и К Call до сих пор обнару-
жены только у сверхгиганта aAqr(G2Ib) [694]. Имеют место вариации
тносительных интенсивностей эмиссий К2, которые происходят с харак-
Переменность атмосфер сверхгигантов
379
терным временем порядка суток (самый короткий интервал времени, для
которого имеются данные наблюдений).
Прекрасный пример изменений спектральных линий у сверхгигантов
показан на рис. 117, где изображен профиль линии Н0 в спектре
гипергиганта класса A HD160529. Хотя не все изменения, показанные
на трех различных записях спектра, реальны (часть их несомненно
обусловлена шумами пластинки), все же заслуживают внимания интересные
изменения профиля линии Нр. В одном случае профиль относится к типу
pCyg, а в другом (29 апреля 1970 г.) линия имеет более симметричный
вид. Эта звезда также показывает неправильные колебания интеграль-
ного блеска.
В спектрах звезд классов светимости 1а и 1b исследовалось поведение
линии Ну и ее изменения и найдены малые (<10%) хаотические флук-
туации с характерным временем порядка нескольких суток [717]. Систе-
матическое исследование спектральных изменений у сверхгигантов класса
А проведено в [1313]. Изучалось изменение лучевых скоростей и экви-
валентных ширин в трех звездах: pCas(F8Ia+), 9 Рег(А21а) и vCep(A2Ia).
По-видимому, и лучевые скорости, и эквивалентные ширины изменяются
довольно быстро. Характерные периоды не всегда легко определить, так
как типичное время между последовательными набюдениями — от одних
до нескольких суток. Для двух звезд обнаружена четкая корреляция между
изменениями лучевых скоростей и эквивалентных ширин, но для vCep
набюдается скорее антикорреляция.
Итак, возникает вопрос: как же интерпретировать такие и подобные
им изменения эквивалентных ширин? В [1313] уширение линий приписы-
вается микротурбулентным движениям. Удалось исследовать это явление
для более неустойчивой звезды, гипергиганта HD 160529 (А21а+) [1777],
и стало очевидно, что уширение линий, по-видимому, обусловлено их
переменным расщеплением, а следовательно, как в случае изменений луче-
вых скоростей у aCyg, описанном выше,— изменением крупномасштабных
движений вещества в атмосферах этих звезд. Два спектра, разделенные
по времени примерно годом, показывают изменения скорости на 15 км/с
(рис. 117).
Быстрые изменения профилей линий с характерными временами от
минут до часов, которые видны в спектрах многих сверхгигантов с уме-
ренными температурами, не были (еще?) обнаружены в визуальной об-
ласти спектра звезд, располагающихся ближе к главной последователь-
ности или имеющих более высокие значения Те,— звезд типов Be, Of,
WR [895].
Итак, в этом разделе мы рассмотрели вариации, обусловленные
процессами в звездных фотосферах и более глубоких областях оболочек.
Изменения лучевых скоростей линий, по-видимому, типичны для боль-
шинства сверхгигантов, причем изменения тем сильнее, чем ближе сверх-
гигант к пределу устойчивости. Характер этих изменений описывается
соотношением «квазипериод» — светимость. Эти изменения приписывают
так называемым «нерадиальным пульсациям», но скорее их нужно рас-
сматривать как нерегулярные движения больших областей атмосфер этих
380
Глава 8
огромных звезд. В спектрах меньшего числа сверхгигантов, особенно
с эмиссионными линиями, наблюдаются изменения интенсивностей и про-
филей линий. Изменения наиболее значительны у таких сильных линий
как На и Hell Х4686. Эти линии образуются во внешних слоях атмосферы
т. е. в основании звездного ветра. Они свидетельствуют скорее о довольно
неправильных изменениях в оболочках этих звезд. Связь пульсаций и
изменений интегрального блеска еще недостаточно изучена; плохо иссле-
дована также и периодичность в изменениях спектральных линий, поэтому
еще рано делать какие-либо общие заключения.
8.5. ПЕРЕМЕННОСТЬ ЗВЕЗДНОГО ВЕТРА
Только после того как далекая ультрафиолетовая область спектра
стала доступна для регулярного изучения с искусственных спутников
«Коперник» и IUE, стало возможно наблюдать изменения, происходящие
в звездном ветре, так как лучший метод изучения звездного ветра
состоит в наблюдениях сильных резонансных линий в далекой ультра-
фиолетовой области спектра. Прежде чем обращаться к звездам, рассмот-
рим лучше всего изученный солнечный ветер. Исследования солнечного
ветра обнаружили широкий спектр пространственных и временных флуктуа-
ций. У звезд наблюдается только интегральный эффект, так что большое
число флуктуаций нейтрализуется, и мы можем наблюдать только наи-
более сильные из них. Но даже при таком ограничении были замечены
существенные вариации.
Медленные изменения были обнаружены [346] при изучении профилей
эмиссионной линии На в спектре £Рир на протяжении 1974—1976 гг.
Выявлены постепенные изменения этого профиля, которые можно ин-
терпретировать как уменьшение плотности в оболочке и темпа потери
массы: примерно на 25% за три года. Наблюдались [1429] ультра-
фиолетовые спектры 15 звезд классов Of, О, ВО и В1, для которых также
имелись наблюдения двух-четырехлетней давности. В большинстве спект-
ров профили типа Р Cyg показывают малые, но четкие вариации, а в двух
случаях, £ Pup и 8 Ori А, такие вариации свидетельствуют о значительном
изменении темпа потери массы в течение нескольких лет.
Описанные наблюдения показывают, что сильные изменения в звезд-
ном ветре могут происходить за времена порядка нескольких лет. Дру-
гой тип вариаций был отмечен [1536] при наблюдениях в излучении На
и NII небольших облаков в нескольких областях Н+ эмиссионной туман-
ности М 42 около звезды в2 Ori А. В некоторых из них зарегистрированы
скорости от 100 до 200 км/с, что определенно свидетельствует о сверх-
звуковых скоростях. Эти облака находятся от звезды на угловом расстоя-
нии порядка нескольких десятков секунд дуги. Их происхождение объясня-
ют взаимодействием ударной волны от звездного ветра с газом области
Н+. Существование таких облаков может быть вызвано вариациями
давления за ударным фронтом звездного ветра. В разд. 7.4 были описаны
сильные изменения с большим характерным временем в звездном ветре
звезды Вольфа — Райе HD 193797 (WC7 + 05).
Переменность атмосфер сверхгигантов
381
При изучении спектров Р Ori (В8 1а), полученных с высоким разреше-
нием с помощью ультрафиолетового звездного спектрометра BUSS [913],
найдены указания на то, что истечение вещества не является непрерывным,
а может происходить по крайней мере в некоторых сверхгигантах в виде
отдельных «порывов» звездного ветра. Указанием на такие события может
служить наличие около звезд газовых оболочек, о чем можно судить
по появлению одного или двух сателлитов у некоторых спектральных
линий, таких, как резонансные ультрафиолетовые линии Fell. Эти линии-
сателлиты не являются постоянными, а могут исчезать и вновь появ-
ляться с характерным временем порядка нескольких месяцев или меньше.
Оболочка, движущаяся с типичной скоростью 100 км/с, за месяц пройдет
расстояние 10N,. Подобные оболочки найдены также у a Cyg (А21а) и
г] Leo (АО 1а). Исключительная скудость данных наблюдений не позволяет
делать какие-либо заключения о характере и масштабе этого эффекта.
Быстрая переменность звездного ветра открыта у звезд спектрального
класса О 8 Ой А (09.5 II), t Ori (09 III) и £ Pup (О4е f) [1811] при исследовани-
ях области спектра около 1025 А, содержащей Lp (HI) и резонансные линии
OVI. Были найдены вариации с характерным временем от одного часа
до нескольких часов. Спектры показывают изменения профиля линии OVI,
и они происходят на лучевых скоростях, более отрицательных, чем
— 900 км/с. Более поздние исследования подтвердили быстрые вариации
звездного ветра этих звезд. В спектре £ Pup наблюдались вариации линий
На и Hell > 4686, профилей типа Р Cyg линий SilV А.Х.1393, 1402 и OVI X1030
с характерным временем от одного до нескольких часов [1435, 1716].
Наблюдения показывают изменения плотности звездного ветра почти в два
раза; эти флуктуации сильнее выражены в линиях визуальной, чем
в линиях ультрафиолетовой области, так что они относятся скорее
к нижней границе звездного ветра, чем к более удаленным его частям.
В спектре 8 Ori А вариации профилей типа Р Cyg ультрафиолетовых линий
наблюдались с типичным характерным временем порядка 1—2 ч [1430].
Для объяснения таких флуктуаций была предложена следующая гипо-
теза: флуктуации обусловлены распространением наружу возмущений
плотности типа описанных в [975, 995]. Если это предположение пра-
вильно, то мы должны последовательно наблюдать изменения в спектраль-
ных линиях, формирующихся во все более высоких слоях. В принципе
это последнее утверждение правильно, однако очевидная трудность состоит
в том, что протяженность звездного ветра звезд ранних классов и высокой
светимости и сверхгигантов так велика, что требуется несколько суток
и более, чтобы возмущение распространилось на расстояние между
областями формирования двух ультрафиолетовых резонансных линий.
В течение этого времени возмущение может затухнуть. Очевидно, что
к этой проблеме надо подходить, исследуя одновременно многие ультра-
фиолетовые линии, и проводить наблюдения как можно чаще в течение
Как можно более длительного периода времени, по крайней мере в течение
нескольких суток.
Наблюдалась быстрая переменность профилей типа Р Cyg нескольких
сильнейших ультрафиолетовых резонансных линий в спектре a Cam (09.5 la)
382
Глава 8
Рис. 118. Быстрые вариации лучевых скоростей в сверхгигантах ранних спектраль-
ных классов, а — изменения в двух крыльях профиля линии CIV 11543 в а Саш
(09.5 1а) коротковолновое крыло показывает систематическое смещение, указываю-
щее на увеличение 1>«, в течение трех дней сентября 1978 г. б — очень быстрые
изменения в коротковолновом крыле профиля линии NV 11235 в a Cam. Осо-
бенно сильные вариации зарегистрированы 10 сентября 1978 г. В то же время
длинноволновое крыло линии остается неизменным! в — изменения длин волн
(i/i0 = 0,5) у четырех резонансных линий a Cam в течение трех дней сентября
1978 г. (Описание в тексте.)
Переменность атмосфер сверхгигантов
383
Рис. 118,8.
с характерным временем от нескольких часов до нескольких суток
(рис. 118) [418]. Эти изменения в спектре свидетельствуют о значительных
вариациях асимптотической скорости звездного ветра. Можно отметить
несколько аспектов этих наблюдений, которые относятся к самым внешним
слоям атмосферы: а) изменения происходят только в коротковолновой
части профилей линий (рис. 118, а) и отражают изменения асимптотической
скорости звездного ветра, б) наблюдаются постепенные изменения
в течение трех суток, для линии CIV они должны соответствовать из-
менению на «7% ускорения звездного ветра, в) имеются указания на
олее быстрые изменения с характерным временем порядка часов
1РИс. 118,6 и в), г) изменения для разных линий не коррелируют друг
с другом, что и понятно, так как в этих очень протяженных атмосферах
° ласти формирования различных линий находятся далеко друг от друга,
1 постепенные изменения проявляются сильнее всего в линии, которая
384
Глава 8
образуется дальше всего от звезды (CIV), в то время как е) быстрые
вариации сильнее всего выражены в линии с наибольшим потенциалом
ионизации NV.
8.6. АТМОСФЕРНЫЕ ПУЛЬСАЦИИ В СВЕРХГИГАНТАХ
Чтобы лучше понять вариации блеска и скоростей в атмосферах звезд
очень ранних спектральных классов, обратимся к исследованиям, описан-
ным в разд. 4.2 [1390, 1501]. Сверхгиганты ранних спектральных классов
с массами, превышающими «909Ло, колебательно неустойчивы и могут
пульсировать в различных модах, а не только в основной и радиальных
модах. Это проявляется в том, что все звезды ранних классов высокой
светимости являются переменными (рис. 114, а и 116). А что можно ска-
зать о более холодных сверхгигантах? Они также переменны (рис. 114, а).
По-видимому, можно считать, что переменность промежуточного типа
по блеску, цвету и скорости связана с когерентным движением в протя-
женных областях звездных атмосфер. Эти движения возникают в резуль-
тате крупномасштабной конвекции или других неустойчивостей. Атмосфера
отвечает на эти возмущения на своей характерной резонансной частоте,
и это приводит к квазипериодическим вариациям параметров атмосферы.
Эта гипотеза подтверждается данными, показанными на рис. 114,6 и 115,
результатами систематических исследований лучевых скоростей звезд (как
для a Cyg), а также исследованиями ширин линий в спектрах сверхгиган-
тов. Необходимо подчеркнуть, что такие исключительно протяженные
атмосферы практически никогда не будут пульсировать как целое в основ-
ной моде: радиус a Cyg ~108 км, почти 1 а. е.! Время распространения
возмущения на такое расстояние столь велико, что различные части
атмосфер таких звезд будут пульсировать некогерентно, т. е. независимо
друг от друга: возмущению, распространяющемуся со скоростью звука,
потребуется почти полгода, чтобы преодолеть 108 км. Следовательно,
такие пульсации лучше всего должны описываться нерадиальными коле-
баниями.
Изучался вопрос: можно ли приписывать квазипериодическую пере-
менность сверхгигантов ранних классов пульсациям [5, 967]? Это пред-
положение находит поддержку в наблюдаемой зависимости между квази-
периодом колебаний блеска и светимостью сверхгигантов, которая более
или менее аналогична соотношению период — светимость для классиче-
ских цефеид (рис. 114, б и 115). Обратимся к уравнению Эддингтона [474]
для адиабатических и радиальных звездных пульсаций:
Р <р>1/2 = 6 или Р«р>/<ро»1/2 = Q1 = const, Q = 1,19 61- (8.6.1)
Согласно [5], Qi = 0,062 дня. В [1476] получены значения QL для 12 сверх-
гигантов, у которых измерены характерные периоды колебаний блеска
(разд. 8.2), и оказалось, что = 0,077 + 0,025 дня.
Более детальный анализ выполнен в [217], где уравнение (8.6.1) пре-
образовано к виду
lg Ps = lg Ci - 0,51g(ЭЛ ЭЛО) + 1,5 lg (R/Ro). (8.6.2)
Переменность атмосфер сверхгигантов 385
С помощью (1.2.1) и (1.2.2) уравнение (8.6.2) можно привести к виду
lg Gi = lg Ps + 0,5 lg (W®1G) + О,ЗМЬ + 3 lg Te - 12,71. (8.6.3)
Это уравнение можно использовать для определения Qi из данных
наблюдений. Принимая определенное соотношение между спектральным
классом и эффективной температурой Те [779] и одновременно определяя
массу по теоретическим эволюционным трекам [1495] (однако, поскольку
в расчетах [1495] не учитывалась потеря массы, масса может быть за-
вышена!), вычисляют lg Q по уравнению (8.6.3). Значения lg Qt оказались
в интервале от —0,76 до —1,49 при среднем значении —1,14 (2 = 0,07)
в прекрасном согласии с результатом [1476]. Важно отметить, что значе-
ния 21 оказались существенно выше значения (21 = 0,04), которое ожи-
дается при пульсациях в основной радиальной моде [818, 979, 1386]
[см. уравнение (4.7.1)]. Это расхождение также указывает на то, что пуль-
сации нерадиальные. Существует слабая зависимость между 21й ^ь'-
lg 2i = -0,08Mfc- 1,78. (8.6.4)
Из (8.6.3) и (8.6.4) получаем соотношение
lg Ps = 10,93 - 0,50 lg (W®1©) - 0,38 Mb - 3 lg Te,
которое представляет собой наилучшим образом согласующуюся с наблю-
дениями форму записи соотношения (8.6.1).
8.7. ПРИЧИНЫ МЕДЛЕННОЙ ПЕРЕМЕННОСТИ
Является ли медленная и очень медленная переменность следствием
какого-то типа пульсаций? Выдвинута гипотеза [1498], что в холодных
сверхгигантах могут развиться пульсации на обертонах с характер-
ными временами порядка нескольких тысяч суток (5—10 лет). По-
скольку это предположение требует более тщательного изучения, мы
еще раз повторим сделанное выше замечание: реальное состояние дви-
жения в этих протяженных атмосферах должно быть таким, что на от-
дельные возмущения различные части атмосферы отвечают независимо.
Довольно неправильный характер переменности указывает на то, что
«отдельные возмущения» должны быть достаточно нерегулярны. Очень
большие конвективные элементы, предполагаемые в [1388, 1498] и обна-
руженные в [416] (разд. 5.10), могут вызывать переменность с большими
характерными временами: время жизни этих элементов может быть
порядка года.
25-1092
Глава 9
ЭРУПТИВНЫЕ ЗВЕЗДЫ: НОВЫЕ И СВЕРХНОВЫЕ
9.1. ВВЕДЕНИЕ
Новые и сверхновые звезды, относящиеся к группе эруптивных пере-
менных, достигают высокой светимости во время максимума блеска.
Новые в максимуме блеска имеют абсолютные звездные величины В
примерно от —6 до — 8"*, а сверхновые — от —18 до — 20'". Светимости
первых несколько ниже светимости ярчайших стационарных сверхгигантов,
но зато светимости последних примерно в 105 раз больше. В этой главе
мы опишем главным образом явления, происходящие в атмосферах этих
звезд; эволюционные аспекты обсуждаются в гл. 4.
Сначала мы рассмотрим новые звезды. Этой теме посвящены фунда-
ментальная монография Пейн-Гапошкиной [1210], классический обзор
спектров новых звезд Мак-Лафлина [1027], труды коллоквиума [542].
Следует упомянуть хорошо написанные обзоры Пейн-Гапошкиной [1211,
1212], а также обзор Галахера и Старфилда [562]. Специальный выпуск
Астрономического журнала (т. 54, вып. 3) посвящен очень быстрой новой
VI500 Cyg 1975.
9.2. ТИПЫ, КРИВЫЕ БЛЕСКА И АБСОЛЮТНЫЕ ВЕЛИЧИНЫ
По скорости изменения блеска новые звезды принято делить на пять
типов (рис. 119 и 120).
Na — быстрые новые. Блеск звезды увеличивается быстро. После мак-
симума падение его на 3м происходит менее чем за 100 сут. К быстрым
новым относятся, например, GK Per 1901, V603Aqll918, V476 Cyg 1920,
NQVull976; исключительно быстрой была новая V1500 Cyg 1975.
Nb — медленные новые. Уменьшение блеска на Зт после максимума
происходит более чем за 100 сут. Медленными новыми являются,
например, V841 Oph 1848, Т Aur 1891, RR Pic 1925, DQ Her 1934, HR Del 1967
(рис. 120), PU Vul 1979.
Nc — очень медленные новые находятся в максимуме блеска в течение
нескольких лет, после чего происходит очень медленный спад: RT Ser 1909,
RRTel 1944-1949.
Nd — повторные новые. К ним относят такие новые, у которых за-
регистрированы по крайней мере две вспышки, например RS Oph (1898,
1933, 1958, 1967), ТРух (1890, 1902, 1920, 1944, 1967). Известно семь повтор-
ных новых. Кроме упомянутых двух это VY Aqr, Т CrB, V616Mon, USco
и V1017Sgr. Средний интервал времени между вспышками 33 года.
(Т Рух иногда относят к карликовым новым.)
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
387
Рис. 119. Кривые блеска быстрой новой V603 Aql 1918 (тип Na) и медленной
новой DQ Her 1934 (тип Nb).
Рис. 120. Кривая блеска медленной новой HR Del 1967 с 1964 до 1976 г.
Между быстрыми и медленными новыми не существует четкого раз-
личия, и разделение на быстрые и медленные новые довольно произ-
вольно. Согласно другой классификации, новые типов Na, Nb и Nc
объединяют в одну группу; это группа так называемых классических новых
Ne в отличие от повторных новых RNe.
Кроме описанных выше типов новых существуют еще карликовые
новые DNe, подразделяемые на две подгруппы: звезды типа ZCam и
звезды типа UGem (или SS Cyg). Имеются еще и новоподобные пере-
25*
388
Глава 9
менные NL. Звезды этих типов мы здесь обсуждать не будем. И наконец,
существует группа рентгеновских новых XNe. Их мы кратко рассмотрим
в разд. 9.5.
Новые, вспыхивающие во внегалактических системах, подобных М 31,
часто оказываются лучше изучены, в особенности их абсолютные вели-
чины и кривые блеска, чем новые, вспыхивающие в нашей Галактике.
Из-за межзвездного поглощения света трудно оценить число вспышек
новых в нашей Галактике в год, но, вероятно, оно того же порядка, что
и в М 31, туманности Андромеды. В М 31 вспыхивает от 21 до 33 новых
в год [532].
Абсолютные фотографические величины. Средняя абсолютная звездная
величина новой в максимуме блеска зависит от ее типа:
Na Nb Nc Nd
В ^гпах —8,3“ -6,4“ — 6,0“ -7,5“
В Zmin +4 + 4,5 +2 + 0,5
Мак-Лафлин нашел, что значение <Mpg> для классических новых
в минимуме блеска лежит в пределах от +4 до +5т [1027]. Он установил
также существование зависимости визуальной абсолютной величины
в максимуме блеска Mt> „ от t3 (в сутках) — времени падения блеска от
максимума на 3m: Mtv = —11,5 + 2,51gt3t>. Для абсолютных звездных ве-
личин В в максимуме блеска соответствующее соотношение М, в =
= -10,67+ 1,80 lg t3B [1225].
Средняя абсолютная фотографическая величина В всех новых в макси-
муме блеска тах> = — 7,6т. Разброс средних значений Мря для каждого
из четырех типов новых велик; болометрическая поправка известна плохо.
Однако тот факт, что эти абсолютные величины близки к эддингтонов-
скому пределу для звезд с массой, примерно равной солнечной, может
оказаться весьма существенным! Этот факт указывает на то, что оболочки
новых в максимуме блеска должны представлять собой непрозрачные
звездные атмосферы, истекающие вследствие давления излучения (по-
скольку массы новых близки к массе Солнца, см. разд. 9.3 и табл. XLIII).
Важно отметить, что в минимуме блеска повторные новые на несколько
звездных величин ярче, чем новые других типов. Мы вернемся к этому
наблюдению, когда будем рассматривать модели вспышек новых (разд. 9.10).
Разброс амплитуд внутри различных групп новых велик: новая
V1500Cyg 1975, самая быстрая и обладающая наибольшей светимостью
среди галактических новых, имеет и рекордную амплитуду блеска: — 19“
или больше! Различными авторами получены различные значения (Л1„)так
для этой новой: -9т [560], -9,7” [832], -9,9га [93], -10“ [1813], — 10,1*”
[1030, 1775], —10,2т [1404] и даже —10,Зт [437]. «Лучшим» является,
по-видимому, значение —10,1*”, как отмечено в превосходном обзоре [1775].
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
389
9.3. НОВЫЕ ДО ВСПЫШКИ И БЫВШИЕ НОВЫЕ.
НОВЫЕ В ДВОЙНЫХ СИСТЕМАХ.
ЯВЛЯЮТСЯ ЛИ КЛАССИЧЕСКИЕ НОВЫЕ ПОВТОРНЫМИ?
Вопрос о свойствах новых до вспышек является очень важным,
поскольку они представляют собой объекты, которые по какой-то при-
чине вдруг становятся неустойчивыми. Фотометрическое поведени 33 но-
вых до вспышки было изучено по обычным патрульным снимкам [1300].
Для 18 звезд известен блеск до и после вспышки.
Установлены следующие закономерности:
Блеск новых до и после вспышки во всех случаях в среднем одинаков.
Следовательно, как правило, вспышка не сказывается существенным
образом на звезде, которая вспыхивает как новая.
Примерно у половины новых с хорошо известными кривыми блеска
до вспышки на протяжении некоторого периода перед вспышкой наблю-
дались вариации блеска. Продолжительность этого периода — от 1 года
до 5 лет; по-видимому, в это время создается некоторая неустойчивая
конфигурация, которая затем взрывается. Замечательной в этом отноше-
нии является очень медленная новая RRTel: примерно за семь лет до
вспышки она стала долгопериодической переменной (Р « Зв?*1) и в течение
этого периода ее средний блеск постепенно увеличился на «1т. Было
установлено, что колебания блеска с периодом Р«387d существовали
и во время вспышки [1012].
Только у одной новой (V466 Her 1960) кривая блеска до вспышки отли-
чается от кривой блеска после вспышки. До вспышки наблюдались
быстрые колебания блеска с амплитудой «4™, а после вспышки ампли-
туда колебаний блеска составляла самое большее «0,4'".
Еще несколько наблюдательных фактов. Наблюдения V1500Cygl975
до вспышки показали, что к моменту начала вспышки (28,5 августа)
звезда уже имела звездную величину mpg« 14m, значит, перед вспышкой
ее блеск увеличился на >7т, увеличение его происходило со средней
скоростью «0,3™ в сутки [1775].
Подобное поведение было отмечено и для медленной новой в созвездии
Лисички 1979 г. PU Vul, которая имела В > 14т до ноября 1977 г.,
В = 12,5т в январе 1978 г., и затем блеск ее увеличился до В «9,5т
к маю 1979 г., после чего началась сама вспышка. До этого периода
в течение всего XX в. ина показывала многочисленные неправильные
колебания блеска и «мини-вспышки» от В = 14ш до В = 16т [947].
Имеются косвенные указания на то, что новая V533 Her 1963 испытала
небольшое уярчение на «2т за 40 лет до вспышки [1208].
Случайно было обнаружено рентгеновское излучение от DQ Her 1934
(это наблюдение нуждается в проверке), которая находится в стадии
минимума блеска: поток излучения бывшей новой в диапазоне энергий
от 260 до 1200 эВ составляет (1,1 +0,38)-10“5 фотон/(см2 • с • кэВ) [315].
Это наблюдение указывает на то, что даже в стадии минимума блеска
в двойной системе новой происходят некоторые процессы, например
такие, как обмен массой между компонентами (?), с выделением энергии.
390
Глава 9
В [703] описаны спектральные характеристики 16 бывших новых;
обзор современных данных сделан Уорнером [1704]. Общим свойством
спектров бывших новых является то, что все они имеют голубой непре-
рывный спектр с распределением энергии, характерным для спектральных
классов О, В или звезд типа Вольфа — Райе, на который обычно накла-
дываются эмиссионные линии Н, Hel, Hell и Call. Это объясняется тем,
что на поздних стадиях бывшая новая обычно окружена расширяющейся
оболочкой.
На основании работ, главным образом [676, 857, 858, 1120, 1121, 1179,
1689], стало ясно, что многие бывшие новые, а возможно и все (?), и
почти все карликовые и новоподобные звезды являются двойными. Пер-
вая из хорошо изученных новых V603 Aql 1918 оказалась двойной, состоящей
из звезды главной последовательности позднего спектрального класса,
заполняющей свою полость Роша, и собственно новой — белого карлика,
в котором выгорел весь водород. Орбитальный период системы 0,139d
[859, 1689, 1712]. Опубликован список 12 новых и повторных новых
с известными орбитальными периодами [1301]. Для большинства из них
продолжительность орбитального периода составляет несколько часов.
Например, новая DQ Her 1934 имеет период 0,194<i.
В табл. XLIII приведены данные о бывших новых, которые известны
как двойные системы.
В настоящее время считается установленным, что в состав всех двой-
ных систем новых входит бело-голубая звезда низкой светимости, кото-
рая обычно интерпретируется как белый карлик, окруженный аккрецион-
ным диском [1211, 1301]. Спектры спутников наблюдаются только у
нескольких систем новых с самыми большими (>0,25<|) орбитальными
периодами; однако отсюда не следует, что системы с более короткими
периодами или системы, период которых еще не установлен, не имеют
Таблица XLIII
Новые, для которых установлена двойственность (44, 1301, 1704),
их орбитальные периоды и массы белых карликов
Звезда Тип новой Орбиталь- ный период ЗД/ЗДо Тип двойст- венности* Спектраль- ный класс спутника Дополни- тельные ссылки
RRTel Nc ? VB М5Ш
ТСгВ Nd 227,6" 2,1 DSB gM3 [856]
GKPer Nd 16Л26'" >0,6 DSB К2IV-Vp
TAur N 4Л54П1 ЕВ
DQHer Nb 4A39m 0,8 SB; ЕВ >М4 [1375]
1,0 [750]
HR Del Nb 4Л05т 1,0 SB [738]
RR Pic Nb 3Л29т ЕВ(?)
VI500 Cyg Na 3A28m ЕВ(?)
V603Aql Na 3A19W 0,8 SB
* DSB — спектрально-двойная с двойными линиями ; SB — спектрально-двойная с одиноч-
ными линиями; ЕВ — затменная двойная; VB — визуально-двойная.
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
391
спутников. В этих системах спутники могут быть просто недостаточно
большими, чтобы их вклад в полную светимость системы был заметен.
Во всех хорошо изученных случаях невырожденный спутник в системах
классических новых является звездой главной последовательности позднего
спектрального класса (или, во всяком случае, звездой, лежащей не более
чем па 2т выше главной последовательности, как, например, новая
V603 Aql 1918). Спутниками повторных новых являются гиганты поздних
спектральных классов [469, 1704].
Теперь, следуя [1301], экстраполируем эти результаты на все новые
и допустим, что бывшие новые являются, как правило, тесными двойными,
содержащими холодную звезду, во многих случаях заполняющую свою
полость Роша, и белый карлик, или, с более общей точки зрения, звезду
низкой светимости и высокой температуры. Допустим также, что большая
по размерам звезда теряет вещество, богатое водородом, часть которого
оседает на белый карлик. По-видимому, именно на нем и происходит
вспышка.
Бесспорно, что перенос массы от холодной звезды на белый карлик
должен быть ключом к пониманию явления вспышки новой (см. разд. 9.10).
Отметим, между прочим, что нет корреляции между орбитальным перио-
дом и амплитудой вспышки и промежутком времени между вспышками.
Приняв, что все новые являются двойными системами, содержащими
вырожденную звезду, мы можем сделать следующий шаг к пониманию
моделей и механизмов вспышек новых и поставить вопрос: повторяются
ли вспышки классических новых? Возможность этого следует из эмпири-
ческого факта существования повторных новых: RS Oph, Т Рух, VY Aqr,
Т CrB, V616Mon, U Sco и V1017Sgr (WZSge сюда не включена, так как
она, скорее всего, является карликовой новой [105]). Продолжительность
периода между вспышками повторных новых составляет в среднем
33 года, но, поскольку достаточно полный контроль их переменности
осуществлялся только в течение последнего столетия, это значение пред-
ставляется несколько неуверенным.
Ответ на вопрос, могут ли классические новые быть повторными,
можно получить на основе статистических данных о частоте Nn возмож-
ных вспышек новых в хорошо изученных звездных системах. Если период
повторяемости вспышек Т и если в единице объема за время наблюдения
А/ зарегистрировано No вспышек новых, то, согласно [532],
T=AtNN/N0. (9.3.1)
Трудность использования выражения (9.3.1) состоит в том, что значение
Nn неизвестно. Однако, приняв, что все новые являются двойными, со-
держащими белый карлик, можно вычислить верхний предел значения Т.
Допустим теперь [105], что а — доля всех белых карликов, входящих
в системы новых. Очевидно, что а <; 1. Используя значения простран-
ственной плотности вспышек новых No = 10“7 пс'3 [1703] и белых кар-
ликов Nw = 10'2 пс-3 [1717] и принимая, что Дг = 100 лет, из выражения
(9.3.1) находим
а = Nn/Nw = TN0/AtNw = 10“7 Т.
392
Глава 9
Поскольку а < 1, Т < 107 лет.
Нижний предел значения Т можно оценить, если допустить, что все
новоподобные системы NL являются системами новых, находящихся на
стадии минимального блеска, между вспышками. Используя значение
пространственной плотности таких систем [1703] Nnl = Ю-6 пс-3, полу-
чим а = Nnl/Wnw > Ю “4, откуда Т > 103 лет.
Таким образом, 103 < Т < 107 лет. Точное значение Т сейчас не важно,
но важным является заключение, что все классические новые являются
повторными, так как, согласно нашему представлению, время жизни
двойной системы превышает 107 лет. Приводятся аргументы в пользу
того, что Т« 105 лет [105], но, видимо, необходимы дальнейшие иссле-
дования для уточнения этой величины.
9.4. ОСНОВНЫЕ ПАРАМЕТРЫ НОВЫХ, ПОЛУЧЕННЫЕ ИЗ НАБЛЮДЕНИЙ
Значение болометрической светимости новой содержит некоторую не-
определенность, так как наблюдения в ультрафиолетовой и инфракрасной
областях спектра еще редки. Однако фотометрические наблюдения
FH Ser 1970 в ультрафиолетовой и инфракрасной областях спектра [559,
561] показали важную особенность: в течение более чем 40 сут после
максимума уменьшение блеска новой в визуальной области спектра
в большой степени компенсировалось увеличением блеска в ультрафиоле-
товой области в результате смещения максимума распределения энергии
в спектре в ультрафиолетовую область (рис. 121). Таким образом, боло-
метрическая светимость оставалась постоянной в течение по крайней мере
40 сут. Это многообещающее наблюдение побудило изучить изменение
температуры со временем для некоторых других (быстрых и медленных)
новых [561], и оказалось, что в исследованных случаях рост температуры
новой FH Ser 1970, болометрические величины остаются практически постоянными
в течение примерно 40 сут [559].
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
393
происходил одновременно с уменьшением визуального блеска, так что
болометрическая светимость имела тенденцию оставаться относительно
постоянной в течение нескольких месяцев после максимума блеска.
Болометрическая величина быстрой новой V6O3Aql 1918 в течение этой
фазы, вероятно, была от —6 до — 7т, а потеря энергии на излучение
в течение первых 100 сут должна составить «2 • 1045 эрг. Нечто подобное
отчасти наблюдалось и в случае V1500 Cyg 1975, наблюдения которой
в ультрафиолетовой области спектра проводились в течение 100 сут после
максимума блеска [1798]. Найдено, что светимости ее в максимуме блеска
и через 100 сут после него равны соответственно 5•105 и 3• 104 LG. Таким
образом, хотя за эти 100 сут визуальная светимость уменьшилась
в 6600 раз, болометрическая светимость уменьшилась всего в 20 раз.
Эти наблюдения приводят к интересным заключениям. В разд. 9.2
мы обсуждали абсолютные звездные величины новых и пришли к выводу,
что их оболочки в максимуме блеска надо рассматривать как оптически
толстый звездный ветер, обусловленный давлением излучения, или, дру-
гими словами, как расширяющиеся звездные атмосферы, когда светимость
звезды равна эддингтоновскому пределу или выше его. Теперь мы можем
утверждать, что этот вывод остается справедливым и в течение периода
продолжительностью несколько месяцев, т. е. приблизительно 102 сут после
максимума блеска. Это имеет дальнейшие следствия: сдвиг максимума
распределения энергии в спектре в ультрафиолетовую область означает
рост эффективной температуры Те. Поскольку болометрическая светимость
Мь остается приблизительно постоянной, радиус фотосферы со временем
уменьшается; это означает что темп потери массы —SOI тоже должен
уменьшаться, так как уровень, где оптическая глубина в непрерывном
спектре равна ftl (фотосфера), движется к звезде. Точные определения
Мь и Те как функций времени фактически должны определить R(t),
а следовательно, и 9Й(1)!
Наблюдения в инфракрасной области спектра позволяют уточнить эту
картину. Фотометрические наблюдения V1500 Cyg 1975 в этой области
показывают, что со временем происходит смещение максимума блеска
в сторону все больших эффективных длин волн (максимум излучения
на X. = 0,5 и 5 мкм достигается с запаздыванием по времени ~ 2 сут).
Объясняется это следующим образом: концентрация частиц в оболочке
(концентрация звездного ветра) со временем падает, поэтому оптическая
толщина оболочки тоже уменьшается. Если допустить, что блеск на
длине волны X достигает максимума, когда » 1, а также, что инфра-
красное излучение обусловлено тепловым тормозным излучением, то
наблюдения можно объяснить количественно [1698].
Потери энергии при вспышке новой количественно определяются еще
не очень уверенно. Потери энергии на излучение (энергия излучения,
проинтегрированная по времени и по длинам волн в визуальной и
инфракрасной областях спектра, но с учетом болометрической поправки)
Достигают Е № 2 • 1045 эрг для медленной новой (HR Del 1967), от 3 • 1044
До 2-Ю45 эрг для быстрой (V603Aql 1918) [561, 1245] и «5-1044 для
очень быстрой новой V1500 Cyg 1975 [560].
394
Глава 9
Другая часть энергии теряется новой в виде кинетической энергии
выброшенного вещества. Согласно оценкам [852], массы оболочек новых
лежат в пределах от 5 • 1028 до 1031 г, причем масса обратно пропор-
циональна абсолютной звездной величине новой в максимуме блеска.
Точность определения масс в [852] невелика. Первое систематическое
определение масс оболочек новых было сделано в [1245, 1246]; была
определена степень ионизации и электронная концентрация пе в оболочках
пяти новых звезд, для которых имелся хороший спектральный материал,
по интенсивностям бальмеровских линий и линий [ОШ] и оценено
затем количество вещества в оболочках. При этом были получены сле-
дующие значения:
V603Aqll918
DQ Her 1934
СР Lac 1936
GK Per 1901
RRTel 1925
WU..,
37- IO"5
2-10-5
510-5
7-10-5
24-10~5
Для медленной новой HR Del 1967 неожиданно большое количество
выброшенного вещества 0,03 W1G = 6 • 1031 г было найдено в [37], но
меньшее значение, находящееся в лучшем согласии с современными дан-
ными, а именно <2,9 • Ю30 г (0,0015 SUlG), было получено в [1297].
Согласно [1143], масса оболочки быстрой новой NQVull976 9Wsh =
= 1O-4SD1G. Масса пещес~ва, выброшенного при вспышке медленной
новой DQ Her 1934, определялась [10] путем сравнения орбитального
периода, полученного по фотометрическим кривым затмения до и после
вспышки новой — интересный, но грубый метод. Из выражения ЛР/Р =
= — 2A9Ji1/0Ui1 + ЭЛ2) выводится — = 2-10-39ЛО, хотя неопределен-
ность довольно велика и точное ее значение неизвестно. Отметим огромное
расхождение этого определения с результатом Потташа [1245, 1246]! Для
массы оболочки быстрой новой V1500Cygl975 получены следующие
оценки: 7-10-5Ш1о [184], (1 — 5) -10“5 [832] и 10~4ЙК© [492]. В ка-
честве среднего можно принять значение 6- 10-sSUlG. В работе [398] про-
ведено изучение эмиссионных линий водорода в предположении, что они
возникают в оболочке, степень ионизации которой определяется квантами
La от центральной звезды. Этот метод скорее является косвенным,
и результаты, полученные с его помощью, довольно неопределенны.
Массы оболочек шести звезд, оцененные таким образом, лежат в пре-
делах от 10“5 до 8 1O-4W1G. В настоящее время наиболее надежный
требующий наименьшего числа допущений метод определения масс обо-
лочек новых состоит в радионаблюдениях звездного ветра новых или
их оболочек на различных частотах. Наблюдения, проведенные и интер-
претированные по методу, описанному в разд. 6.13, дали следующие
результаты [693]:
HR Del 1967
FH Ser 1970
V1500Cygl975
8,6- 10-5SRg
4,5 10“5 ЯИ©
2,4 10-4 SUV
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
395
Суммируя приведенные выше данные, находим, что типичное значение
массы оболочки новой «(0,5 —2) • 10-4 ЯНе, причем четкого различия между
быстрыми и медленными новыми нет. Принимая это значение и беря
скорости расширения оболочек 300 км/с для медленных и 1500 км/с для
быстрых новых, находим потери на кинетическую энергию W= 11044
и 2 • 1045 эрг для медленных и быстрых новых соответственно; «среднее»
значение 1045 эрг. Подобные значения были получены в [1245]. Найден-
ные выше значения кинетической энергии оболочек новых сравнимы по
порядку величины с потерями энергии на излучение, следовательно,
E:Wx 1.
Полная потеря энергии при вспышках повторных новых оказывается
меньше, от 1043 до 1044 эрг [1301], хотя абсолютная звездная величина
их Mv практически такая же, как у других классов новых.
Радиусы фотосфер и изменение их со временем. Сначала сделаем
амечание относительно терминологии. Термины «фотосфера» и «обо-
лочка» часто используются для обозначения одного и того же образо-
вания, что приводит к недоразумениям. Договоримся о следующем:
во время вспышки происходит истечение вещества из новой (звездный
ветер); ту часть звездного ветра, которая непрозрачна для непрерывного
гзлучения в визуальной области спектра, назовем фотосферой. Дальше
от звезды находится другая часть истекающего на нее вещества, которая
непрозрачна только в определенных линиях. Она, согласно нашему оп-
ределению в разд. 6.1, может быть названа хромосферой, однако обычно
^пользуется общепринятое, хотя и не вполне корректное название
«оболочка». Таким образом, оболочка всегда находится над фотосферой.
Радиус фотосферы можно определить с помощью выражения (1.2.2),
если известны Те и Mv. Часто эти величины бывают известны лишь
весьма приближенно. Типичный радиус фотосферы новой в максимуме
блеска R х 150 Rq х 0,7 а. е.
Радиус фотосферы медленной новой HR Del 1967 до вспышки был
равен 0,6 Rq, в максимуме блеска 170 R©, а через семь лет после вспышки
R х 0,8 Rq, согласно данным [450]. Значение максимального радиуса
по порядку величины согласуется с полученным Антиповой значением
R = 65 Rq в максимуме блеска (13 декабря 1967 г.), Те = 7500 К [37].
Эти значения радиусов фотосфер новых сравнимы с радиусами фотосфер
сверхгигантов. На более поздней стадии радиус фотосферы новой убы-
вает из-за уменьшения потока истекающего вещества; оболочка в это
время остается прозрачной для непрерывного излучения. В ходе про-
должающегося расширения радиус оболочки становится в конце концов
на много порядков величины больше радиуса фотосферы, который
постоянно уменьшается. В 1974 г. отношение радиуса оболочки к радиусу
фотосферы для новой HR Del 1967 было х2 105 [450].
Изменение радиуса фотосферы со временем можно было бы хорошо
изучить на примере быстрой новой V1500Cyg 1975. Однако не все опре-
деления радиуса хорошо согласуются между собой, поскольку разные
авторы делают различные допущения относительно физических условий
при вычислении радиусов. Поэтому и были получены различные значения
396
Глава 9
радиуса фотосферы в максимуме блеска: 390 R© [832], 570 К© [1775]
и даже 8007?© [1404].
Начиная с этого момента, радиус фотосферы быстро уменьшался:
на 23, 88 и 100-е сутки после максимума блеска он был равен соответ-
ственно 6,0, 3,1 и 1,1 Rg [184].
В течение нескольких суток после максимума блеска новой V1500 Cyg 1975
с борта спутника «Коперник» в ее спектре наблюдалась широкая эмис-
сионная линия Mgll Х2800; по ней была сделана оценка электронной
температуры в оболочке: Те1«4000 К [773]. В то же время спектро-
фотометрический анализ в визуальной области спектра дает значение
температуры в оболочке от 10000 до 20000 К [1664]. Расхождение
результатов может указывать на то, что внешние слои оболочки холод-
нее, чем внутренние. На 10-й день после максимума спектр стал голубым.
1 сентября впервые были обнаружены периодические колебания блеска
с периодом Р = 0,14<| [1317]; на 10-й день после максимума блеска они
отмечались уже уверенно [23]; эти наблюдения свидетельствуют о том,
что в визуальной области спектра центральный объект стал просвечивать
через оболочку. По мере расширения оболочка становится оптически
тоньше и относительный вклад центрального объекта в излучение уве-
личивается: в визуальной области спектра его вклад увеличился от 10%
на 50-й день после максимума блеска до 60% через год. На основании
фотометрических наблюдений новой V1500 Cyg 1975 в инфракрасной об-
ласти (от 1 до 10 мкм), начавшихся за двое суток до максимума блеска
и продолжавшихся год, было найдено, что в течение всего периода
наблюдений температура оболочки (~104 К) оставалась довольно ста-
бильной, сама же оболочка на четвертые сутки после первоначального
сброса изменилась от оптически толстой до оптически тонкой. Фото-
метрические наблюдения на X = 10 мкм через 300 сут показали откло-
нение в поведении новой от ожидаемого на основе этой простой модели.
Предварительное объяснение состоит в образовании частиц пыли.
То, что оболочка, постепенно становясь прозрачной, теряет большую
часть своего полного запаса тепловой энергии путем излучения, охлаж-
даясь при расширении, можно считать общим правилом для всех новых.
9.5. СПЕКТРАЛЬНЫЕ ЛИНИИ, ОПИСАНИЕ И АНАЛИЗ;
СОДЕРЖАНИЯ ХИМИЧЕСКИХ ЭЛЕМЕНТОВ; «КОРОНАЛЬНЫЕ» ЛИНИИ;
РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ И РЕНТГЕНОВСКИЕ НОВЫЕ
Сначала несколько слов о спектральной классификации. Спектры
новых вблизи максимума блеска похожи на спектры сверхгигантов или
гипергигантов; например, вблизи максимума блеска спектр быстрой
новой V1500 Cyg 1975 изменялся от В21а+ до А21а+ [185]. Спектральный
класс медленной новой HR Del 1967 в максимуме блеска был F8Ia [1269]
(табл. XLIV). Вблизи максимума блеска и после него основные изменения
в спектре со временем свидетельствуют об увеличении возбуждения
и ионизации.
Эруптивные звезды: новые и сверхновые 397
Таблица XLIV
Физические параметры фотосфер новых DQ Her 1934,
HR Del 1967 и сверхгиганта £ Aur спектрального класса F
[36, 37, 1270|
HR Del
DQ Her перед макси- мумом в макси- муме е Aur
v, (Fel), км/с 15 7 7 19
vt (ионы), км/с 21 33 26 21
Гех (0-3 эВ), К 4500 — 4850 4800
Тп (3-5 эВ), К 7500 7400 — 7400
Th К 7000 — 6900 6800
1g пе (см 3) 13,4 12,5 12,8 12,7
м V — 5,7m — —4,6"' -7,1'"
Предложена следующая последовательность спектров в качестве общей
картины эволюции спектров новых [1027] (см. также рис. 122).
Вблизи предмаксимальной задержки — спектры поглощения ранних
спектральных классов (В или А) с линиями, сильно смещенными в на-
правлении более коротких длин волн.
Вблизи максимума блеска — спектры поглощения спектрального класса
А или F с линиями, сильно смещенными в коротковолновую область,
и имеющие заметные эмиссионные линии.
В начале падения блеска после максимума — «типичный спектр новой»
с профилями линий типа Р Cyg. Позднее появляются эмиссионные ли-
нии OI, а еще позднее NIL Этот тип спектра часто называют главным
абсорбционным спектром; он образуется преимущественно в той части
оболочки, где атомы в основном находятся в нейтральном состоянии.
После падения блеска на 1т — спектр поглощения еще сильнее сдви-
нут в коротковолновую сторону. Линии сначала широкие и диффузные;
позднее они разделяются на отдельные компоненты. Наиболее заметными
являются водородные линии серии Бальмера; наблюдаются также линии
Fell и других ионизованных металлов. Это диффузно-искровой спектр.
После падения блеска на 2" наступает новая, «орионова», стадия
с широкими линиями поглощения и эмиссионными линиями нейтральных
(HI, Hel) и однократно ионизованных элементов (Nil, ОН), положение
которых может колебаться. В области их образования атомы в основном
ионизованы.
При дальнейшем падении блеска наступает «небулярная» стадия.
(В случае медленной новой HR Del 1967 она наступила через 15 месяцев
после открытия новой, а в случае быстрой новой VI500 Cyg 1975 — уже
на девятый день после максимума блеска!) Сначала появляются запре-
щенные линии [ОН], [NII] и т. д.; позднее наблюдаются запрещенные
линии более высокой степени ионизации: [ОШ], [FeVI], [FeVII], ..., [FeX],
[АХ] и т. д. [1315]. На рис. 122 показано, как эволюционировал спектр
V1500 Cyg 1975 в видимой и инфракрасной областях в первые 100 сут
Рис. 122. Запись спектра новой V1500 Cyg 1975 в почернениях, с — от ультра-
фиолетовой области до X = 5200 А 30 — 31 августа 1975 г. вблизи максимума
блеска, б — спектр в визуальной области и его эволюция в течение сентября
и октября 1975 г. Обратите внимание на увеличение интенсивности линии [NeV]
Х.3426 А, образование небулярных линий и появление линии [FeVII] 16087 А.
в — спектр новой в ближней инфракрасной области в течение того же периода,
что и на б. Интересно быстрое увеличение интенсивности линий Hel Х1О83О А
и [ОН] 117317—7330 А и одновременное ослабление линии О! 18446 [1317].
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
399
после максимума блеска [1317]. Увеличение степени ионизации спектра
новой со временем хорошо видно на примере наблюдений V1668 Cyg 1978
в ультрафиолете [244].
Спектральный класс новых принято обозначать буквой Q. Введено
подразделение спектров новых от Q0 до Q9 [1025], основанное на наличии
и относительной интенсивности различных наблюдаемых систем линий
поглощения и эмиссионных линий. Оно, по существу, является времен-
ной классификацией, отражающей описанные выше изменения вида спектра
в ходе развития вспышки новой. Спектр типа Q0 наблюдается непосред-
ственно перед максимумом блеска, Q1 — в максимуме, a Q9 — в самом
конце стадии падения блеска. После этого спектр новой становится
подобен спектру звезды раннего спектрального класса (см. разд. 9.3).
Очень быстрой новой VI 500 Cyg 1975 потребовалось всего 28 сут, чтобы
пройти через всю последовательность спектральных классов от Q0 до Q8
[800]. Эта система классификации несомненно является удачной, однако
не все новые проходят через все стадии.
Профили линий в спектрах новых. Обычно наблюдаются широкие
эмиссионные линии, часто с компонентами поглощения, смещенными
в коротковолновую сторону, что указывает на движение вещества от
звезды (расширение). Профили типа PCyg встречаются главным образом
на ранних стадиях вспышки новой. Средние скорости расширения,
определенные по линиям излучения и(или) поглощения, лежат в широких
пределах от 100 до 3500 км/с. Обычно линии поглощения в спектрах
новых звезд состоят из нескольких компонентов с различным смещением
в коротковолновую сторону. Число компонентов равно числу облаков
газа, расширяющихся с различными скоростями. Значения скорости, по-
лученные по сдвигу линий поглощения, не всегда представляют реальную
скорость расширения и могут быть меньше, поскольку наблюдаемые
профили линий получаются вследствие интегрирования по диску звезды.
Точное значение коэффициента коррекции зависит от закона потемнения
диска к краю и от механизма образования линий, и, следовательно, зна-
чение его лежит между единицей (поправки не требуется) и 1,4 (линии
поглощения образуются в оптически тонкой атмосфере с полным потем-
нением диска к краю). Ширина же эмиссионных линий обычно отражает
истинную скорость расширения оболочки.
Изменение скорости расширения оболочки со временем. Вблизи макси-
мума блеска и в первые недели после него в спектре V1500 Cyg 1975
преобладали широкие эмиссионные линии, ограниченные с коротковолно-
вой стороны диффузными линиями поглощения. Скорости расширения vR,
измеренные по линиям поглощения, показали, что оболочка ускорялась
от —1300 до —1700 км/с в предмаксимальный период [511]. Через 1,2 сут
после максимума блеска в оптической области компонент поглощения HP
показывал скорость — 3850 км/с, через 2,2 сут он превратился в эмиссионную
линию [517]. Оценка скорости расширения по линиям поглощения дает
значение —1700 км/с в максимуме блеска и — 2400 км/с на 24-е сут после
него (23 сентября), затем компоненты поглощения исчезли. Скорость
расширения, оцененная по ширине эмиссионных линий, увеличивалась от
400
Глава 9
860 км/с (в максимуме блеска) до 1500 км/с 3 сентября (через 4 сут)
и после этого оставалась постоянной.
Как следует из многокомпонентности эмиссионных линий и линий
поглощения, обычно существует несколько «расширяющихся оболочек»
(или, во всяком случае, «раздельно движущихся элементов»), В процессе
выброса скорости и многокомпонентная структура изменяются. В течение
нескольких недель после максимума блеска водородные линии серии
Бальмера, так же как и другие эмиссионные линии в спектре быстрой
новой V1500Cyg 1975, показывали периодические изменения, в которых
выявляется период 0,14d [1326]. Но фаза этих изменений различна в раз-
личных точках профиля линии. Этот факт объясняется комбинацией перио-
дических изменений, происходящих в центральном ионизующем источнике,
и временем прохождения света в направлении расширяющейся оболочки
[234]. Оценка средней скорости расширения дает значение 1870 км/с.
Эта модель была разработана более детально в [735]. Оказалось, что
наблюдения лучше всего согласуются с моделью оболочки, состоящей из
экваториального кольца, расширяющегося со скоростью « 1700 км/с,
и двух полярных шапок, скорость расширения которых «620 км/с. (Эта
модель не объясняет наблюдаемых изменений периода; следствия этого
эффекта описаны в разд. 9.7.)
Другие спектроскопические наблюдения [1, 881], выполненные с мень-
шим временным разрешением, чем описанные выше, не позволили авто-
рам этих работ построить детальную модель явления, но, во всяком
случае, указали, что выброс вещества происходил в различные моменты
времени и, возможно, в различных направлениях: была выброшена глав-
ная оболочка со скоростью расширения 1900 км/с и еще одна или две
пары облаков, в которых члены каждой пары выбрасывались в противо-
положных направлениях.
Медленная новая HR Del 1967 во время своей фазы максимального
блеска, которая продолжалась около года, имела в своем спектре по
крайней мере девять различных систем линий поглощения со скоростями
от —170 до —1790 км/с [1269], что указывает на присутствие различных
облаков газа с низким возбуждением. В течение семи лет скорость рас-
ширения главной оболочки уменьшилась от 500 до 400 км/с [38].
На эмиссионные линии в спектре V1500 Cyg 1975 в послемаксимаЛьной
стадии налагалось множество небольших пичков, что, как и в случае
HR Del 1967, свидетельствует о клочковатости расширяющейся оболочки,
в которой образуются линии излучения.
В случае быстрой новой NQ Vul 1976 скорости, измеренные по линиям
поглощения вблизи максимума блеска (через 5 сут после него), имели
значение —950 км/с. Через год после максимума блеска во всех линиях
наблюдались четыре эмиссионных компонента со средними скоростями
от +80 до —550 км/с [835]. Такие же значения получены в [557].
Можно ожидать, что в толще оболочки существует градиент ско-
ростей; на это указывает то, что лучевые скорости, измеренные на основе
спектров, полученных в один и тот же момент, оказываются различными
для линий с различными возбуждением, ионизацией и интенсивностью.
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
40 1
В первые месяцы после максимума блеска линии N11I, Fell и [ОШ]
в спектре V1500Cygl975 показывали скорости расширения на 600 км/с
больше, чем скорости, полученные по бальмеровским линиям [1720].
Содержание химических элементов в фотосфере и оболочке определя-
ется из анализа спектров. Такие исследования на основе метода кривых
роста были выполнены Мустелем с сотрудниками [36, 37, ИЗО, 1270].
Существенно то, что имеется некоторая степень перенаселения высоких
атомных уровней возбуждения, возможно, вследствие градиента темпера-
туры в той части атмосферы, где эти линии образуются. Такой же
эффект наблюдается и в случаях сверхгиганта еАпг. Давно обращалось
внимание [1024] на сходство спектров новых звезд перед максимумом
блеска и спектров сверхгигантов класса F, таких, как еАпг и i1 Sco. Это
сходство позднее было проиллюстрировано на примере DQ Her 1934 и
еАпг [36] (из этой работы взята табл. XLIV). Кроме того, содержания
химических элементов в новой и сверхгиганте тоже одинаковы, за
исключением С, N и О, содержание которых в DQ Her 1934 выше
в 1 —10 раз для С и от ~ 10 до 100 раз для О и N. Подобные избытки
С, N и О были найдены для этой же новой в [1745], а для медленной
новой HR Del 1967 — в [37, 1270]. В случае HR Del 1967 избытки содержа-
ния С, N и О в предмаксимальной стадии постепенно увеличивались
примерно на порядок за месяц [1270]. Повышенное содержание этих
элементов также следует из появления очень интенсивных полос CN
в спектре DQ Her 1934 сразу после максимума блеска. Сходные избытки
содержания С, N, О были найдены на основе исследования эмиссионных
линий [397, 1,247, 1328]. В [397] найдены несколько большие избытки, чем
в двух других работах. Согласно [1745], напротив, содержание О в обо-
лочке HR Del 1967 не отличается от солнечного. Хотя и была сделана
попытка объяснить это расхождение, ни одного убедительного аргумента
пока не выдвинуто [1745].
Содержание С, N, О, Ne в оболочке новой V1500 Cyg 1975 превышает
солнечное содержание в 25 — 30, 100 —220, 20 и 20 раз соответственно,
тогда как содержание железа не отличается от солнечного [181, 519].
В визуальной области спектра отождествлены запрещенные линии
высокоионизованных атомов [FeX]. [FeXIV] (рис. 122). Эти так назы-
ваемые «корональные линии» наблюдаются после максимума блеска
и особенно сильны в спектрах медленных новых. Их появление в спектре
указывает, очевидно, что к относительно холодной плазме, ответственной
за возникновение непрерывного спектра и большинства других (некоро-
нальных) линий, добавилась горячая плазма. В инфракрасном (1,9 —4,2 мкм)
спектре V1500 Cyg 1975 отождествлено около десяти корональных линий
[600]. Они соответствуют запрещенным переходам [SiVI], [SiVII], [SilX],
[A1V], [A1VI], [A1VIII], [A1IX], [CaIV], [CaVIII], [MgVIII]. Наблюдались
также линии [FeXI]X6374, [FeX]Z7892 и [SVIII] X.9911. Эти линии, за
исключением CaIV, указывают на то, что температура ионизации в горя-
чей плазме, где они образуются, должна быть порядка 1 -106 — 2 -106 К.
Эти линии были детально изучены в [518]. Они появились через 35 сут
после вспышки и просуществовали около четырех месяцев. Когда коро-
26-1092
402
Глава 9
нальные линии ослабли, появилась линия [FeVII] 7.6087. Очень медленная
новая RR Tel (находилась в стадии максимального блеска с 1944 по 1949 г.)
имела сначала отчетливый холодный небулярный спектр, который эволю-
ционировал сначала в спектр WR, а затем в «корональный» спектр
с постепенным увеличением степени ионизации: от [Felll] до [FeVII],
[NiVII], [CaVII] и т. д. [1541]. Линии [FelV] достигли максимума интен-
сивности в 1955 г., [FeVI] — в 1960 г., [FeVII] — около 1966 г., но были
заметны уже в 1959 г. Линии ионов самой высокой степени ионизации
раздвоены, указывая на то, что они образуются в истекающем из звезды
веществе. В спектре медленной новой HR Del 1967 во время «небулярной»
стадии, которая началась спустя 15 мес. после открытия новой и 3 месяца
после начала медленного окончательного падения блеска, существовали
широкие эмиссионные линии Н, Hel и NII и запрещенные линии с разно-
образными степенями ионизации [OI], [ОШ], [Neill], [NeV], [FeVI],
[FeVII], [FeX] [1269]. Все линии имеют сложную структуру. Одновре-
менное присутствие в спектре линий ионов столь различных стадий
ионизации требует для источника фотоионизации модель, состоящую из
нескольких источников фотоионизации с различными температурами. Для
объяснения наблюдений была предложена модель с двумя источниками,
имеющими температуры «4-104 и »2,5-105 К, светимости которых почти
одинаковы [1578].
Обычно существование горячих областей в оболочке новой объясня-
ется следующим образом. Допустим, что существуют две оболочки: внеш-
няя и внутренняя. Внутренняя оболочка расширяется быстрее, чем внеш-
няя, и догоняет последнюю. От места столкновения распространяются
две ударные волны в разных направлениях. На фронте ударной волны,
оптически довольно тонкой области, температура может достигать не-
скольких миллионов градусов [227]. Выдвинуто несколько иное предполо-
жение: вследствие сверхзвуковых хаотических движений в выброшенном
газе отдельные элементы его могут сталкиваться и нагреваться до
~106 К [1405].
Образование корональных линий в среде, нагреваемой таким образом,
обсуждалось в [590, 591]. В модельные расчеты включалось высвечивание
за фронтом ударной волны и показано, как температура и присутствие
в спектре тех или иных корональных линий зависят от времени.
Вспышку рентгеновского излучения у бывшей новой GK Per 1901 нельзя
объяснить нагревом ударной волной. Эта вспышка продолжалась почти
два месяца; ее происхождение в первом приближении объяснялось [817]
временным увеличением, темпа потери вещества главной звездой двойной
системы бывшей новой, заполняющей полость Роша, которое осело на
белый карлик (о рентгеновском излучении новых см. также [195]).
Упомянем в этой связи о рентгеновских новых. Хорошо известна
рентгеновская новая N Мои Х-1 (А 0620 — 00). Наиболее вероятным объяс-
нением является следующее: эти объекты похожи на новые, но двойная
система вместо белого карлика содержит нейтронную звезду. Эти модели
очень похожи также на модели рентгеновских двойных (разд. 4.12 и
табл. XXXV). Различие между объектами этих двух групп состоит в том,
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
403
что рентгеновские двойные являются источниками непрерывного рентге-
новского излучения (вследствие аккреции?), тогда как рентгеновские новые
оказываются таковыми эпизодически (из-за неустойчивости, связанной
с термоядерными реакциями? См. разд. 9.10). В связи с этим имеется
интересное наблюдение [468]: рентгеновский источник А 0620— 00 ото-
ждествлен с повторной новой V616 Мои (1975), которая имела
вспышку также в 1917 г. и достигла Mv = — 5,9 + 0,5га в максимуме блеска
469]. Рентгеновский спектр характеризовался кТ = 1,3 кэВ, а рентгенов-
ский поток во время вспышки увеличился в 104 раз [448].
Один из компонентов этой системы, источник рентгеновского излуче-
ния, имеет массу ~0,9 и является компактным объектом [452], другой
компонент — звезда спектрального класса М5IV. Максимальной рентгенов-
ской яркости в диапазоне 3 — 6 кэВ объект достиг 11 августа 1975 г.
[448, 486]. Спад интенсивности рентгеновского излучения со временем
проходил по экспоненциальному закону, но дважды происходило заметное
увеличение (примерно в два раза) интенсивности в октябре 1975 г. и
в феврале 1976 г. В марте 1976 г. интенсивность рентгеновского излучения
стала уменьшаться быстрее [797]. Дополнительные ссылки на работы,
касающиеся этого объекта, можно найти в [542].
Еще одной, действительно первой из открытых рентгеновских новых
является объект СепХ-4, который наблюдался как источник рентгенов-
ского излучения со спутников «Вела» в июле 1969 г. [326]. Он был
в 35 раз интенсивнее, чем Крабовидная туманность, а затем ослабел.
Он снова появился как источник рентгеновского излучения А 1524 —61
в мае 1979 г. [796], причем максимальная интенсивность была в 4 раза
больше интенсивности Крабовидной туманности. Уменьшение интенсив-
ности излучения началось 20 мая, а 8 июня оно уже не обнаруживалось.
Этот объект отождествляется со звездой с координатами а = 14'155т19,63®
и 8 = — 31"28'09,0" (1950) [236]. Спектр ее состоит из сильного голубого
непрерывного спектра, на который накладываются линии поглощения
и слабые эмиссионные линии водорода серии Бальмера, эмиссионная
линия Hell 14686 и, возможно, NIII, а также сильные эмиссионные бленды
в областях спектра вблизи 113775, 3850 и 3940.
9.6. НЕПРЕРЫВНЫЕ СПЕКТРЫ; ПЫЛЕВЫЕ ОБОЛОЧКИ
В разд. 9.4 уже упоминалось, что, согласно наблюдениям, после
максимума блеска температура фотосферы новой, вообще говоря, растет.
Рассмотрим этот вопрос подробнее. Поскольку линии в спектре новой
широки, непрерывный спектр выделить трудно. Когда температура фото-
сферы не слишком высока, рекомендуется использовать инфракрасную
область спектра, где линии не так многочисленны, как в видимой и
ультрафиолетовой областях. Широкополосные наблюдения новой V1500 Cyg
1975 в 11 полосах от 0,5 до 12,5 мкм [560] показали, что в течение
первых четырех суток новая имела спектр абсолютно черного тела
с температурой Т„ уменьшающейся от 9000 до 5500 К, откуда следует,
что расширяющаяся оболочка была оптически толстой.
26*
404
Глава 9
Качественно это подтверждено в [1482]: примерно за полдня до
максимума блеска спектральный класс новой был близок к В91а, а полдня
спустя распределение энергии в спектре новой уже соответствовало
распределению энергии в спектре абсолютно черного тела с температурой
5000 К. Через четыре дня после максимума блеска новая имела спектр
с постоянным монохроматическим потоком Fv х const, а это означает,
что на этой стадии излучение, возможно, обусловлено рассеянием на
свободных электронах (томсоновское рассеяние). Масса оболочки оценива-
лась в 1028—1029 г, отсюда ее кинетическая энергия равна ~1045 эрг.
Таким образом, можно сделать вывод, что вблизи максимума блеска
температура падает; это понятно, так как в это время радиус фотосферы
увеличивается, а поток излучения в лучшем случае остается постоянным
или даже слегка снижается. После максимума блеска температура фото-
сферы увеличивается, в то время как радиус ее уменьшается.
На основании спектроскопического исследования VI500 Cyg 1975 в визу-
альной области спектра (0,3—0,7 мкм) [184] найдено, что с 23-го по
38-й день после максимума блеска температура звезды возросла с 43 000
до 46000 К. В работе [1664] дается значение Т = 30 000 К на 67-й день
после максимума блеска. Из ультрафиолетовых наблюдений, сделанных
с борта голландского астрономического спутника, следует, что через
100 сут после максимума блеска непрерывный спектр новой был подобен
спектру абсолютно черного тела с Г = 65 000 К [1798].
Все эти наблюдения свидетельствуют о том, что во время медленного
падения блеска звезды происходит быстрое уменьшение радиуса фото-
сферы (см. разд. 9.4).
Итак, наблюдения непрерывного спектра новых подтверждают и рас-
ширяют наше представление об изменении их фотосфер со временем,
полученное из анализа одновременных наблюдений Мь и Tei например,
с помощью формулы (2.5.1) (см. разд. 9.2 и 9.4), а именно: после макси-
мума блеска диаметр фотосферы еще некоторое время продолжает
линейно расти, а затем, очевидно, из-за уменьшения темпа потери массы
уровень образования фотосферы отступает обратно к звезде [93, 560].
Одновременно температура фотосферы сначала падает, а затем сильно
возрастает.
Образование пылевой оболочки — процесс, характерный для некоторых,
но не для всех новых.
Новая FH Ser 1970 — одна из наиболее изученных; у нее впервые
наблюдалось и было хорошо исследовано образование пылевой оболочки
(см. обзор [558]). В течение первых 55 сут после вспышки ни в спектре,
ни в кривой блеска не было замечено ничего необычного, но затем всего
за несколько дней в инфракрасном диапазоне появился узкий компонент
излучения [576, 752]. Через 100 сут после максимума блеска в видимой
области основная часть потока излучения приходила из инфракрасной
области спектра. Очевидно, что это произошло вследствие образования
пылевой оболочки. Такая оболочка даже может стать непрозрачной для
излучения в визуальной области спектра. Новые FH Ser 1970 и V1229 Aql 1970
превратились в источники инфракрасного излучения с энергией излучения
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
405
Рис. 123. Эволюция новой N£) Vul 1976. а — визуальная кривая блеска. 6 — кривая
блеска на X = 3,5 мкм. По мере того как блеск на 1 = 3,5 мкм растет, светимость
новой в визуальной области падает, что указывает на образование пылевой
оболочки, в — изменение (XFx)max со временем в периоды, когда распределение
излучения может быть аппроксимировано излучением абсолютно черного тела:
на 80-й день светимость была равна светимости расширяющейся «фотосферы»
в начале вспышки, г — планковская температура пылевой оболочки, отметим уди-
вительное постоянство ее на протяжении всего периода наблюдений, д — угловой
диаметр, определенный по (X.Fz)mox и Т [1143].
>1045 эрг в области длин волн больше 2 мкм. Подобное инфракрасное
излучение наблюдалось также от новых HR Del 1967, NQ Vul 1976 [1143],
V1301Aql 1975 [1666], LWSer 1978 [1522]. Образование пылевой оболочки
NQ Vul 1976 убедительно следует из рис. 123, заимствованного из работы
[И43], в которой измерялась интенсивность инфракрасного излучения
в десяти полосах в диапазоне от 0,9 до 1,8 мкм. Указанием на обра-
зование пылевой оболочки является падение светимости в визуальной
области спектра и одновременное увеличение светимости в инфракрасной
области. Одновременное падение температуры от 1100 до 800 К припи-
сывается увеличению эффективности переизлучения из-за роста размеров
406
Глава 9
пылевых частиц. Не было обнаружено никакого излучения, присущего
силикатным частицам, поэтому сделано предположение, что пылинки глав-
ным образом углеродные. Интересно также отметить, что полный поток
от звезды, характеризующийся величиной (XFj)mai, оставался во все время
наблюдений почти постоянным, что согласуется с результатами других
наблюдателей (разд. 9.4).
Заманчиво связать падение блеска, характерное для медленных новых
типа DQHer 1934 (происходящее примерно через два месяца после
максимума блеска), с инфракрасным излучением и объяснить это образо-
ванием пылевой оболочки. Образованием пылевых частиц в расширяю-
щейся газовой оболопке, богатой углеродом, были объяснены наблюдения
HR Del 1967 [307, 308, 982]. Сначала число частиц быстро росло, а све-
тимость новой в инфракрасной области быстро увеличивалась; затем рост
числа пылинок происходил медленнее, а оболочка вследствие расширения
становилась все более тонкой. Температура пылевых частиц при этом
уменьшалась от 2000 до 900 К. Это наблюдалось также и для
LW Ser 1978 в период между 36-м и 127-м днями после максимума блеска.
Уже из первых наблюдений стало очевидно наличие пылевой оболочки.
Она наблюдалась в течение всего периода, а ее температура Tdust умень-
шилась от 1100 до 900 К [1522]. Массы пылевых оболочек новых
составляли: HR Del 1967 - 10“б ЭМ©, FH Ser 1970 - 4 • 10~7 Эй©, V1301 Aql
1975-от 0,3 до 3-КГ89И©, NQ Vul 1976 - 2 -10“ 7 ЭМ© и LW Ser 1978-
5 • 10“ 7 ЭИ©. Когда инфракрасный поток был максимален, радиусы пылевых
оболочек достигали примерно 6 • 109 км к 40 а. е.
Для объяснения наблюдений FH Ser 1970 лучше всего подходит значе-
ние скорости расширения газовой оболочки, в которой образуется пыль,
1200— 2000 км/с (в зависимости от принимаемого значения светимости
новой). Температура пыли упала до 900 К через як 90 сут.
Линейная поляризация непрерывного излучения также может служить
указанием на появление пылевой оболочки, как, например, у V1668 Cyg 1978
[1229].
Итак, во время вспышек некоторых новых на стадии уменьшения
блеска в веществе, выброшенном новой во время вспышки, могут обра-
зовываться пылевые частицы. Их температура со временем обычно
падает, что может быть связано с уменьшением потока излучения от
звезды. Еще не ясно, почему вокруг одних новых пылевые оболочки
образуются, а вокруг других — нет.
Советуем читателям познакомиться также с обзором [562].
9.7. БЫСТРЫЕ КОЛЕБАНИЯ БЛЕСКА НОВЫХ
Очень быстрые колебания блеска новых звезд (с характерным временем
порядка минут!) должны быть связаны с изменениями, происходящими
в центральном объекте, а не в оболочке. До настоящего времени такие
колебания зарегистрированы только у нескольких новых и главным обра-
зом в минимуме блеска, когда видна вырожденная звезда. Впервые они
были открыты у DQ Her 1934, и их период составлял 71,07 с [677, 1690].
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
407
Наблюдалось также медленное изменение этого периода со скоростью
(—2,69 ± 0,08) • 10“5 с/год. Для RR Pic 1925 аналогичный период составляет
около 30 с (значения между 26 и 373 с приводятся в работе [1704]).
Новая V533 Нет 1963 имеет колебания блеска с периодом 63,63 с и сред-
ней амплитудой ~1% [1208].
У новой V1500 Cyg 1975 наблюдались мерцания с амплитудой «0,05т
и характерным периодом по крайней мере короче 100 с, однако эти
мерцания не были достаточно стабильными [23, 229, 812]. Возможно, эти
вариации блеска аналогичны вариациям, наблюдаемым у некоторых кар-
ликовых новых, и, вероятнее всего, должны рассматриваться как случай-
ные процессы. Интересной особенностью, которая может стать ключом
к пониманию природы быстрых колебаний, является наблюдаемый сдвиг
по фазе. Хотя колебания в середине затмения отсутствуют, по-видимому,
во время затмения происходит сдвиг по фазе на +360°. Сдвиг по фазе
плавный, начинается он в начале затмения и прекращается в конце его
[1301].
Представляют интерес очень быстрые колебания («мерцания») блеска
новой V1668 Cyg 1978 в максимуме блеска! Частота колебаний ниже %5 Гц,
и они совершенно нестабильны. Короткоживущие колебания с частотой
15 и 81 Гц наблюдались в течение периодов от 100 до 200 с [588].
Уникальным свойством новой VI500 Cyg 1975 являются трехчасовые
колебания блеска. Различные авторы давали различные значения периода,
пока не осознали, что во время наблюдений период менялся — важное
открытие! Вот некоторые из известных определений периода: 0,1382“* [812],
0,14096“* [1317], 0,1490 + 0,0001“’ [288]. Установлено, что период уменьшался
от 0,1490й (в сентябре 1975 г.) до 0,1380“* (осенью 1976 г.) [1396]. Этот
результат был подтвержден в [1206] и найдено также, что позднее период
снова возрос (на 1 % в 1977 г.); то же самое наблюдается и для
соответствующих vR. Амплитуда блеска этих колебаний меняется в боль-
ших пределах — от 0,03 до 0,7т. Первый максимум амплитуды колебаний
0,15т наблюдался в середине сентября 1975 г., затем амплитуда уменьши-
лась, но позднее, в октябре 1976 г., снова увеличилась, достигнув зна-
чения 0,7т. Период и амплитуда стабилизировались в начале 1977 г.;
окончательное значение периода Р = 0,139617 + 0,000002“*, значение ампли-
туды Дщ яа 0,65т [813, 1207].
Имеются факты, не согласующиеся с интерпретацией этих изменений
в рамках гипотезы двойственности новых, — изменение периода имеет знак,
противоположный тому, который должен быть согласно этой гипотезе,
и по величине оно больше, чем допустимое в двойной системе (по край-
ней мере по порядку величины [499]). Одним из возможных объяснений
этих изменений может быть «механизм прожектора», связанный с ярким
пятном на поверхности звезды [234, 742]. Звезда не должна быть сфери-
чески симметричной и должна иметь экваториальное кольцо и полярные
шапки. Наиболее вероятной является другая гипотеза: газ, вытекающий
из звезды, образует спиральную структуру вокруг нее и, поскольку этот
газ достаточно плотен, он придает звезде асимметричный вид [499, 764,
1206]. Наблюдаемые изменения периода можно связать с изменением
408
Глава 9
формы и плотности газа, движущегося по спирали вследствие его враще-
ния со звездой. Для этой гипотезы требуется модель новой, которая
за период «500 сут выбрасывает массу ~1О-39Л0, что намного превы-
шает полученные из наблюдений значения потери массы! По существу,
оба возможных объяснения сходны в том, что они предполагают наличие
асимметрии у вращающегося излучающего тела.
9.8. МОРФОЛОГИЯ ОБОЛОЧЕК НОВЫХ
И ОКРУЖАЮЩИХ ТУМАННОСТЕЙ
Через несколько месяцев после вспышки эмиссионные линии оболочек
новых на бесщелевых спектрограммах с высоким разрешением показы-
вают замечательную тонкую структуру, которая указывает на некоторую
функцию пространственного распределения расширяющегося газа.
В разд. 9.5 мы упоминали, что оболочки большинства новых состоят
из множества различных оболочек. В случае медленной новой HR Del 1967,
например, установлено, что центральная звезда по крайней мере в тече-
ние года сохраняла свою активность и выбрасывала облака газа [1269].
Важно то, что, как впервые было найдено Райтом для новой V603 Aql 1918,
оболочки не являются сферически симметричными. Фотографии спектра,
полученные с различными позиционными углами спектрографа по от-
ношению к расширяющейся оболочке, показывают различные формы
монохроматических изображений. Изображения новой V603 Aql 1918 сим-
метричны при позиционном угле 112°, но несимметричны при позицион-
ном угле 202° (=112 + 90°!). Такие наблюдения позднее были использо-
ваны в [1712] (там же можно найти более ранние ссылки) для довольно
детального определения трехмерного распределения излучающего вещества
вокруг новой. Подобные исследования возможны и для других новых.
Хотя полученные на основе таких наблюдений модели распределения
вещества вокруг отдельных новых различаются между собой в деталях,
исследователи постепенно пришли к выводу, что выбросы различных новых
характеризуются симметричными относительно экватора кольцами и по-
лярными шапками (DQ Her [1131], HR Del 1967, LVVull968, FH Ser 1970
[723], VI500 Cyg 1975 [182]). Различия состоят в том, существуют или нет
сферические оболочки, и в том, сколько выброшено полярных шапок
и колец. Туманность новой HR Del 1967 около 1970 г. имела Те1«13 000 К
и состояла из полярных шапок и экваториального кольца с пе « 5 • 10б см -3
в 1969 г. и 9 105 см-3 в 1970 г. [983]. На прямых изображениях
видны экваториальные кольца размером 2" в 1976 г. («1600 а. е. при
расстоянии 800 пс [1346]) и полярные шапки размером 0,6" («480 а. е.)
[1443].
Бывшие новые окружены не только удаленными расширяющимися
оболочками; по изменению интенсивности различных эмиссионных линий
в спектре DQ Her 1934 в течение фотометрического орбитального периода
было сделано заключение, что вокруг этой бывшей новой имеется также
и достаточно близкая оболочка, в которой возникает линия излучения
Не1Х4686, исчезающая во время затмения, а также и более протяженная
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
409
оболочка с более высокой ионизацией (CIII/NIIIZ4640), которая показывает
только мелкое широкое затмение [990].
9.9. ТЕОРИЯ И МОДЕЛИ ЭВОЛЮЦИИ ФОТОСФЕР НОВЫХ
Для объяснения кривых блеска новых выдвинуты гипотезы двух типов.
Предложена гипотеза непрерывного выброса вещества, как в случае звезд
типа Р Cyg и Вольфа — Райе [609]. Расстояние фотосферы новой от центра
звезды в этом случае зависит от принятой скорости и от потока вещества.
Если выброшенная оболочка оптически толстая, то радиус ее увеличивается
и, следовательно, растет светимость. Действительно, из этих данных можно
вычислить светимость, и в принципе кривую блеска любой новой можно
объяснить, если должным образом подобрать значения основных пара-
метров: темпа потери массы —ЭЙ (г) и скорости выброса vt.
Развита другая, противоположная гипотеза: мгновенный выброс ве-
щества [1244]. В эту теорию включен перенос излучения [1446]. Позднее
случай мгновенного выброса вещества был подробно разработан в [1138].
После окончания первой фазы, когда расширение определяется гидро-
динамическими процессами, ускорение вещества происходит под действием
гравитации и давления излучения. Удалось показать, что последний
механизм несуществен по сравнению с первым [1138], поэтому изменение
радиуса фотосферы со временем R (t) должно зависеть от ускорения
силы тяжести и его можно вычислить. Тогда, если известна болометри-
ческая поправка, можно получить светимость новой.
Было показано [538, 539], что модели мгновенного выброса не в состоя-
нии объяснить наблюдаемые кривые блеска новых. Очень важное наблю-
дение [559], что болометрическая светимость остается приблизительно
постоянной в течение некоторого периода после максимума блеска, ука-
зывает на то, что потеря массы происходит и в течение этого периода,
но темп ее уменьшается со временем. (См. разд. 9.2 и особенно 9.4.)
Эти данные согласуются с моделью непрерывного выброса [609].
При дальнейшей разработке этой модели сделана попытка описать
различные стадии процесса вспышки новой с помощью только одного
параметра — темпа потери массы [ЮЗ]. По-видимому, первоначальная
вспышка, вопрос о происхождении которой остается открытым (см.
разд. 9.10), производит светимость, близкую к эддингтоновскому пределу,
а иногда и превышающую его. Это уже подчеркивалось в [540] и следует
также из табл. 1. В результате под действием давления излучения возникает
звездный ветер, оптически толстый вплоть до расстояния ~ 107 км. Для
этого необходимо, чтобы начальный темп потери массы превышал 1022 г/с.
Далее по мере медленного уменьшения темпа потери массы светимость
в оптической области уменьшается, однако полная светимость новой
остается близкой к эддингтоновскому пределу; температура при этом
увеличивается, а максимум излучения сдвигается в ультрафиолетовую
область спектра.
Привлекательная сторона этой модели в том, что она дает соотноше-
ние между темпом потери массы — ЭЙ (t) и абсолютной звездной величиной
410
Глава 9
Рис. 124. Соотношение между Мв и — SR для классической (быстрой) новой;
показано также, как ионизация оболочки увеличивается со временем [ЮЗ].
Мв (t) для типичной (быстрой) новой (рис. 124). Кроме того, как было
показано в разд. 9.4, с увеличением температуры Тс со временем проис-
ходит сдвиг максимума в распределении энергии в спектре новой в ко-
ротковолновую сторону, т. е. возрастает поток фотонов с все большей
и большей энергией; вследствие этого степень ионизации оболочки излу-
чением непрерывно возрастает. Этим и объясняется то, что на стадии
уменьшения блеска с течением времени в спектре новой появляются линии
ионов все более высокой степени ионизации, как показано на рис. 124.
Количественно разработана модель с оптически толстым звездным
ветром [1324]. Расчеты подтвердили, что светимость фотосферы новой
должна быть близка к эддингтоновскому пределу; другим очень важным
аспектом этой работы является то, что в ней показано, что хорошо
воспроизвести наблюдения могут только те модели, у которых радиус
звезды сравним с радиусом белого карлика. Это подтверждает современ-
ную модель новой.
Итак, процесс вспышки новой можно описать выбросом с поверхности
белого карлика оболочки массой ~ 10“4 в течение примерно 102 сут.
9.10. ВОЗНИКНОВЕНИЕ НЕУСТОЙЧИВОСТИ,
ПРИВОДЯЩЕЙ К ВСПЫШКЕ НОВОЙ
В предыдущих разделах были приведены аргументы в пользу следую-
щей модели новой. Полуразделенные двойные системы состоят из звезды
главной последовательности позднего спектрального класса (для класси-
ческих новых) или холодного гиганта (для повторных новых) и белого
карлика. Вырожденная звезда находится близко к холодному компоненту,
который в большинстве случаев заполняет свою полость Роша, и поток
газа от него перетекает на белый карлик. Вероятно, вокруг белого карлика
имеется аккреционный диск, удерживаемый центробежной силой, а в том
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
411
месте диска, где поток газа сталкивается с ним, существует горячее пятно.
Существование горячего пятна подтверждается асимметрией кривой блеска
во время затмения, как показали исследования DQ Her 1934 [1375]. Эта
модель изображена на рис. 125.
Именно здесь следует обратить внимание на сходство систем новых
и рентгеновских двойных (см. разд. 4.11). Однако в двойных системах
новых вырожденным спутником является белый карлик, а в рентгенов-
ских системах — нейтронная звезда. В этих системах тоже может произойти
вспышка новой: рентгеновские новые обсуждались в разд. 9.5.
Вероятно, неустойчивость, которая приводит к вспышке новой, связана
с двойственностью системы и с переносом вещества звезды главной
последовательности на белый карлик. Чтобы объяснить, как это проис-
ходит, выдвинуто несколько теорий. В одной группе теорий неустойчи-
вость приписывается аккреции, в другой она обусловлена термоядерными
реакциями. В теориях обеих групп различие между классическими и
повторными новыми состоит в различии скоростей переноса газа от
холодной звезды на белый карлик: допускается, что в случае повторных
новых скорость потери массы гигантом значительно больше, чем в случае
классических новых, в которых холодная звезда принадлежит к главной
последовательности. Вследствие высокого темпа потери массы повторные
новые на стадии минимума блеска имеют высокую светимость (см. дан-
ные наблюдений в разд. 9.2) и их вспышки повторяются чаще. Рассмотрим
далее обе группы теорий новых (включая карликовые новые).
В теориях первой группы [102] считается, что светимость La опреде-
ляется потенциальной энергией вещества, освобождающейся при аккреции
его (скорость аккреции вещества УЛ) на тело массой УЛ1 и радиусом Rx:
[эрг/с].
Для значений масс, радиусов и светимбстей (~1032 эрг/с) белых карли-
ков находим, что для обеспечения светимости белого карлика, члена двой-
ной системы, нужна скорость аккреции вещества УЛ«1015 г/с =
= 10“11 УЛс/год. Во время вспышки светимость карликовой новой La х
~ 1034 —1035 эрг/с, а классической новой 1038 —1039 эрг/с; отсюда следует,
что вспышка должна сопровождаться внезапным увеличением скорости
Рис. 125. Модель новой звезды [103]
412
Глава 9
аккреции до 10 9—10 8 9Л0/год для карликовой новой и до 10 5 —
—10“ 4 Эйф/год для классических новых. Следовательно, вспышка вызывается
неустойчивостью во внешних частях аккреционного диска. Характер этой
неустойчивости еще неясен. Поскольку максимальная стадия вспышки
новой продолжается от 0,01 до 0,1 года, полная масса аккрецирующего
вещества должна быть ~10-6 9ИО для типичной новой; это меньше, чем
массы наблюдаемых оболочек новых. Очевидно, что с помощью этой
теории трудно объяснить, почему должно происходить внезапное усиление
аккреции. До сих пор никакого удовлетворительного объяснения этому
не дано. Достоинство этой модели в том, что она объясняет наблюдае-
мое у некоторых новых увеличение светимости перед вспышкой (ср.
с разд. 9.3).
В теориях второй группы принимается, что на белый карлик проис-
ходит аккреция богатого водородом вещества от холодного большого
компонента двойной системы, заполняющего свою полость Роша (см.
разд. 9.3); оно будет накапливаться в аккреционном диске и в конце
концов осаждаться на поверхности белого карлика, образуя слой, толщина
которого постепенно увеличивается со временем. По мере аккреции это
вещество будет постепенно сжиматься и нагреваться, пока не будет
достигнута температура горения водорода [1457]. При низких температу-
рах (Т < 1,5 • 107 К) начинается протон-протонный цикл, который закан-
чивается реакцией 3Не(е~) 3Т(р, у) 4Не [638]. Однако характерное время
протон-протонного цикла довольно велико, и раньше, чем он заканчива-
ется, но уже при возросшей температуре, начинается CNO-цикл со значи-
тельно более коротким характерным временем. Поэтому количество ядер
С, N и О в оболочке является критическим параметром, и чтобы
произошла вспышка быстрой новой, требуется, чтобы вещество, осевшее
на белом карлике, было обогащено ядрами С, N, О [1458]. Но этот
цикл также никогда не достигает равновесия, поскольку характерное
время вспышки новой очень мало по сравнению с временем, требующимся
для достижения пика температуры. Таким образом, содержания четырех
р+-нестабильных ядер: 13N (т1/2 = 598 с), 14О (71 с), 15О (122 с) и 17F (66 с) —
увеличиваются до тех пор, пока их содержания в оболочке не станут
наибольшими; при этом скорость CNO-цикла будет определяться перио-
дами полураспада этих четырех 0+-нестабильных ядер, которые не зависят
ни от температуры, ни от плотности. Для очень высоких температур
горения (> 108 К) можно рассматривать «горячий CNO-цикл» (табл. XXXIII)
[923].
Более детальные расчеты аккреции и следующей за ней вспышки
сделаны в [325, 923, 1447, 1448]. Расчеты начинались для белого карлика,
целиком состоящего из ядер 12С, массой 1 ЭЛО и начальной светимостью
lgL/LG= —3,4. Для скорости аккреции принято значение 10“12 ЭЛо/год.
Чтобы процесс шел, достаточно сделать допущение о повышенном со-
держании углерода; чисто гелиевый белый карлик не приводит к вспышке
новой. Важно также отметить, что горячие белые карлики имеют протя-
женные конвективные зоны [157, 158], поэтому углерод из более глубоких
слоев может переноситься в лежащее выше аккрецировавшее вещество.
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
413
Вследствие термоядерных реакций, протекающих в осевшем веществе,
внешняя область ядра становится конвективно неустойчивой и ядра угле-
рода будут поступать в оболочку. Длительность термоядерных реакций, по-
видимому, очень сильно зависит от первоначальной светимости белого
карлика.
Если скорость аккреции такова, что горение является адиабатическим,
то
r/r«vadp/p,
а давление растет из-за увеличения веса вышележащих слоев. Выразив Р
и A9Ji следующим образом:
Р « pG'JJi Ar/г, A9J1 « 4яг2р Аг,
получим
Р « G®E61/4jw4.
Отсюда скорость выделения тепла в оболочке вследствие сжатия
f E(2,5fcT/pH)9Jlenv,
E(2,5fcT/pH)Vad30i,
' 10"4eT6 (®l/10~10 9Ле/год) Lo.
Расчеты [325] показали, что значительное обогащение углеродом в ре-
зультате конвективного перемешивания происходит приблизительно толь-
ко в области, занимаемой вначале зоной углеродной конвекции. Для
белого карлика массой 0,4 ЭЛе эта конвективная зона охватывает более
чем ~ I0 5 9Ле, что вполне достаточно для возникновения вспышки. Сама
вспышка происходит из-за выделения тепла вследствие сжатия слоя
аккреции на поверхности звезды и последующих термоядерных реакций,
которые в некоторых изученных моделях (например, в модели с L = 0,2 Le,
Те = 35 000 К [1457]) являются делом нескольких секунд. Вследствие уве-
личения давления в оболочке возникает ударная волна, которая движется
от звезды и уносит энергию, выделившуюся в более глубоких слоях. Когда
ударная волна достигает поверхности, выбрасывается 1026 г вещества
(~1O-7S01q). При этом увеличение блеска (вычисленная амплитуда 18'")
происходит вследствие выхода ударной волны на поверхность. Согласно
расчетам, начальная скорость расширения ~103 км/с, но под действием
гравитационных сил белого карлика скорость быстро уменьшается. Вы-
числения показывают повышенное содержание в выброшенном веществе
углерода (в «4 раза), азота (в 50—60 раз) и кислорода (в ~3 раза) по
сравнению с соответствующими значениями для Солнца. Эти результаты
Достаточно хорошо согласуются со спектральными наблюдениями.
На основе этих расчетов [1448] сделан интересный вывод: допущение
о начальном повышенном содержании С, N и О, хотя необходимо для
вспышки быстрой новой, не является необходимым для развития вспышки
медленной новой, подобной HR Del 1967.
И наконец, каким образом объяснить в рамках таких теорий появле-
414
Г.гава 9
ние долгопериодических правильных колебаний блеска, наблюдавшихся
у RR Tel в течение нескольких лет до вспышки? Считается, что это
явление может быть связано с неустойчивостью конвективной зоны
у звезд поздних спектральных классов (с протяженными конвективными
зонами), заполняющих свои полости Роша в двойных системах новых
[1300].
9.11. СВЕРХНОВЫЕ: ТИПЫ, КРИВЫЕ БЛЕСКА И ЭНЕРГИИ
Вспышки сверхновых — довольно редкое явление во Вселенной; на
103 вспышек новых приходится одна вспышка сверхновой. Количество
энергии, выделяемое при вспышке сверхновой, велико и примерно со-
поставимо с полным запасом ядерной энергии звезды типа Солнца,
т. е. арЯПс2, где ц — доля массы, переработанная в ходе термоядерных
реакций.
Изданы материалы конференций по сверхновым [357, 1378]. Серии
статей, в том числе обзоры, на эту тему можно найти в Mem. Soc. Astron.
Ital., 49, (2 — 3), 1978. См. также книгу Шкловского «Сверхновые звезды»
(М.: Наука, 1976).
Все сверхновые можно разделить на два основных типа. Сначала такое
подразделение было сделано на основе спектральных критериев. Сверх-
новые, в спектрах которых линии бальмеровской серии водорода уверенно
наблюдались, Минковский отнес к типу II, а остальные к типу I (см.
также обзор [1163]). В настоящее время подразделение сверхновых на
типы проводится главным образом по формам их кривых блеска. Увели-
чение блеска сверхновых до максимума происходит очень быстро (при-
мерно со скоростью от 0,2 до 0,5га в сутки) и, по-видимому, одинаково
у сверхновых ббоих типов (однако имеющиеся данные на этот счет весьма
ограниченны). Часть кривой блеска сверхновой типа I до максимума можно
представить выражением
т - т0 = - 5 lg (1 - t/t0) + pt,
где t и t0 отсчитываются от максимума блеска, т0 — видимый блеск
сверхновой в максимуме. Для большинства сверхновых типа I t0 * — 16J,
р ft 0,08; соответствующая экстраполяция означает, что увеличение блеска
должно начинаться за 16 сут до максимума [1262]. Имеются четкие
различия в характере уменьшения блеска сверхновых обоих типов после
максимума. Сначала блеск сверхновых типа I падает очень быстро (на
3'" за 25—40 сут), после чего следует более медленное (примерно на 1т
за 65 сут) и плавное уменьшение блеска (рис. 126). Существует связь между
блеском, цветом, скоростью расширения, абсолютной фотографической
величиной и скоростью уменьшения блеска; это показывает, что в общих
чертах сверхновые типа I образуют физический класс объектов, которые
определяются только одним параметром [1262]. Однако выявлены [85]
небольшие различия между «быстрыми» и «медленными» сверхновыми
типа I; их назвали сверхновыми типов 1а и 1b. Для сверхновых этих
типов ширина кривой блеска в том месте ее, где блеск на 2т ниже макси-
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
415
Рис. 126. Вверху — фотографические кривые блеска сверхновых типа I [35].
Внизу — сводная кривая блеска сверхновых типа I; составленная по наблюде-
ниям 38 сверхновых [85, 86].
мального, составляет 32 и 38а соответственно; точка излома кривой
блеска лежит на 3,25 и 2,50м ниже максимума, а скорость дальнейшего
уменьшения блеска составляет 0,016 и 0.012”1 в сутки. Блеск сверхновых
типа II уменьшается сначала плавно и медленно (примерно на 1га за 20 сут),
а затем еще медленнее. Через 90 сут после максимума, когда блеск сверх-
новых упал на 2м ниже максимального, скорость падения блеска увели-
чивается и становится сравнимой со скоростью падения блеска сверх-
416
Глава 9
Рис. 127. Вверху — фотографические кривые блеска для нескольких сверхновых
типа II [55]. Внизу — сводная кривая блеска сверхновой типа II, построенная по
наблюдениям 13 сверхновых [87].
новых типа I (рис. 127). Кривые блеска сверхновых типа II образуют
менее однородную группу, в которой можно выделить два основных
подтипа [87, 88]: тип ПР имеет плато между 35-м и 80-м днями после
максимума блеска. Кривые блеска типа IIL показывают почти линейное
уменьшение блеска после максимума. Имеются и другие различия; су-
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
417
ществуют и сверхновые переходных типов. Так, Цвикки ввел в классифи-
кацию сверхновых дополнительные типы III —V, причем к последнему
относятся объекты, подобные г] Саг, но все они не так важны для этой
главы и здесь обсуждаться не будут. Из 129 внегалактических сверхновых,
у которых можно классифицировать кривую блеска и спектр, 81 сверх-
новая относится к типу I, 38 — к типу II, остальные 10 — к другим типам.
Частота появления сверхновых зависит от типа внегалактической
системы, в которой они вспыхивают. Чаще всего сверхновые вспыхивают
в спиральных галактиках, подобных нашей Галактике. По нескольким
сделанным лет десять назад определениям частоты вспышек сверх-
новых в спиральных галактиках средняя частота получалась следующая:
одна сверхновая за т = 50 + 25 лет [268, 449, 759, 803, 1076]. Однако
теперь из двух различных рассмотрений [1527—1529] выводятся значения
т = 15 (+16, —5) лет и т = 27(+23, —9) лет для галактик типа Sb и Sc
соответственно, и отсюда определяется соответствующее среднее значение:
т= 15 — 20 лет с точностью до множителя порядка двойки Этот вывод
не противоречит выводу, сделанному [305] на основе изучения наблюде-
ний галактических сверхновых по историческим хроникам с учетом эф-
фектов селекции: т 30 лет. Если эта высокая частота вспышек сверх-
новых верна, то удивительно, что в М 31 последняя сверхновая наблю-
далась в 1885 г.! Весьма вероятно, следующая галактическая сверхновая,
открытая нынешним поколением, будет слабым, сильно покрасневшим
объектом [1618].
Средняя абсолютная фотографическая величина в максимуме блеска
для сверхновых типа I равна примерно — 19,8т, а для сверхновых типа
II — от —18 до —18,5"* (табл. XLV). Разброс этих значений, по-видимому,
составляет ±0,6т, хотя для сверхновых типа I он меньше. Не наблюдалось
ни одной сверхновой, абсолютная звездная величина которой в максимуме
блеска была бы слабее — 15т [1526, 1527]. Амплитуду изменения блеска
Таблица XLV
Абсолютные фотографические (или В) звездные вели-
чины сверхновых в максимуме блеска
Тип I Тип II Ссылки
— 19,9т — 18,О'” [855, 1340]
-19,1 -17,2 [1527, 1528]
-19,6 ±0,6 [188-190]
-19,0 [1801]
— 19,45а [1620]
-21,3 -18,3 [1262, 1263]
-19,8 ±0,2 -18,7 ±0,2 [1529]
-18,8 [84]
— 16,45б [88]
а Получено по М„ = -19,3я и B-V= -0,15я в максимуме блеска
(Псковский, 1971). При постоянной Хаббла 100 км/(с- Мпс).
27-1092
418
Глава 9
при вспышке сверхновой определить трудно, так как наблюдения сверх-
новых до вспышки отсутствуют. С определенными допущениями о массах
предсверхновых (см. ниже) можно оценить значение амплитуды «25'" (что
соответствует увеличению блеска в 1О10 раз).
Легко оценить полное количество энергии излучения Е, выделившееся
при вспышке сверхновой (потери на излучение). Допуская, что для сверх-
новых типов I и II в максимуме блеска Мв= —19,8 и — 18,2” соответ-
ственно, принимая болометрическую поправку ВС = —0,5 и — 0,6” (для
Тс = 10 000 и 12 000 К соответственно, см. табл. VII) и допуская, что
уменьшение блеска сверхновых происходит по экспоненциальному закону,
т. е. пропорционально е~г1\ где т= 10 и 20d соответственно, получим
полную энергию излучения L^x = 4 1049 эрг для сверхновых типа I
и 2 • 1049 эрг для сверхновых типа II. Истинные потери энергии на излу-
чение могут быть больше, так как ослабление блеска сверхновых про-
исходит не строго экспоненциально. Есть, однако, сверхновые, для кото-
рых в литературе приводятся значительно большие оценки потерь энергии
на излучение: для сверхновой SN 1972е типа I оценка полной энергии
излучения (проинтегрированной по времени и по спектру) приблизительно
1052 эрг [292], для сверхновой SN 1974g (вспыхнувшей в NGC4414) ана-
логичная оценка дает 1051 эрг [1801]. Приведенные выше оценки неточны
из-за отсутствия наблюдательных данных в ультрафиолетовой области
спектра.
Исследуя расширяющиеся туманности, окружающие остатки сверх-
новых, можно оценить полную кинетическую энергию выброса W. При
этом решающее значение имеет масса выброшенного вещества; по-види-
мому, для сверхновых типа И она много больше, чем для сверхновых
типа I, тогда как скорости расширения различаются, самое большее,
в два раза. Таким образом оценка кинетической энергии выброса для
сверхновых типа II дает значение W к 1051 эрг, для сверхновых типа I
она того же порядка. Масса вещества Крабовидной туманности — лучше
всего изученного остатка сверхновой SN 1054, которая часто классифици-
ровалась как сверхновая типа I (что, однако, не бесспорно!),—поддается
оценке; масса ее системы волокон «*UlG [1407]. Отсюда можно опреде-
лить ее кинетическую энергию: IV«1051 эрг. Для сверхновой SN185
типа II масса оболочки >5®1о [1765], скорость расширения гехр «
«5000 км/с и отсюда W> 1051 эрг. Следовательно, соотношение между
потерями энергии на излучение Е в виде кинетической энергии выброса
W примерно одинаково для сверхновых типов I и II.
Ясно, что предсверхновые обоих типов различаются по массе, стадии
эволюции и химическому составу. Предсверхновыми типа I должны быть
сравнительно маломассивные (с массами порядка массы Солнца) звезды.
Они вспыхивают в областях больших осей эллиптических галактик
(возраст которых, как известно, превышает 1О10 лет), а также в дисках
спиральных систем, но никогда не вспыхивают в спиральных рукавах
и гало. Они предпочитают неправильные галактики типа Ir II согласно
классификации Хаббла (или 10) [1161]. На основании этого наблюдения
сделан вывод, что предсверхновыми типа I являются звезды с коротким
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
419
временем жизни. Однако, по мнению автора этой книги, большая часть
наблюдений указывает на то, что предсверхновые типа I принадлежат
к старому (промежуточному) звездному населению диска. Координата z
сверхновой Кеплера (SN 1604), которая относится к сверхновым типа I,
свидетельствует о том, что звезда принадлежит к населению II [1620].
Вероятно, предсверхновые типа I — это достаточно далеко проэволюцио-
нировавшие объекты; количество вещества, выбрасываемого при их вспыш-
ках, относительно мало; содержание гелия в выброшенных оболочках,
по-видимому, довольно велико, а вот водорода в них нет или почти нет.
Допущение, что предсверхновые типа I принадлежат к звездному насе-
лению диска, определяет верхний предел их массы примерно в 2 — 3 ЭЛ0.
Рассмотрение физики процесса вспышки сверхновой типа I дает нижний
предел массы предсверхновой около 1 9ЭТ0. Таким образом, разумно
допустить, что предсверхновые типа I имеют массу 2+1 Ш10. Предпола-
гается [1729], что предсверхновыми типа I являются звезды спектрального
класса С с дефицитом водорода (HdC) и, возможно, звезды типа RCBr.
Сверхновые типа II принадлежат к населению I. Они концентрируются
в спиральных рукавах галактик типов Sb и Sc [1013]. Оценку массы
предсверхновых типа II получают путем приравнивания частоты появления
сверхновых типа И и темпа рождения звезд различных масс. Эти вели-
чины равны для звезд массами примерно от 5 [1528] до 8 9Л0 [1556].
Другой способ оценки масс сверхновых типа II основан на оценке
величины Z — скорости обогащения Галактики металлами; при этом
допускается, что Z (t) = const и что это обогащение происходит путем
выброса вновь синтезированных элементов при взрыве сверхновой типа II,
и делается предположение, что масса звездного остатка пренебрежимо
мала по сравнению с массой выброса. Таким способом для сверхновой
типа II получена оценка массы 1 —1О9Л0 [1564]. Суммируя результаты
оценки массы обоими способами, можно заключить, что массы пред-
сверхновых типа II лежат, по-видимому, в пределах от 5 до 1О9Л0.
Массы некоторых расширяющихся остатков сверхновых превышают
приведенные здесь значения, но это не противоречит нашим выводам
о массах предсверхновых: выброшенная оболочка во время расширения
сгребает вещество в межзвездном пространстве.
9.12. НЕПРЕРЫВНЫЕ СПЕКТРЫ СВЕРХНОВЫХ
Линии поглощения или излучения? В течение долгого времени счита-
лось, что спектры сверхновых состоят в основном из очень широких
эмиссионных полос с доплеровским смещением, соответствующим лучевым
скоростям ~104 км/с. Трудность согласованного отождествления спект-
ральных линий постепенно убедила астрофизиков, что решение проблемы
надо искать в другом направлении. Согласно современным представле-
ниям, спектры сверхновых, по крайней мере на начальной стадии вспышки,
являются непрерывными и относятся к довольно ранним спектральным
классам (В или А), а на них накладываются смещенные широкие линии
27»
420
Глава 9
Л, А
Рис. 128. Сравнение распределения энергии в спектрах сверхновых типов I и II
в двух выбранных фазах, моменты наблюдений отмечены тремя последними
цифрами юлианских дат (справа). Использованы наблюдения сверхновой типа I
SN 1972е и сверхновой типа II SN 1970g. По оси ординат отложен lg fv [827].
поглощения. На более поздней стадии спектральный класс непрерывного
спектра становится близок к солнечному.
Непрерывные спектры. Ниже изложены результаты исследования непре-
рывного спектра сверхновых по обзорным статьям [827, 830, 831, 1128].
Для сверхновых типа II непрерывный спектр можно провести с большей
уверенностью, чем для сверхновых типа I; последний сильно искажен
эмиссионными линиями (рис. 128). На рис. 129 показано, как изменялось
распределение энергии в спектре сверхновой SN 1972е типа I за 20 сут.
По измерениям абсолютного распределения энергии в спектре можно
оценить цветовую температуру. Таким способом найдено [829 — 831], что
непрерывный спектр сверхновой типа I в области от 0,4 до 2,2 мкм можно
хорошо аппроксимировать спектром излучения абсолютно черною тела.
Получены довольно низкие оценки цветовой температуры Тс: на ранней
стадии вспышки 7^=12 000 К для сверхновых типа I и 7^=10000 К
для сверхновых типа II; затем в течение 2 — 4 недель цветовая темпера-
тура постепенно уменьшалась до «6000 К для сверхновых типа II и
«7000 К для сверхновых типа I. Согласно оценкам Псковского, средние
значения показателя цвета В—V для сверхновых типа I в момент макси-
мума блеска (г = 0) В— V—— 0,15т, через 20 сут после него (t = 20d)
В — V = +0,5т, а при t > 30й В — V « const = 0,9m [1261]. По этим данным
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
421
?. А
Рис. 129. Распределение энергии в спектре сверхновой типа I SN 1972е, вспых-
нувшей в галактике NGC 5253. Обозначения такие же, как на рис. 128, поток fv
выражен в (см2-с Гц)-1. Уровень абсолютного потока указан слева и справа от
каждой кривой распределения энергии отрезком горизонтальной линии. Отмечено
положение линий На, HP и Ну, однако это не означает, что эти линии при-
сутствуют [827].
получены [191] следующие значения цветовой температуры: Тс = 20 000 К
(1 = (у»), 7200 К (t = 20d), 5300 К (t > 30^). Из допущения, что спектр сверх-
новой состоит из линий поглощения, следует, что большая часть энергии
излучения испускается в непрерывном спектре, по крайней мере в течение
первых нескольких месяцев. Выполнена абсолютная спектрофотометрия
422
Глава 9
[1162] спектра сверхновой, и проведено сравнение с излучением абсолютно
черного тела на данном расстоянии; на основании этих исследований
определен радиус излучающей оболочки для сверхновой типа II, который
через месяц после максимума блеска оказался примерно 1О10 км. МустеАь
[1125] определил радиус сверхновой SN 1960Г, вспыхнувшей в NGC4496,
«2 • 104 Rq = 1,4 - 1О10 км. Это значение относится к фотосфере — слою,
излучающему в непрерывном спектре в максимуме блеска. Зная скорость
расширения выброшенной оболочки, можно путем интегрирования вы-
числить ее радиус; согласно данным Мустеля [1128], он в 2—3 раза
больше радиуса фотосферы. (См. также разд. 9.13.) Оценен радиус фото-
сферы сверхновой SN 1972е через месяц после максимума блеска: 6-1015 см
[829]. Определен [189] радиус типичной сверхновой типа I по показате-
лям цвета, полученным в [1261]; температура вычислялась в предполо-
жении, что распределение энергии в спектре сверхновой соответствует
распределению энергии в спектре абсолютно черного тела. По средней
кривой блеска [85] получены относительные изменения радиуса со вре-
менем. В период между 10-м днем до максимума блеска и 20-м днем
после него радиус, по-видимому, увеличивается линейно со временем:
R/R (0) = a (t) + const, где а-1 = 16+1 сут. С другой стороны, согласно
наблюдениям спектральных линий вблизи максимума блеска, скорость
расширения «10900 + 700 км/с. Из этих данных получаем радиус фото-
сферы в максимуме блеска R (0) = (1,54 + 0,14) - 1О10 км, и, таким образом,
абсолютная звездная величина сверхновой в этот момент Мв(0) =
= -20,25 ± 0,Зт.
9.13. ЛИНИИ В СПЕКТРАХ СВЕРХНОВЫХ ТИПА I
Хотя по своим спектральным характеристикам сверхновые типа I
представляют собой в значительной степени однородную группу, интер-
претация профилей спектральных линий долгое время оставалась спорной;
однако в настоящее время стало ясно, особенно после работ Псковского
[1260], Мустеля [1126, 1128], Мустеля и Чугая [1132] и Киршнера [827],
что спектр содержит широкие смещенные линии поглощения, причем
водорода в оболочке мало или совсем нет. В максимуме блеска воз-
буждение в спектре сверхновой соответствует возбуждению в спектрах
сверхгигантов класса В; с течением времени оно постепенно уменьшается
и примерно через месяц после максимума блеска соответствует возбуж-
дению в спектре сверхгиганта класса F (рис. 129 и 130). Скорости рас-
ширения порядка 104 км/с. Эквивалентные ширины спектральных линий
велики, до 100 А. Профили линий не могут определяться затуханием
вследствие излучения, так как огромные эквивалентные ширины в этом
случае должны приводить к невероятно большим массам (500 9Л ) расши-
ряющихся оболочек. По-видимому, наиболее правдоподобное объяснение
большой ширины линий состоит в том, что в расширяющейся оболочке
существует большой градиент скоростей. Это показано путем сравнения
линии поглощения 7.6040, наблюдаемой в спектре сверхновой и отожде-
ствляемой как дублет Sill 7.Х6347 и 6371, с вычисленной [188, 189]. При
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
423
Рис. 130. Непрерывный спектр, полученный путем интерполяции, и предполагаемое
отождествление линий в спектре сверхновой типа I SN 1972е [1128].
расчетах было сделано предположение, что в оболочке существует градиент
скоростей veer, а распределение плотности описывается законом г-10;
получено разумное согласие наблюдений с вычислениями при скорости
расширения в основании оболочки v (Re) = 10 900 км/с.
Химический анализ спектров сверхновых типа I свидетельствует о вы-
соком содержании металлов в ее оболочке и о повышенном содержании
N, С и О.
Сделана интересная попытка объяснить спектр сверхновой [56]. Иссле-
довался спектр сверхновой SN 19701 типа I (за 6 сут и 1 сут до макси-
мума блеска и через 25 сут после него). По-видимому, наблюдаемые
спектры хорошо аппроксимируются спектром, состоящим из эмиссионных
линий Fell, ширины которых соответствуют скорости 3000 + 250 км/с
(оценочное значение) (рис. 131). Небольшие отклонения синтетических
спектров от наблюдаемых можно устранить, если в синтетический спектр
добавить линию Hell 4686 А и слабые эмиссионные линии На и Н|1
Таким образом, можно сделать вывод, что спектры сверхновых типа I
состоят главным образом из линий излучения Fell и слабых линий
Hell и HI.
Этот результат, однако, не является однозначным: Мустель [1129],
изучая тот же самый спектр, интерпретировал его как непрерывный спектр,
на который накладываются линии поглощения в основном однократно
ионизованных атомов, а эмиссионные линии водорода отсутствуют или
пренебрежимо малы. Другие исследователи подтверждают, что линии
водорода в спектрах сверхновых типа I отсутствуют, или слабы, или
маскируются другими эмиссионными линиями. При анализе спектра
SN 1972е было сделано допущение [1132], что линии водорода в спектре
этого объекта не видны, и при этом сделан вывод, что отношение
содержаний Si/H в этой сверхновой типа I по крайней мере на два-три
424
Глава 9
лД
5200 5800 4400 5000 5600 6200 6800 7400
1_ I I I I I I I I I I i I I I I I I I I 1 I I
1,6
1.2
к
| 0,8
ш”
| 0,4
х>
g 0
о
i1.6
с.
с=
1,2
0,8
0,4
0
3200 3800 4400 5000 ^600 6200 6800 7400
-1 I I I I I I I I I I I I I I Ó×I—I—I—I—I—I—I—|—|—I—|—|—I—|—
Рис. 131. Вверху — спектр сверхновой типа I SN 19711, вспыхнувшей в галактике
NGC 6384. Верхний спектр получен 29 июля 1971 г. в максимуме блеска, а ниж-
ний — 17 июля 1971 г. Кривые даны в фотографических плотностях почернения.
Внизу — сравнение наблюдаемого и вычисленного спектров сверхновой SN 19711.
Верхняя кривая — сглаженная запись спектра от 17 июля 1971 г. в почернениях,
нижняя — синтетический эмиссионный спектр в единицах интенсивности, ширины
линий соответствуют скорости 3000 км/с. Штриховой линией обозначен синтети-
ческий спектр, определяемый только линиями железа без учета линий водорода [56].
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
425
порядка величины больше, чем в звездах типа Солнца. Этот вывод
не является окончательным, так как позднее Мустель [1129] нашел ука-
зание на то, что в спектре SN 1972е присутствует слабая линия поглоще-
ния На, тогда как Киршнер отметил наличие эмиссионных деталей
в местах предполагаемой локализации линий На и Ну в распределении
энергии в спектре SN 1972е [830]. Из-за большого числа бленд в спектре
не удалось уверенно отождествить эти особенности с линиями излучения
водорода. В предположении, что детали в области На спектра могут быть
блендами линий Fell М.6516 и 6433, выполнен детальный анализ интен-
сивностей этих линий Fell, ожидаемых на основании модели сверхновой
(а) [541] (см. разд. 9.14, рис. 132). Эта попытка объяснить наблюдаемые
интенсивности линий потерпела неудачу, и сделано заключение, что
«...эмиссионные детали и детали поглощения в области На нелегко объ-
яснить блендами линий мультиплета № 40 Fell». Принимая, таким обра-
зом, что эмиссионная деталь обусловлена линией На (вследствие реком-
бинаций), можно оценить полную массу водорода в излучающей оболоч-
ке: 0,3 9ЭТО.
Рассмотрена населенность уровней водорода (и = 2 и и = 3) в рамках
модели при отсутствии ЛТР, и подтвержден дефицит водорода в сверх-
новой типа I [228]. При повторном анализе спектра SN 1972е Мустель
[1129] нашел, что содержания С, N, О и S выше стандартного солнеч-
ного, однако количественно оценить аномалии содержания этих элементов
не представляется возможным. Кроме того, линии поглощения CI и OI
появляются, по-видимому, в спектре сверхновых позднее, чем линии Не!
и NI: это может указывать на стратификацию элементов в оболочках
сверхновых, как предсказывают теории сверхновых (см. рис. 61). Этим же
можно объяснить интересное наблюдение, согласно которому остатки
сравнительно недавней сверхновой типа I (сверхновая Кеплера 1602 г.)
в противоположность более старым остаткам сверхновых, по-видимому,
имеют нормальное содержание водорода. Вероятно, это связано с тем,
что молодые остатки сверхновых состоят еще в основном из вещества
звездного ветра, выброшенного перед вспышкой сверхновой. В более
старых остатках сверхновых к этому веществу уже присоединилось
вещество из более глубоких звездных слоев, выброшенное во время
взрыва и, следовательно, с низким содержанием водорода.
Итак, наблюдения иногда бывают противоречивыми, и спектры сверх-
новых не всегда легко интерпретировать, однако, по-видимому, в спектрах
сверхновых типа I преобладают линии металлов и слабы (или отсутствуют)
линии водорода. Скорость расширения ~ 104 км/с, ширина линий обуслов-
лена градиентом скорости в оболочке.
9.14. МОДЕЛИ СТРУКТУРЫ И ДИНАМИКИ СВЕРХНОВЫХ ТИПА I
Хотя спектральный анализ сверхновых типа I еще недостаточно
развит, а имеющиеся данные основаны главным образом на наблюдениях
SN 1972е, грубую картину сверхновой типа I представить все же можно.
Содержание химических элементов в оболочках сверхновых (см. преды-
426
Глава 9
Рис. 132. Две альтернативные модели оболочек сверхновых типа I вблизи макси-
мума блеска: а — фотосфера не связана с оболочкой, б — фотосфера связана
с оболочкой. В модели б протяженность фотосферы больше, чем в модели а.
Черный кружок — центральное тело с высокой температурой [1132].
дущий раздел) указывает на то, что сверхновые типа I являются достаточно
проэволюционировавшими звездами. Рассмотрим две альтернативные мо-
дели сверхновых типа I [1132] (рис. 132). В модели (а) оболочка отделена
от фотосферы, а в модели (б) они соприкасаются. Имеется несколько
аргументов в пользу модели (а), согласно которой выброшенное при
вспышке вещество образует оболочку, отделенную от фотосферы [541,
1132]; ни один из этих аргументов не является достаточно сильным, но
в целом их следует принимать во внимание:
Вблизи максимума блеска непрерывной спектр сверхновой хорошо
аппроксимируется непрерывным спектром абсолютно черного тела, зна-
чит, непрерывное излучение сверхновой является главным образом
(квази)тепловым.
Скорости расширения, полученные по сдвигам различных линий погло-
щения, почти одинаковы; кроме того, скорость долгое время остается
почти постоянной (в случае SN 1972е в течение 230 сут).
В течение трех месяцев после максимума блеска ширины линий
поглощения SN 1972е оставались примерно теми же, что и доплеровские
сдвиги. Однако имеются сильные аргументы в пользу того, что в обо-
лочке в это время существовал градиент скорости (см. разд. 9.13); оче-
видно, что этот градиент может поддерживаться только тогда, когда
быстро движущийся газ находится во внешних слоях оболочки, а медлен-
но движущийся — во внутренних.
Радиус самой плотной части оболочки (6-1010 км через два месяца
после максимума блеска) значительно больше, чем радиус фотосферы
(1 • 106 — 1,6 • 1О10 км [189, 829]). Оценен [1801] радиус фотосферы SN 1972е
по скорости расширения оболочки (кинематически) и по кривой блеска
(фотометрически): Kph = 1,5 • 1О10 км = 2 • 104 Ro.
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
427
Эти аргументы, вместе взятые, свидетельствуют в пользу модели (а).
После установления модели сверхновой типа I необходимо построить
динамическую модель: сверхновая — это скорее процесс, чем объект! Эти
два аспекта можно связать через механизм выделения энергии. Хотя
часто утверждают, что выброс происходит не дискретно [541], имеются
указания на то, что процесс полного выделения энергии занимает неко-
торое время, а наблюдения сверхновой SN 1978 в М 100, выполненные
со спутника IUE, показали, что этот объект претерпел два взрыва:
за первым, характеризующимся небольшой скоростью расширения, сле-
довал более сильный взрыв (Barbon, частное сообщение). Исследовались
модели [1136] с медленным выделением энергии (характерное время —
от одного дня до нескольких десятков суток), но с внезапным началом
в звездах массами 1,4 9JiG, имеющих ядра массой 0,5 9ЛО. На рис. 133
показана динамическая модель сверхновой типа I; эту модель надо рас-
сматривать в сочетании с моделью структуры сверхновой (см. рис. 132, а).
Модель, изображенная на рис. 133, состоит из коллапсирующего цент-
рального остатка (1), окруженного оболочкой, которая в свою очередь
состоит из трех частей: первая из них — медленно расширяющаяся про-
тяженная атмосфера (2) (фотосфера), ответственная за изменение яркости
объекта, затем идет тонкая оболочка (3), содержащая большую часть
Рис. 133. Рабочая модель сверхновой типа I. См. текст [1597].
428
Глава 9
выброшенной массы, и, наконец, расширяющаяся оболочка с заметным
градиентом скорости (4).
Количественно эта модель выводится и иллюстрируется следующим
образом. Внезапное начало порождает ударную волну, которая сбрасывает
маломассивную оболочку; продолжающееся в то же время выделение
энергии должно вызвать расширение большей части звезды. Основным
уравнением является уравнение энергии:
dE/St + Рс (1/ p)/8t = е — dL/8m,
где т — лагранжева переменная (массы) в теории внутреннего строения
звезд, е — скорость выделения энергии. Для е (t), критической величины
в этой схеме, можно допустить различную зависимость от времени. Часть
энергии, освобождающейся за время t в массе т оболочки, пойдет на
ускорение расширяющейся оболочки, а остальная часть — на увеличение
тепловой энергии (на стадии расширения перед максимумом блеска потери
энергии на излучение пренебрежимо малы):
е (0 = V2 V + 4/з яК2Р/(у - 1),
где — масса оболочки, a R, и и Р — ее радиус, средняя скорость
и давление соответственно. Уравнение движения имеет вид
4nR2P к me8u/8t.
Сравнение различных расчетных моделей со средними результатами
наблюдений показывает, что наилучшее согласие достигается при исполь-
зовании модели, изображенной на рис. 133: первичная ударная волна
должна создать маломассивную внешнюю оболочку (~0,01 ®1О) с крутым
градиентом скорости; в ней возникают спектральные линии. Продолжи-
тельное выделение энергии должно приводить к расширению большей
части массы звезды (»0,5ЯНо). Это та часть оболочки, которая имеет
свойства «фотосферы» и которая определяет радиус сверхновой, пока
не станет прозрачной для непрерывного излучения.
Наилучшее согласие с наблюдениями получено для модели типичной
сверхновой типа I, освобождающаяся энергия в которой 2 • 1О50 —5 • 1О50 эрг;
эта величина сравнима с «наблюдаемой» средней кинетической энергией
выброшенной оболочки сверхновой (см. разд. 9.11).
На основе этих рассмотрений сделаны оценки значений масс остатков
сверхновых SN1006, SN1572 и SN 1604, которые, как оказалось, лежат
в пределах от 0,3 до 0,7 [1597].
Самый важный вопрос следующий: откуда берется энергия? Звезды
с достаточно малыми массами, которые считаются предсверхновыми
типа I, должны состоять из проэволюционировавшего ядра, содержащего
в основном С и О [1730] и окруженного слоем гелия Не (см. разд. 4.8
и 4.9). Коллапс ядра должен привести к образованию нейтронного ядра.
Согласно [1649], при этом должна возникать «отраженная ударная волна»;
приводятся аргументы в пользу того [51], что эта ударная волна при-
водит к образованию ядер 56Ni в области градиента плотности между
ядром и более разреженной гелиевой оболочкой. Масса вещества в области
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
429
градиента плотности должна составлять несколько десятых массы Солнца,
и последующее расширение этой и более внешней областей должно
объяснять наблюдаемые массы оболочек (0,3—0,7 ВДе). Пик на кривой
блеска должен определяться распадом ядер 56Ni, а расширяющаяся обо-
лочка, богатая гелием, должна получать энергию, которую она излучает,
от ядра [51, 324].
9.15. СВЕРХНОВЫЕ ТИПА П: СПЕКТРАЛЬНЫЕ ЛИНИИ,
КРИВЫЕ БЛЕСКА, СЦЕНАРИЙ ВСПЫШЕК
В отличие от сверхновых типа I в спектрах сверхновых типа II видны
эмиссионные линии водорода серии Бальмера (рис. 134). Отождествлены
также линии [OI] и [Call], а на более поздней стадии в спектре SN 1970g
через несколько сотен дней после максимума блеска найдены довольно
сильные линии поглощения MgIZ5178 и NaIA.5890 [1256]. В спектрах
некоторых сверхновых типа I есть только несколько «эмиссионных» линий
Рис. 134. Распределение энергии в спектре сверхновой типа II SN 1970g, вспыхнув-
шей в галактике NGC 5457 (М 101) [827] в различные моменты времени. Даты
наблюдений отмечены тремя последними цифрами юлианских дат.
430
Глава 9
Рис. 135. Профили линий На и Call 18600 в спектре сверхновой типа II SN 1970g,
вспыхнувшей в галактике М 101, и в спектре сверхновой типа I SN 1972е, вспых-
нувшей в галактике NGC 5253. Линии имеют профили типа Р Cyg [827].
(подобных На) и «абсорбционные» линии, подобные Nal 15890, с профи-
лями типа PCyg [827, 830, 1256] (рис. 135). Поэтому следует допустить,
что оболочки сверхновых типа II более разрежены, чем оболочки сверх-
новых типа I, но расширение их происходит также с градиентом ско-
ростей dv/dr х t~ \ где te — время, прошедшее с момента взрыва. Диапазон
скоростей расширения сверхновых типа II велик: от 3000 до 14 000 км/с.
Отождествление линий указывает на то, что спектр оболочки сверх-
новой — типа спектра Солнца, а температура возбуждения х 5000 К.
На определения лучевых скоростей можно полагаться только в том
случае, если они основаны на надежном отождествлении линий. Согласно
[1256], лучевые скорости SN 1970g в М 101, определенные по На, Nal 15890
и HP, лежали в пределах от ~6000 до 8000 км/с вблизи максимума
блеска и затем уменьшились до «3500 км/с 100 сут спустя. Поэтому
можно заключить, что лучевые скорости vR, по-видимому, изменяются
довольно мало. Может оказаться весьма существенным то, что «красная»
полуширина эмиссионных линий Аг изменяется со временем примерно
так же, как vR, если пренебречь тем, что полуширина линии На вблизи
максимума блеска меньше. Эти измерения можно объяснить, если до-
пустить, что линии образуются в свободно расширяющейся оболочке,
в которой скорость монотонно растет, а плотность соответственно умень-
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
431
шается в широких пределах. Меньшая полуширина линии На вблизи
максимума блеска может указывать на то, что в это время «оболочка»,
в которой образуются эмиссионные линии, формируется близко к «фото-
сфере»; это вызывает некоторое «экранирование», вследствие чего полная
ширина эмиссионной линии уменьшается.
По абсолютным спектрофотометрическим измерениям SN 1970g, прове-
денным вблизи ее максимума блеска, в предположении, что яркостная
температура равна 104 К, оценена мера эмиссии: и2Уяа 3,5 • 1064 см-3.
При радиусе 1О10 см электронная концентрация в оболочке равна
пехЗ-Ю9 см-3. Через месяц после максимума блеска пе может стать
примерно на порядок меньше.
Качественный анализ спектров для определения содержания химических
элементов в оболочках сверхновых типа II свидетельствует о достаточно
высоком содержании водорода, кроме того, имеются линии Не, Са, N,
Fe и др. Линия поглощения в области Х7660 А отождествляется как
триплет OI 17774 [293]. Дополнительная информация о химическом составе
выводится из исследования остатков сверхновых типа II, хотя химический
состав их может быть искажен межзвездным веществом, сгребенным
расширяющейся оболочкой. Исследование спектра «квазистационарных
волокон» [286] (вещества сверхновой, которое затормозилось вследствие
взаимодействия с межзвездной средой) туманности Cas А показало, что
содержание N относительно Н примерно на порядок больше. С одной
стороны, это может быть следствием истощения запасов водорода,
а с другой — следствием образования N в термоядерных реакциях. «Быстро-
движущиеся конденсации» имеют значительные избытки содержания ме-
таллов; отношение концентрации S, Аг и Са равно 71:4:1; аналогичное же
отношение «космических» содержаний 7:3:1. Это может означать, что
газ, из которого состоят квазистационарные волокна, первоначально был
частью ядра, в котором происходило горение водорода, и позднее это
вещество было унесено звездным ветром. Быстродвижущееся вещество
должно состоять из первичного вещества ядра массивной звезды, пред-
полагаемой предсверхновой, масса которой, оцененная путем сравнения
с модельными расчетами [52], 20 < Э01/9Ио < 70, очевидно, в противоречии
с другими оценками (см. раздел 9.11!). Сделано предположение [501], что
максимум продолжительностью ~20 сут на кривой блеска сверхновой
типа II обусловлен присутствием околозвездной пылевой оболочки, окру-
жающей звезду. Из этого, очевидно, следует, что предсверхновыми ти-
па II могут быть красные гиганты или сверхгиганты, окруженные пыле-
вой оболочкой. Исследовался процесс образования пыли, и высказано
предположение [700, 1413], что молекулы, образующиеся при Т = 2000 К,
Должны соединяться в молекулярные комплексы радиусом ~10-7 см.
Дальнейший рост пылинок должен происходить вследствие слипания таких
комплексов в процессе хаотического движения. Численные расчеты дали
значение радиуса г «2-10~6 см, в пять раз меньше, чем «наблюдаемые»
размеры пылинок. Этот результат, очевидно, находится в противоречии
с исследованием [503], где показано, что нагрев излучением должен
быстро разрушать любые пылинки, кроме чисто кварцевых. Однако
432
Глава 9
Рис. 136. Модель сверхновой типа II.
последние, кроме самых мелких, также должны разрушаться из-за испа-
рения и фрагментации. Ясно, что эта проблема еще не решена.
Наиболее вероятный сценарий вспышки сверхновой типа II можно
представить следующим образом [285, 502] (рис. 136): энергия выделяется
при коллапсе с образованием ядра высокой плотности массой »1,4 9ЛО
(наиболее вероятно, нейтронной звезды). Ядро окружено мантией, которая
находится внутри слоевого источника, в котором происходило горение
гелия. Мантия, масса которой заключена в пределах от 0,1 до 5 9Ле,
содержит продукты термоядерного синтеза. Она окружена оптически
толстой оболочкой, радиус которой от 108 до 109 км (1—10 а. е.). Над
этой оболочкой находится околозвездная оболочка, представляющая со-
бой область Н+, вещество которой покинуло звезду еще до взрыва
вследствие потери массы; ее радиус г ~ 1О10 км (~100 а. е.) и Т~ 10 К.
Чтобы объяснить скорость расширения мантии ~104 км/с, она должна
содержать энергию 1051 эрг. Вследствие столкновения мантии с оболоч-
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
433
кой возникают два эффекта: падение части вещеста мантии обратно
к центру звезды и сброс оболочки с высокой скоростью. Через « 90 сут
оболочка становится оптически тонкой для непрерывного излучения, и
после этого блеск звезды определяется веществом мантии. Этот сценарий
с некоторыми количественными расчетами разработан в [502]. Предпола-
гается, что энергия, выделяемая сверхновой, должна передаваться ве-
ществу звезды за время, короткое по сравнению с диамическим харак-
терным временем, т. е. с временем, необходимым для прохождения зву-
ковой волны от ядра до поверхности («2 107 с). Получено достаточно
хорошее (но отнюдь не первоклассное) согласие наблюдаемой кривой
блеска сверхновой типа II и рассчитанной на основании модели с на-
чальной массой «5 9JIO и массой оболочки «1,5 Ш1О. Интегральная све-
тимость за период примерно 7 • 106 с (80 сут) составляет 1О50 эрг;
потери в виде кинетической энергии выброса 2 • 1О50 эрг; максимальная
скорость расширения 2000 км/с.
9.16. ИЗЛУЧЕНИЕ ФОТОНОВ ВЫСОКИХ ЭНЕРГИЙ
И КОРПУСКУЛЯРНЫХ ЧАСТИЦ
Вспышка сверхновой — столь грандиозное явление, что разумно до-
пустить наличие сильного излучения в рентгеновском и радиодиапазонах.
До настоящего времени не обнаружено рентгеновского излучения от сверх-
новых на начальной стадии их эволюции. Радиоизлучение обнаружено
от сверхновой типа II SN 1970g, вспыхнувшей в М 101 [594]. Рентгенов-
ское излучение зарегистрировано от остатков старых сверхновых (разд. 9.17).
Происхождение галактических космических лучей — важная, но еще не
решенная проблема астрофизики. Часто полагают, что сверхновые явля-
ются их возможным источником. Частицы могут ускоряться либо во время
первоначальной стадии взрыва, либо разгоняться в турбулентной магнит-
ной плазме молодых остатков сверхновых и, наконец, они могут обра-
зовываться в магнитосферах пульсаров при некоторых процессах взаимо-
действия частиц с излучением. Полезно отметить, что эти механизмы
ускорения частиц обычно рассматриваются в проблемах связи вспышек
на Солнце и магнитосферных бурь (суббурь), поэтому может оказаться
весьма полезным критическое сравнение условий здесь с условиями
в сверхновых. Для успешного решения этой проблемы необходимо вы-
делить те частицы космических лучей, которые вряд ли могут ускориться
где-либо, кроме сверхновых.
Не исключено, что позитроны в космических лучах с энергией
Е 1 МэВ, поток которых, согласно [310], равен 100 (м2 ср с-МэВ)-*
или концентрация «5-10“12 позитрон/см-3, были выброшены в косми-
ческое пространство при вспышках сверхновых. Позитроны могут обра-
зовываться в процессе распада 56Ni-^56Co-»56Fe (см. также [223]) и при
фоторождении электрон-позитронных пар. Это предположение [214] было
пересмотрено в [323], где предсказывается, что во время вспышки одной
сверхновой испускается 8-Ю52 позитронов; вместе с тем наблюдаемая
концентрация позитронов в нашей Галактике требует, чтобы при частоте
434
Глава 9
одна сверхновая в 20 лет при каждом взрыве испускалось 0,7 • 1052 по-
зитронов. (Колгейт получил значение 3,4 • 1052 позитронов, но при расче-
тах он использовал значение частоты вспышек одна сверхновая в 100 лет.)
Это в 12 раз меньше предсказываемого значения; расхождение может
быть устранено, если в модель внести относительно небольшие изменения.
Количественно была разработана [1713] теория физических процессов в
ударных волнах сверхновых с акцентом на высокоэнергетические про-
цессы. Было найдено, что важнейшим механизмом диссипации энергии
ударной волны является лучистая теплопроводность, поэтому в случае
ударных волн с энергией частиц от 30 до 50 МэВ электронная темпе-
ратура остается ниже кТ ~ 70 кэВ. Предварительный вывод из этого
исследования состоит в том, что вряд ли взрывы сверхновых могут
обеспечить весь поток космических лучей в Галактике; наряду с этим
точное число позитронов, рождающихся при взрыве сверхновой, предска-
зываемое гипотезой, предложенной в [214, 323], остается неопределенным.
Другая возможность: ускорение частиц космических лучей в турбулент-
ной плазме остатков молодых сверхновых посредством механизма
Ферми — изучена в [1091]; найдено, что такой процесс нельзя исключить.
9.17. ОСТАТКИ СВЕРХНОВЫХ
В настоящее время известно более 400 остатков сверхновых, их
находят главным образом по радиоизлучению. Наиболее изученные из
них описаны в обзоре [1783]; в табл. 1 этого обзора дан список 24 остат-
ков галактических сверхновых, обнаруженных по их радиоизлучению.
В табл. 2 и 3 [1783] указаны еще 16 остатков возможных галактических
сверхновых; это либо объекты с довольно интенсивными потоками
радиоизлучения, для которых связь со сверхновой менее определенна,
либо слабые источники радиоизлучения, для которых имеется информа-
ция о расстоянии. Прекрасным дополнением к обзору [1783] является
атлас оптических изображений 24 остатков галактических сверхновых
[1621] из табл. 1 [1783]. Остатки сверхновых, как правило, опознаются
по их морфологии — более или менее волокнистой оболочке округлой
формы, а дополнительное подтверждение правильности отождествления
можно получить по распределению радио- и рентгеновского излучения,
по скорости их расширения и по спектрам в оптическом, радио- и рент-
геновском диапазонах. Сделана попытка (но едва ли удачная) классифи-
цировать остатки сверхновых по их морфологии [1621]. С некоторыми
более поздними добавлениями из других источников остатки сверхновых
можно разбить по крайней мере на пять классов:
Тип Петли в Лебеде (всего 3—4 объекта): неполная оболочка, очер-
ченная очень резкими волокнами промежуточной длины; самые яркие
волокна наблюдаются там, где оболочка сверхновой сталкивается с от-
носительно плотными межзвездными облаками.
Тип S 147 (2 объекта) характеризуется присутствием очень длинных
тонких волокон, возможно тождественных со светящимися полосами, ви-
димыми с торца.
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
435
Диффузные оболочки (4 примера): состоят из большого числа диффуз-
ных и нескольких резких волокон.
Тип W 28 (2 объекта): оболочка, заполненная волокнистыми туман-
ностями.
Крабовидную туманность, ЗС58, G2 1,5 —0,9 [1619, 1722] и еще восемь
остатков сверхновых [269] можно выделить в одну группу с распреде-
лением яркости, характеризующимся наличием максимума в некотором
центре, существованием характерной зависимости диаметр — интенсив-
ность радиоизлучения и интересным свойством, заключающимся в том,
что большие оси изофот радиоизлучения лежат приблизительно па-
раллельно галактической плоскости!
Кроме того, существуют некоторые остатки сверхновых, подобные
сверхновой Кеплера, Pup A, Cas А, туманность у Cyg, которые нельзя
отнести ни к одной из вышеупомянутых групп.
Форма этих различных объектов определяется характером взрыва
и взаимодействием расширяющегося газа с межзвездной средой. Именно
вследствие этого взаимодействия и генерируется оптическое, радио- и
рентгеновское излучение. По-видимому, за всю историю человечества
наблюдались и зарегистрированы 8—10 галактических вспышек сверх-
новых (табл. XLVI) [303, 304, 1473, 1474]. Достаточно большое число
оценок оптической яркости было сделано для остатка сверхновой 1054 г.
(Крабовидная туманность), сверхновых Тихо (1572 г.) и Кеплера (1604 г.),
так что их кривые блеска приблизительно известны. Сверхновая Cas А,
как следует из наблюдаемого расширения волокон ее туманности, должно
быть, вспыхнула в 1667 г. с неопределенностью в несколько лет.
Однако никаких наблюдений сверхновой ожидаемой звездной величины
(>0) в то время не зарегистрировано [1617]. Остаток Cas А, как следует
из оптических наблюдений с продолжительными экспозициями, имеет
почти сферическую форму. Эта оболочка, внешний диаметр которой 5',
регистрируется также в радио- и рентгеновском диапазонах [281, 1123,
1816].
В оптических спектрах остатков сверхновых содержится множество
линий запрещенных переходов, таких, как [ОН] (А 3726 —3729), [SII]
(А6716 - 6731), [Nil] (А6548-6584), ОШ (А4959-5007), а также На (А6563).
Таким образом, имеется четкое различие между спектром остатков
сверхновых и спектром областей НП. Поэтому часто снимки остатков
в оптической области, например фотографии, содержащиеся в атласе
[1621], делают на фотопластинках, чувствительных к красным лучам,
с широкополосными фильтрами с центрами пропускания около линий
На, [Nil] и [SII], Путем сравнения фотографий, полученных таким
способом в лучах На, [SII] и в непрерывном излучении (без фильтров),
ищут остатки сверхновых во внегалактических системах [441]. «Оптиче-
ские волокна» должны иметь температуру ~105 К [828]. Горячая плазма,
характеризующаяся излучением в линии [FeXIV] А 5303 и имеющая тем-
пературу Ге1 « 2 106 К, обнаружена в остатке SNR N49 [1122], в Петле
в Лебеде [1788], в IC443 [1790]; ее присутствие предполагалось в ос-
татке в Парусах [1789], но не было подтверждено в [1122]. В спектре
28*
436
Глава 9
Таблица XLVI
Некоторые наиболее важные остатки сверхновых. Таблица содержит галактические
сверхновые, которые отмечены в исторических хрониках, и отождествленные с ними
остатки, а также остатки сверхновых, от которых обнаружено и изучено мягкое
рентгеновское излучение |300, 303, 379, 493, 593, 605, 1123, 1767, 1768]
Продол- житель- 1 ь Внешний
Остаток Год НОСТЬ ВИ- Тип для диаметр яние,
ВСПЫШКИ димости галактических МИН. дуги, ПС ’ 106 к кпс
(<1,5т) остатков
Центавр + 185 20 мес — 8"* II 315,4° -2,3° 40 30 2,5 2,5; >60
Стрелец 386 3 мес + 1 11,2 -о,з
Скорпион 393 8 мес -1 348,7 ±1 +0.3, ±1
Волк 1006 1 год _91.2 1? 327,6 14,5 270 90? 1,2? 2,5; 153
Крабовид-
ная туман-
НОСТЬ 1054 2 года —4 I—II? 184,6 -5,8 5 3 2,0 6
Кассиопея А 1181 6 мес 0?4 II? 130,7 + 3,1 6 15 8
Лебедь Х-1 1408Ю >2 мес <-3 72 +4
г’ьгрхновая
Тихо 1572 16 мес —4 I 120,1 1,4 7,0 6 3 4,6; 40
Сверхновая
Кеплера 1604 1 год -2,5 I 4,5 6,8 3 7? 8?
Кассиопея-А1 *1667 + 5 >0 II 111,7 -2,1 6 4 2.8 15; 40
возраст
(в годах)
Корма А 42000 260,4 -3,4 55 35 2,2 3-8
Паруса 13000 263 -3 200 30? 0,5? 2,5—4,3
Петля в
Лебеде 20000 74 —9 168 40 0,8 2-4
IC443 ? 189,1 2,9 45 20? 1,5? 10-17
LMCX-1 7000 а=5*20” 8= — 68° 0,6 10 55 12
W445 10000 35 -5 30 24 3 4
PKS 1209
-52« 20000 296 + 10 70 40 2 2
S 91 - 941 104—105 79 + 1 280 75 0.9 1-10
Северный
полярный
шпур8 250000 2 хЗ
Дополнительные ссылки:
1 [1079] 4 2tv=4,3. 7 [1438]. 1° [1266].
2 [1597] 5 [606]. 8 [382]. и [1123]
3 [Г69] б [1574]. 9 [386]. 12 [498]
остатка сверхновой Pup А присутствуют линии [FeX] и [FeXIV] [965]
Изображение и спектр остатков сверхновых в радиодиапазоне имеют
большое число характерных особенностей. Многие остатки были открыты
по их радиоизлучению.
Можно ожидать, что многие из остатков сверхновых излучают
в рентгеновском диапазоне. В [1783] приведено шесть таких ранее
открытых источников, В конце 1978 г. мягкое рентгеновское излучение
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
437
было обнаружено у девяти остатков сверхновых [379, 493, 593]
(табл. XLVI). Позднее с борта спутника «Эйнштейн» было открыто много
других остатков [1123].
Вероятно, в большинстве случаев, но не для самых молодых остатков
рентгеновский спектр можно аппроксимировать довольно мягким тепло-
вым спектром, указывающим на кинетическую температуру порядка
нескольких миллионов кельвинов. На спутнике «Эйнштейн» зарегистри-
ровано также излучение в рентгеновских линиях Mg, Al, Са и Fe
в спектре Cas А [118]. Жесткое рентгеновское излучение обнаружено от
горячих областей (~108 К) молодых остатков сверхновых Cas А и Тихо
[1252]. Количественно показано что рентгеновское излучение в диапазоне
1 — гОО кэВ «нестационарных волокон» в остатках Cas А и Тихо опреде-
ляется излучением сгребенного межзвездного вещества (мягкое рентге-
новское излучение) и излучением горячего газа в оболочке (жесткое
рентгеновское излучение) [226].
Интересна сверхновая 1006 г.: по-видимому, это ярчайшая сверхновая
из зарегистрированных в истории. Это единственный остаток, у которого
обнаружено излучение только в радио- и рентгеновском диапазонах,
а в оптической области волокна очень слабы [1392]. Согласно [1766],
рентгеновское излучение наилучшим образом можно описать моделью
обратной ударной волны, согласно которой ударная волна, распростра-
няющаяся внутрь и возникающая при изменении скорости выброшенной
оболочки вследствие столкновения с окружающей средой, нагревает газ
до такой температуры, что он начинает излучать в мягком рентгенов-
ском диапазоне. Получены следующие параметры:
Энергия сверхновой
Масса выброшенной оболочки
Масса сгребенного межзвездного газа
Скорость взрывной волны
к Т для взрывной волны
1-1050-3-1050 эрг
0.4-1,0 ®10
0,4-0,6 9ИО
3000 — 5000 км/с
15-30 кэВ
Найдено приближенное соотношение мзжду потоками в рентгеновском
и радиодиапазонах остатков сверхновых [1399]. Отношение Гх(0,2 —10 кэВ)
[кэВ/(см2 • с)] к Fr(10- 104 МГц) [эрг/(см2 • с)] лежит, по-видимому,
в пределах от 20 до 2000. Выявлена также приближенная загисимость
светимости в рентгеновском диапазоне от диаметра радиооболочки: чем
меньше поток рентгеновского излучения, тем больше диаметр радио-
остатка сверхновой [1399].
9.18. ОСТАТКИ СВЕРХНОВЫХ В БОЛЬШОМ МАГЕЛЛАНОВОМ ОБЛАКЕ
Интересно сравнить данные о галактических остатках сверхновых
с остатками, найденными в Большом Магеллановом Облаке, одной из
ближайших внегалактических систем. В этой системе открыты три остатка
сверхновых с помощью 64-метрового радиотелескопа в Парксе (Австра-
лия) [1008]. Позднее поиски остатков сверхновых велись на кресте Милса
на радиообсерватории в Молонгло на частоте 408 МГц [1009]. Кроме
438
Глава 9
радионаблюдений проводилось также прямое фотографирование остатков
с узкополосным электронно-оптическим преобразователем в На и на дру-
гих длинах волн с помощью 102-см рефлектора на обсерватории
Сайдинг-Спринг. При этом было открыто еще девять остатков сверх-
новых, все в области ярко выраженного населения I. Имеются еще
два неуверенных отождествления. У десяти из отождествленных остатков
с борта спутника «Эйнштейн» обнаружено рентгеновское излучение с по-
токами от 3 • 1035 до 4 1037 эрг/с в области энергий от 0,5 до 3,0 кэВ
[960]. Морфология трех остатков сверхновых и отношение интенсивностей
линий в их спектрах подробно описаны в [921]. Соотношение между
поверхностной яркостью радиоизлучения X и диаметром D имеет вид
£~£>-3, как и для галактических остатков сверхновых. Найденное
первоначально различие в нуль-пунктах этого соотношения для Большого
Магелланова Облака и Галактики [1009] не подтвердилось в более
поздних определениях [301], основанных на большом однородном наблю-
дательном материале: найдено удовлетворительное согласие между
обоими наборами данных.
9.19. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ВЫБРОСА СВЕРХНОВОЙ
С МЕЖЗВЕЗДНОЙ СРЕДОЙ
Опишем коротко теоретические аспекты взрыва в однородной среде.
Структура остатков сверхновых обусловлена преобразованием кинети-
ческой энергии ударной волны в тепловую энергию. Шкловский [1406]
первый выделид три фазы в динамической эволюции остатков сверх-
новых: раннюю, адиабатическую и радиационную. Имеются обзоры на
эту тему [593, 1783]; аналитический аппарат гидродинамического подхода
разработан в [556].
В момент t = 0 масса 9Л0 со скоростью г0 и полной энергией (теп-
ловой и кинетической) Ео выбрасывается в довольно холодную среду
плотностью р0 (концентрация частиц nis). Радиус фронта ударной волны,
отделяющей расширяющееся вещество от невозмущенного, равен R(t),
а потери энергии на излучение в единицу времени (dE/dt')nd.
Разобьем процесс расширения на четыре фазы:
Фаза I. Wl0 » 4/37tp0R3, т. е. величина сгребенного вещества по срав-
нению с 9Л0 пренебрежимо мала; все параметры расширения зависят
от условий первоначального взрыва. Эта фаза кончается, очевидно, тогда,
когда R а 2 (9Jl0/«is)l/3 пс Здесь масса 9Л0 выражена в единицах массы
Солнца.
Фаза II. yJi() С 4/3np0R3, [ (dE/dt)riid dt с Ео. Большую часть массы
остатка составляет сгребенное вещество, но энергия его остается неизмен-
ной, поскольку потери энергии на излучение малы. Эта фаза называется
адиабатической. Для газа с показателем адиабаты у = 5/3 и с отношением
ЯПн ®1не = 65:35 получим следующие выражения для давления Р* и тем-
пературы Г* за фронтом ударной волны [1783]:
Р* = 3/4Pof2,
Г* = 1,45 • 10“9 v2 [К], или /с/* = 1,25 • 10 16 v2 [кэВ].
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
439
Это значение температуры относится к ионному газу, электронный же
компонент газа нагревается медленнее из-за кулоновских взаимодействий.
Неравенство температур Tt и Те1 сказывается на модельных расчетах
потоков рентгеновского и радиоизлучения от остатков сверхновых. Для
старых остатков, таких как Петля в Лебеде, 7/« Те1 [763]. Допуская
в дальнейшем, что 7] = Тс1, а потери энергии в газе описываются
выражением, выведенным в [366], получаем выражение для полной потери
энергии с момента г = О
^loss j (dE/dt)rad dt = 0,32ii?'5Ej'5t17'5.
о
Примем далее, что адиабатическая фаза кончается в момент trad, когда
£|ом — Ео/2, тогда trad = 1,1£4/,7п£9/17, а значение скорости в этот момент
v(t = trad) s vrad = 2 - 107По/17 (Eo/1050)1/17 см/с. Радиус в этот момент равен
R = 25 (£0/nis • 1051)5'17 п;2'17 пс.
Фаза III. t > trad. Потери энергии на излучение становятся значитель-
ными. Вещество быстро охлаждается до температуры 104—105 К. Эта
фаза называется радиационной. Вследствие охлаждения давление относи-
тельно невелико, поэтому импульс движущейся оболочки сохраняется, т. е.
4/37tR3p0r = const Проинтегрировав по времени, получим
R = ^rad(8/5Vttad-3/5)1/4,
£ = £0 (r/rrad).
Фаза IV. Скорость расширения остатка того же порядка, что и- ско-
рость хаотического движения межзвездного- газа, остатки сверхновых
сливаются с межзвездной средой. Для иллюстрации в табл. XLVII при-
ведены возраст t, радиус R, скорость v и масса 9И при переходе от
одной фазы к другой для фаз I —II, II —III и III —IV, вычисленные для
Eq = 1О50 эрг, v0 = 104 км/с, 9Л0 = 0,1 SRg и nis = 1 см-3.
На основе приведенных выше уравнений и калибровочного соотно-
шения между поверхностной яркостью в радиодиапазоне и линейным
диаметром остатков сверхновых построены [598] полезные графики, свя-
зывающие расстояние, линейный и угловой диаметры, плотность потока
на частоте 1 ГГц. Кроме того, на основе выражений, описывающих
Таблица XLVII
Возраст, радиусы и массы типичных остатков сверх-
новых при переходе от одной фазы к другой между
четырьмя главными фазами их развития [1783]
I—II II-III III-IV
Возраст t, годы 90 22000 750000
Радиус R, пс 0,9 11 30
Скорость, v, км/с 10000 200 10
Масса 9Й, SDIq 0,2 180 3600
440
Глава 9
физические процессы, по данным о рентгеновском и радиоизлучении для
четырех остатков сверхновых, а также по данным о размерах и протя-
женности, найденным из оптических наблюдений, рассчитаны температуры
газа за фронтом ударной волны [302, 1202]. Типичные значения тем-
пературы для Петли в Лебеде, Кормы А и Парусов 2 • 106 —106 К, а для
остатка IC443 найдена температура 107 К. Типичное значение энергии,
выделившейся при взрыве, Е0/п «4• 1051 — 1052 эрг; концентрация частиц
на фронте ударной волны и = 0,15 — 0,3 см-3, время, прошедшее после
взрыва [302, 763, 1202]
Петли в Лебеде
Кормы А
IC443
Парусов
(21 + 4) 103 лет
(10±3)-103
1,6 • 103
(13 + 2)103
Приведенные «ошибки» указывают величину неопределенности. При- '
веденные выше расчеты лишь в общих чертах описывают изотропный
взрыв в строго однородной среде. Не проводилось никаких вычислений
при условии отклонения от этих допущений, поэтому теория не способна
объяснить многие детали структуры остатков, такие, как «кружевные
структуры» в Петле в Лебеде, Парусах [772] и структуру в S 147 [1621].
Остатки сверхновых должны быть даже более неоднородны, чем пока-
зывают изображения на снимках, полученных в визуальной области
спектра. Об этом свидетельствует изучение рентгеновского излучения,
например, Петли в Лебеде: плазма, излучающая в рентгеновском диапа-
зоне, значительно горячее, чем тот газ, который мы видим в визуальной
области спектра. Кроме того, в спектрах звезд, расположенных за остат-
ками сверхновой в созвездии Парусов [772], наблюдаются многочислен-
ные резкие линии, скорее всего, межзвездного происхождения с лучевыми
скоростями от +90 до —410 и —460 км/с, а в спектрах звезд, распо-
ложенных на некотором расстоянии (>1°) от остатка, компоненты с вы-
сокими лучевыми скоростями не видны. Физические условия, как следует
из данных о спектральных линиях, весьма неоднородны; температуры
лежат в пределах от ~104 до 3 • 10s — 10б К (необходимых для объяснения
присутствия .иона OVI), концентрации меняются в пределах [(10 —
100) Т/104]1/2 см'3, а рентгеновские наблюдения указывают на температуру
даже выше 106 К. По-видимому, остаток сверхновой в Парусах расши-
ряется в неоднородной среде с локальными концентрациями, превышаю-
щими средние значения («10-1 см-3) на один-два порядка величины.
Высокие температуры, получаемые из рентгеновских наблюдений, могут
указывать на большие скорости взрывной волны, порядка 400 — 500 км/с.
Неоднородности, наблюдаемые на фронте ударной волны, связаны
с уже существующими неоднородностями межзвездной среды, которые
могут усиливаться из-за тепловой неустойчивости в области охлаждения
за фронтом ударной волны [522, 1022]. При анализе одномерной задачи
использовались основные уравнения неразрывности, давления, энергии
и пренебрегалось теплопроводностью и давлением перед фронтом удар-
ной волны. Применение этой задачи к ударной волне в однородной
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
441
среде показывает обычную картину увеличения плотности и уменьшения
температуры после прохождения ударной волны. Однако флуктуации
плотности, по-видимому, будут усиливаться, приводя к образованию ло-
кальных конденсаций более низкой температуры, так как равенство дав-
лений должно сохраняться. Линейный анализ показывает, что эти кон-
денсации должны уплотняться до тех пор, пока температура не достигнет
такой величины, при которой радиационное охлаждение прекращается. Это
происходит при температуре Tmin = 8000 К. Характерный размер образо-
вавшихся неоднородностей меньше, чем первичных неоднородностей в
число раз, равное произведению отношения расстояний от центра взрыва
до конденсаций до и после прохождения ударной волны на коэффициент
возрастания плотности во всех конденсациях. В [1022] сделано предпо-
ложение, что широкие полосы в Петле в Лебеде, если они возникают
так, как описано выше, должны иметь толщину порядка 1", что в дей-
ствительности и наблюдается.
В аналогичных исследованиях [1117, 1118] из рассмотрения ударных
волн в межзвездной среде найдено, что ударные волны в области между
облаками могут собирать межоблачный газ в облака, а также разбивать
этот газ на отдельные фрагменты. Тонкие структуры, которые видны
в остатках сверхновых, возникают из-за тепловой неустойчивости в газе
после прохождения фронта ударной волны. В Петле в Лебеде через
104 лет могут образоваться конденсации, а также волокнистые структуры
массами несколько процентов массы Солнца, вытянутые параллельно
фронту ударной волны. Согласно [225], сконденсировавшиеся облака,
излучающие в оптическом диапазоне, должны иметь плотности в 5—10 раз
выше, чем плотности межоблачного газа.
ЛИТЕРАТУРА
1. Ааб А. Э., Войханская Н. Ф., Карташева Т. А., Морозова С. М. Астрон. ж.,
55, 553, 1978.
2. Abbot D. С. Astrophys. J., 225, 893, 1978.
3. Abbot D. С., Bieging J. H., Churchwell E., Cassinelli J. P. Preprint, 1980.
4. Abt H. A. Astrophys. J., 126, 138, 1957.
5. Abt H. A. Astrophys. J., 126, 547, 1957.
6. Acker A. Astron. Astrophys. Suppl., 33, 367, 1978.
7. Adams IV. S„ Joy A. H. Publ. Astron. Soc. Pacific, 45, 301, 1933.
8. Adams IV. S., MacCormac E. Astrophys. J., 81, 119, 1935.
9. Ahern F. J., FitzGerald M. P., Marsh K. A. Astron. Astrophys., 58, 35, 1977.
10. Ahnert P. Astron. Nachr., 285, 191, 1960.
11. Aitken D. K„ Jones B., Bregman J. D., Lester D. F., Rank D. M. Astrophys. J.,
217, 103, 1977.
12. Aizenman M. L., Hansen C. J., Ross R. R., Astrophys. J., 201, 387, 1975.
13. Ake T. B. Astrophys. J., 234, 538, 1979.
14. Alcock C., Paczynski B. Astrophys. J., 223, 244, 1978.
15. Alexander D., Johnson H. R. Astrophys. J., 176, 629, 1972.
16. Allen C. W. Astrophys, Quantities, 3rd ed., Athlone Press, London, 1973.
(Имеется перевод: Аллен К. У. Астрофизические величины,—М: Мир, 1977).
17. Allen D. A., Swings J. Р. Astron. Astrophys., 47, 293, 1976.
18. Allen D. A., Hyland A. R.. Longmore A. J., Caswell J. L., Goss IV. M.,
Haynes R. F. Astrophys. J., 217, 108, 1977.
19. Aller L. H., Faulkner D. J. Astrophys. J., 140, 167, 1964.
20. Altenhoff W. J., IVendker H. J. Nature, 241, 37, 1973.
21. Altenhoff W. J., Braes L. L. G., Olnon F. W., Wendker H. J. Astron.
Astrophys., 46, 11, 1976.
22. Ambartsumian V. A., Mirzoyan L. V., Snow T. P. Astrophys. J., 227, 519, 1979.
23. Амбрустер С. В., Блитцстейн В., Халл А. Б., Кох Р. X. Астрон. ж., 54,
592, 1977.
24. Amnuel Р. R., Guseinov О. Н. Astron. Astrophys., 54, 23, 1977.
25. Ando Н. Publ. Astron. Soc. Japan, 28, 517, 1976.
26. Andrews P. J. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 178, 131, 1977.
27. Andriesse C. D. Astron. Astrophys., 48, 137, 1976.
28. Andriesse C. D. Astrophys. Space Sci., 61, 205, 1979.
29. Andriesse C. D. Astrophys. Space Sci., 67, 461, 1980.
30. Andriesse C. D. Astrophys. Space Sci., 70, 173, 1980.
31. Andriesse C. D., Donn B. D.. Viotti R. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 185,
771, 1978.
32. Andrillat Y. 20th Int. Coll. Liege, 1976, p. 355.
33. Andrillat Y., Swings J. P. Bull. Soc. Roy. Sci. Liege, 47, 229, 1978.
Литература
443
34. Andrillat Y., Vreux J. M. Astron. Astrophys., 41, 133, 1975.
35. d'Angelo N. Solar. Phys., 7, 321 1969.
36. Antipova L. I. Highlights of Astronomy, 3, 501, 1974.
37. Антипова Л. И. Астрон. ж., 54, 68, 1977.
38. Антипова Л. И. Письма в Астрон. ж., 4, 177, 1978.
39. Appenzeller I. Astron. Astrophys., 5, 355, 1970.
40. Appenzeller I. Astron. Astrophys., 9, 216, 1970.
41. Appenzeller I. Publ. Astron. Soc. Pacific, 79, 500, 1972.
42. Appenzeller I. Astron. Astrophys., 32, 469, 1974.
43. Appenzeller I., Wolf B. Astron. Astrophys. Suppl., 38, 51, 1979.
44. Arkhipova V. P., Mustel E. R., Variable Stars and Stellar Evolution, IAU
Symp. 67, eds. Sherwood V. E., Plaut L., 1975, p. 305.
45. Архипова В. П., Докучаева О. Д., Есипов В. Ф. Астрон. ж., 56, 313, 1979.
46. Arnett W. D. Astrophys. Space Sci., 5, 180, 1969.
47. Arnett W. D. Astrophys. J., 176, 699, 1972.
48. Arnett W. D. Astrophys. J., 193, 169, 1974.
49. Arnett W. D. Astrophys. J., 194, 373, 1974.
50. Arnett W. D. Astrophys. J., Suppl., 35, 145, 1977.
51. Arnett W. D. Astrophys. J. Letters, 230, L37, 1979.
52. Arnett D. W., Schramm D. N. Astrophys. J. Letters, 184, L47, 1973.
53. Arp H. C. Encyclopedia of Physics, 51, 75, Springer, West Berlin, 1958.
(Имеется перевод: Происхождение и эволюция звезд.—М.: ИЛ, 1962, с. 13).
54. Arp Н. С. Astrophys. 1, 133, 874, 1961.
55. Arp Н. С., Supernovae and Supernova Remnants, ed. С. B. Cosmovici, D. Rcidel
Publ. Co., Dordrecht, Holland, 1974, p. 89.
56. Assousa G. E., Peterson C. J., Rubin V. C., Ford W. K. Publ. Astron. Soc.
Pacific, 88, 828, 1976.
57. Athay R. G. Astrophys. J., 161, 713, 1970.
58. Athay R. G. The Solar Chromosphere and Corona: Quiet Sun, D. Rcidel
Publ. Co., Dordrecht, Holland, 1976.
59. Athay R. G., White O. R. Astrophys. J., 226, 1135, 1978.
60. Auer L. H. J. Quant. Spectrosc. Radiat. Trans., 11, 573, 1971.
61. Auer L. H., Demarque P. Astrophys. J., 216, 791, 1977.
62. Auer L. H., Mihalas D. Astrophys. J. Suppi., 24, 193, 1972.
63. Auman J. R. Astrophys. J., 157, 299, 1969.
64. Avni Y. Communication General Assembly IAU, Grenoble, 1976.
65. Avni Y., Bahcall J N. Astrophys. J., 197, 675, 1975.
66. Avni Y., Bahcall J N. Astrophys. J. Letters, 202, L131, 1975.
67. Avni Y., Milgrom M. Astrophys. J. Letters, 212, L17, 1977.
68. Aydin С. См. ссылку в [1455].
69. Aydin C. Astron. Astrophys., 19, 369, 1972.
70. Aydin C. Astrophys. Space Sci., 64, 481, 1979.
71. Ayres T. R. Astrophys. J., 228, 509, 1979.
72. Azzopardi N., Breysacher J. Astron. Astrophys., 75, 120, 243, 1979.
73. Bahng J. D. R. Astrophys. J. Letters, 167, L75, 1971.
74. Bahng J. D. R. Be and Shell Stars, IAU Symp. 70, ed. A. Slettebak,
1976, p. 41.
75. Балета Ю. Ю, Тихонов H. А. Письма в Астрон. ж., 3, 497, 1977.
76. Baliunas S. L., Guinan Е. F. Publ. Astron. Soc. Pacific, 88, 10, 1976.
77. Ballister M., Batchelor R. A., Haynes R. F., Knowless S. H., McCullock M. G„
Robinson B. J., Wellington K. J.. Yabsley D. E. Mon. Not. Roy. Astron.
Soc., 180, 415, 1977.
444
Литература
78. Wolf— Rayet and High Temperature Stars, IAU Symp. 49, eds. Bappu M. К. V.,
Sahade J , 1973.
79. Bappu M. К. V., Ganesh K. S., Scaria К. K. Kodaikanal Obs. Bull.
Series A 2, 28, 1977.
80. Barbara G., Giovannone P., Giannuzzi M. A., Summa C. in Mass Loss
from Stars, ed. Hack M., D. Reidel Publ. Co., Dordrecht, Holland, 1969, p. 217.
81. Barbara G., Chiosi C., Nobili L. Colloquium on Supergiant Stars, ed. Hack M.,
Oss. Astron. Trieste, 1972, p. 313.
82. Barbier D.. Chalonge D. Astrophys. J., 90, 627, 1939
83. Barbier R., Swings J. P.. Delcroix A., Hornack P., Rogerson J. B. Astron.
Astrophys. Suppl., 32, 69, 1978.
84. Barbon R. Mem. Soc. Astron. Ital., 49, 331, 1978.
85. Barbon R., Ciatti F., Rosino L. Astron. Astrophys., 25, 24, 1973.
86. Barbon R. Ciatti E, Rosino L. in Supernovae and Supernova Remnants,
ed. Cosmovici С. B., D. Reidel Publ. Co., Dordrecht, Holland, 1974, p. 99.
87. Barbon R., Ciatti E, Rosino L. In Supernovae and Supernova Remnants,
ed. Cosmovici С. B., D. Reidel Publ. Co., Dordrecht, Holland, 1974, p. 115.
88. Barbon R., Ciatti E, Rosino L. Astron. Astrophys., 72, 287, 1979.
89. Barkat Z., Rakavy G., Sack N. Phys. Rev. Letters, 18, 379, 1967.
90. Barlow M. J. in Mass Loss and Evolution of O—type Stars, IAU Symp.
83, eds. Conti P. S., de Loore C. W. H., 1979, p. 119.
91. Barlow M. J., Cohen M. Astrophys. J., 213, 737, 1977.
92. Barlow M. J., Smith L. J., Willis A. J. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 196, 101, 1981.
93. Barnes T. G. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 174, 489, 1976.
94. Barnes T. G., Evans D. S. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 174, 489, 1976.
95. Barnes T. G., 'Lambert D. L., Potter A. E. Astrophys. J., 187, 73, 1974.
96. Barnes T. G., Evans D. S., Parsons S. B. Mon. Not. Roy. Astron. Soc.,
174, 503, 1976.
97. Barnes T. G., Evans D. S., Moffett T. J. Mon. Not. Roy. Astron. Soc.,
183, 285, 1978.
98. Baschek B. In: Problems in Stellar Atmospheres and Envelopes, eds. Baschek B.,
Kegel W. H., Traving G. Springer, West Berlin, 1975, p. 118.
99. Baschek B. Scholz M. Astron. Astrophys., 11, 83, 1971.
100. Baschek B., Scholz M. Astron. Astrophys., 15, 285, 1971.
101. Basri G. S., Linsky J. L. Preprint, 1980.
102. Bath G. T. In: Novae and Related Stars, ed. Friedjung M., D. Reidel
Publ. Co., Dordrecht, Holland, 1977, p. 41.
103. Bath G. T. Mon. Not. Roy. Astron. Soc. 182, 35, 1978.
104. Bath G. T. Quart. J. Roy Astron. Soc., 19, 442, 1978.
105. Bath G. T., Shaviv G Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 183, 515, 1978.
106. Batten A. H. Sixth Catalogue of the Orbital Elements of Spectroscopic
Binary Systems, Publ. Dominion Astrophys. Obs., XIII, (8), 1967.
107. Batten A. H. Astron. J., 73, 1, 1968.
108. Batten A. H. In: Structure and Evolution of Close Binary Systems, IAU
Symp. 73, eds. Eggleton P. et al., 1976, p. 303.
109. Baud B., Habing H J Matthews H E., Winnberg A. Astron. Astrophys.
Suppl., 36, 99, 1979.
110. Baud B., Habing H. J., Matthews H. E.. Winnberg A. Astron. Astrophys.
Suppl., 36, 193, 1979.
111. Baudry A., Le Squerin A. M., Lepine J. R. D. Astron. Astrophys., 54, 593, 1977.
112. Baumbach S. Astron. Nachr., 263, 121, 1937.
113. Baumert J. H. Thesis, Ohio State Univ., не опубликовано, 1972.
Литература
445
114. Beals С. S. Trans. IAU 6, 248, 1938.
115. Beals C. S. Publ. Dominion Astrophys. Obs., 9, 1, 1950.
116. Beardsly W. R. Astrophys. J. Suppl., 5, 381, 1961.
117. Becklin E. E., Frogel J A , Hyland A. R., Kristian J., Neugebauer G.
Astrophys. J. Letters, 158, L153, 1969.
118. Becker R. H., Holt S. S., Smith B. W., White N. E., Boldt E. A.,
Mushotsky R. F., Serlentitsos P. J. Astrophys. J. Letters, 234, L73, 1979.
119. Behr A. Veroffentl. Gottingen, 126, 1959.
120. Bell R. A., Eriksson K., Gustafsson B., Nordlund A. Astron. Astrophys.
Suppl., 23, 37, 1976.
121. Белякина T. С., Гершберг P. E., Шаховская H. И. Письма в Астрой, ж.,
4, 406, 1978.
122. Bensammar S., Kandel R., Assus P., Journet A. Astron. Astrophys., 70, 585,
1978.
123. Benson J. M., Mutel R. L. Astrophys. J., 233, 119, 1979.
124. Benson J. M., Mutel R. L., Fix J. D., Clausen M. J. Astrophys. J. Letters,
229, L87, 1979.
125. Bergeat J., Sibille F., Lynel M., Lefevre J. Astron. Astrophys., 52, 227, 1976.
126. Bergeat J., Lefevre J., Kandel R., Lunel M., Sibille F. Astron. Astrophys.,
52, 245, 1976.
127. Bergeat J., Lunel M., Sibille F., Lefevre J. Astron. Astrophys., 52, 263, 1976.
128. Bergeat J., Sibille F, Lunel M. Astron. Astrophys., 64, 423, 1978.
129. Bemat A. P. Astrophys. J, 213, 756, 1977.
130. Bemat A. P., Lambert D. L., Astrophys. J., 204, 830, 1976.
131. Bemat A. P., Lambert D. L. Astrophys. J., 210, 395, 1976.
132. Bemat A. P., Lambert D. L. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 183, 17P, 1978.
133. Bemat A. P., Barnes T. G., Schupler B. R., Potter A. E. Publ. Astron.
Soc. Pacific, 89, 541, 1977.
134. Bemat A. P., Bruhweiler F. C., Kondo Y., Van der Hucht K. A. Publ.
Astron. Soc. Pacific, 90, 318, 1978.
135 Bernat A. P„ Honeycutt R K., Kephart J. E., Cow С. E., Sandford M. T.,
Lambert D. L. Astrophys. J., 219, 532, 1978.
136. Barthomieu G., Provost J., Rocca A. Astron. Astrophys., 47, 413, 1976.
137. Betz A. L., McLaren R. A., Spears D. L. Astrophys. J. Letters, 229, L97, 1979.
138. Bidelman W. P. Astrophys. J. Suppl., 1, 175, 1954.
139. Bidelman W. P. In: Be and Shell Stars, IAU Symp. 70, ed. A. Slettebak, 1976,
p. 457.
140. Bidelman W. P., McKellar A. Publ. Astron. Soc. Pacific, 69, 31, 1957.
141. Bidelman W. P., Weitenbeck A. In: Be and Shell Stars, IAU Symp. 70,
ed. A. Slettebak, 1976, p. 29.
142. Bierman L. Naturwiss., 33, 118, 1946.
143. Biermann P., Kippenhan R. Astron. Astrophys., 14, 32, 1972.
144. Бисноватый-Коган Г. С. Астрой, ж. 47, 813, 1970.
145. Bisnovatyj-Kogan G. S., Popov Yu. P., Samokhin A. A. Astrophys. Space Sci.,
41, 321, 1976.
146. Blackwell D. E., Shallis M. J. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 180, 177, 1977.
147. Blackwell D. E„ Willis R. B., Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 180, 169, 1977.
148. Blair G. N., Dickinson D. F. Astrophys. J., 215, 552, 1977.
149. Blazit A., Bonneau D., Koechlin L., Labeyrie A. Astrophys. J. Letters, 214, L79,
1977.
150. Bless R. C., Code A. D. Fairchild E. T. Astrophys. J., 203, 410, 1976.
151. Blumenthal G. R„ Tucker W. H. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 12, 23, 1974
446
Литература
152. Bodansky D., Clayton D. D., Fowler W. A. Phys. Rev. Letters, 20, 161, 1968.
153. Boesgaard A. M. Astrophys. J., 232, 485, 1979.
154. Boesgaard A. M.. Magnan C. Astrophys. J., 198, 369, 1975.
155. Bohannan B., Conti P. S. Astrophys. J., 204, 797, 1976.
156. Bohannan B., Garmany C. D. Astrophys J., 223, 908, 1978.
157. Bohm К. H. Astrophys. Space Sci., 2, 375, 1968.
158. Bohm К. H. Astrophys. J., 162, 919, 1970.
159. Bohm К. H. in: Extended Atmospheres and Circumstellar Matter in Spectroscopic
Binary Systems, IAU Symp. 51, ed. A. H. Batten, 1973, p. 148.
160. Bohm K. H.t Cassinelli J. Astron. Astrophys., 12, 21, 1971.
161. Bohm-Vitense E, Z. Astrophys., 46, 108, 1958.
162. Bohm-Vitense E. Astron. Astrophys., 17, 335, 1972.
163. Boksenberg A., Evans R. G., Fowler R. G., Gardner I. S. K., Houziaux L.,
Humphries С. M., Jamar C., Macan D., Macan J. P., Malaise D., Monfils A.,
Nandy K., Thomson G. I., Wilson R., Wroe H. Mon. Not. Roy. Astron.
Soc. 163, 291, 1973.
164. Boksenberg A., Kirkham B., Fowson W. A., Venus T. E., Bates B., Carson P. P. D.,
Courts G. R. Space Res., XIV, 553, 1974.
165. Болгова Г. T., Стрельницкий В. С., Шмелд И. К. Астрой, ж., 54, 828, 1977.
166. Bolton С. Т., Rogers G. L. Astrophys. J., 222, 234, 1978.
167. Bond H. E., Liller W., Mannery E. L. Astrophys. J., 223, 252, 1978.
168. Bond H. E., Luck R. E., Newman M. J. Astrophys. J., 233, 205, 1979.
169. Bondi H., Hoyle F. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 104, 273, 1944.
170. Bonneau D., Labeyrie A. Astrophys. J. Letters, 181, LI, 1973.
171. Borsenberger J., Gros M. Astron. Astrophys. Suppl., 31, 291, 1978.
172. Bossi M., Guerrero G., Mantegazza L. Inf. Bull. Variable Stars, 1095, 1976.
173. Bouigue R. Ann. Astrophys., 17, 104, 1954.
174. Bouw G. D., Parsons S. B. In: Colloquium on Supergiant Stars, ed.
M. Hack, Oss. Astron. Trieste, 1972, p. 22.
175. Bowers P. F., Kerr F. J. Astron. Astrophys., 57, 115, 1977.
176. Bowers P. F., Kerr F. J. Astron. J., 83, 487, 1978.
177. Bowers P. F., Kundu M. R. Astron. J., 84, 791, 1979.
178. Bowers P. E, Sinha R. P. Astron. J„ 83, 955, 1978.
179. Боярчук А. А. Астрофизика, 4, 289, 1968.
180. Boyarchuk A. A. In: Extended Atmospheres and Circumstellar Matter in
Spectroscopic Binary Systems, IAU Symp. 51, ed. A. H. Batten, 1973, p. 81.
181. Boyarchuk A. A. In: The Interaction of Variable Stars with their Envi-
ronment, ed. Kippenhahn R. et al., Veroff. Remeis. Sternwarte Bamberg XI,
No. 121, 1977, p. 274.
182. Боярчук А. А., Гертберг P. E. Астрой, ж., 54, 488, 1977.
183. Боярчук А. А., Копылов И. M. Астрой, ж., 35, 804, 1958.
184. Боярчук А. А., Бурнашев В. И., Гертберг Р. Е. Астрой, ж., 54, 477, 1977.
185. Боярчук А. А., Галкина Т. С., Гертберг Р. Е., Краспобабцев В. И.,
Рачковская Т. М„ Шаховская Н. И. Астрон. ж., 54, 458, 1977.
186. Bracher К. Astron. J., 71, 156, 1966.
187. Braginskii S. I. Review of Plasma Physics, ed. Leontovich M. A., Consul-
tants Bureau, New York, 1965, p. 205.
188. Branch D. In: Supernovae ed., Schramm D. N., D. Reidel Publ. Co.,
Dordrecht, Holland, 1977, p. 21.
189. Branch D„ Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 179, 401, 1977.
190. Branch D. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 186, 609, 1979.
191. Branch D., Patchett B. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 161, 71, 1973.
Литература
447
192. Brandt J. C. Introduction to the Solar Wind, Freeman, San Francisco, 1970.
193. Brandt J. C., Stecher T. P.. Crawford D. L., Maran S. P. Astrophys.
J. Letters, 163, L99, 1971.
194. Branduardi G„ Mason К. O., Sandford P. W. Mon. Not. Roy. Astron.
Soc., 185, 137, 1978.
195. Brecher K., Ingham IV. H., Morrison P. Astrophys. J., 213, 492, 1977.
196. Bregman J. D., Goebel J. H.. Strecker D. W. Astrophys. J. Letters, 223,
L45, 1978.
197. Breysacher J., Azzopardi M. Astron. Astrophys., 75, 243, 1979.
198. Breysacher J., Azzopardi M. In: Mass Loss and Evolution of О-type Stars,
IAU Symp. 83, eds. P. Conti C. W. H. de Loom, 1979, p. 51.
199. Breysacher J., Westerland В. E. Astron. Astrophys., 67, 261, 1978.
200. Briot D. Astron. Astrophys., 54, 599, 1977.
201. Briot D. Astron. Astrophys., 66, 197, 1978.
202. Brosch N., Lebowitz E. M., Spector N. Astron. Astrophys., 65, 259, 1978.
203. Brucato R. J. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 153, 435, 1971.
204. Bruenn S. IV. Astrophys. J., 168, 203, 1971.
205. Bruenn S. W. Astrophys. J. Suppl., 24, 283, 1972.
206. Bruhweiler F. C., Morgan T. M., Van der Hucht K. A. Astrophys. J. Letters, 225,
L74, 1978.
207. Brune W. H„ Mount G. FL, Feldman P. D. Astrophys. J., 227, 884, 1979.
208. Bruner E. C. Astrophys. J., 226, 1140, 1978.
209. Brunet J. P., Prevot L. Colloquium on Supergiant Stars, ed. M. Hack,
Oss. Astron. Trieste, 1972, p. 119.
210. Бычков К. В., Ситник Т. Г. Астрон. ж., 52, 505, 1975.
211. Buhl D., Snijder L. Е., Lovas F. J., Johnson D. R. Astrophys. J. Letters,
192, L97, 1974.
212. Buhl D.. Snijder L. E., Lovas F. J., Johnson D. R. Astrophys. J. Letters,
201, 129, 1975.
213. Burbige G. R., Burbige E. M. Astrophys. J., 120, 76, 1954.
214. Burger J. J., Stephens S. A., Swanenburg B. N. Astrophys. Space Sci., 8, 20, 1970.
215. Burger M. Studie van het Ultraviolette Spectrum van В Sterrcn en Ap Sterren,
Thiesis, Vrije Universiteit, Brussels, 1976.
216. Burger M., de Jager C., Sato N. Готовится к печати.
217. Burki G. Astron. Astrophys., 65, 357, 1978.
218. Burki G., Maeder A., Rufener F. Astron. Astrophys., 65, 363, 1978.
219. Bumichon M. L. Astron. Astrophys., 45, 383, 1976.
220. Burton W. M., Evans R. G., Griffin W. G. Mon. Not. Roy. Astron. Soc.,
176, 29P, 1976.
221. Burton IV. M., Evans R. G„ Griffin W. G. Phil. Trans. Roy. Soc. London.
A279, 355, 1975.
222. Burton W. M., Evans R. G., Patchett B., Wu С. C. Mon. Not. Roy.
Astron. Soc.., 183, 605, 1978.
223. Бычков К. В., Ситник Т. Г. Астрон. ж., 54, 85, 1977.
224. Бычков К. В., Панчук В. Е. Астрон. ж., 54, 340, 1977.
225. Бычков К. В., Пикельнер С. Б. Письма в Астрон. ж., 1, 29, 1975.
226. Бычков К. В., Ситник Т. Г. Астрон. ж., 52, 505, 1975.
227. Бычкова В. С., Бычков К. В. Астрон. ж., 53, 1145, 1976.
228. Бычкова В. С., Бычков К. В. Астрон. ж., 54, 772, 1977.
229. Каччиари Ч., Фузи-Печчи Ф., Гуарньери А. Астрон. ж., 54, 331, 1977.
230. Cahn J. Н„ Elitzur М. Astrophys. J., 231, 124, 1979.
231. Cahn J. FL, Wyatt S. P. Astrophys. J., 210, 508, 1976.
448
Литература
232. Cahn J. H„ Wyatt S. P. Astrophys. J., 221, 163, 1978.
232. Cahn J. H. Wyatt S. P. Astrophys. J. Letters, 224, L79, 1978.
234. Campbell B. Astrophys. J Letters, 207, L41, 1976.
235. Campusano L. E. In: The Interaction of Variable Stars with iheir Environment,
eds. R. Kippenhahn et al., Veroffentl. Remeis Sternwarte, Bamberg, XI;
No. 121, 1977, p. 128.
236. Canizares C. R., McClintock J. E., Grindlay J. E. В печати.
237. Carbon D. C. Astron. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 17, 513, 1979.
238. Carbon D. F, Gingerich O. In: 3rd Harward — Smithsonian Conference on
Stellar Atmospheres, ed. O. Gingerich, MIT Press, Cambrige, Mass., 1969, p. 377.
239. Cardona-Nunez O. Analysis of the X 5696 Carbon III Line in О-Stars, Thesis,
Univ, of Colorado, Boulder, 1978.
240. Carruthers G. R. Astrophys. J., 166, 571, 1971.
241. Carson T. R. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 14, 95, 1976.
242. Carty T. F., Perkins H. G., Warren-Smith R. F.f Scarrott S. M. Mon. Not.
Roy. Astron. Soc., 189, 299, 1979.
243. Cassatella A., Viotti R. In: The First Year of IUE, ed. A. J. Willis, Univ.
College of London, 1979, p. 117.
244. Cassatella A., Benvenuti P., Clavel J., Heck A., Penston M., Selvelli P. L.,
Machetto F. Astron. Astrophys. Letters, 74, LI 8, 1979.
245. Cassatella A., Beeckmans F., Benvenuti P., Clavel J., Heck A., Larners H. J. G. L., M.,
Machetto F, Penston M., Selvelli P. L., Stickland D. J.. Astron. Astrophys.,
79, 223, 1979.
246. Cassatella A., Gilra D., Reimers D., Stickland D. IAU Circ., 3425, 1979.
247. Cassinelli J. P. Astrophys. Letters, 8, 105, 1971.
248. Cassinelli J. P. Astrophys. J., 165, 265, 1971.
249. Cassinelli J. P. In: Mass Loss and Evolution of О-type Stars, IAU Symp. 83,
eds. P. S. Conti, C. W. H. de Loore, 1979, p. 201.
250. Cassinelli J. P. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 17, 275, 1979.
251. Cassinelli J. P., Castor J. I. Astrophys. J., 179, 189, 1973.
252. Cassinelli J. P., Hartmann J. L. Astrophys. J., 202, 178, 1975.
253. Cassinelli J. P., Hartmann L. Astrophys. J., 212, 488, 1977.
254. Cassinelli J. P., Olson G. Astrophys. J., 229, 304, 1978.
255. Cassinelli J. P., Castor J. I., Larners H. J. G. L. M. Publ. Astron. Soc. Pacific,
90, 496, 1978.
256. Cassinelli J. P., Olson G. L., Stalio R. Astrophys. J., 220, 573, 1978.
257. Castellani V., Sacchetti M. Astrophys. J. Space Sci., 53, 217, 1978.
258. Castelli F. Astron. Astrophys., 69, 23, 1978.
259. Castor J. I. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 149, 111, 1970.
260. Castor J. I. Astrophys. J., 178, 779, 1972.
261. Castor J. I. Astrophys. J., 189, 273, 1974.
262. Castor J. I. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 169, 279, 1974.
263. Castor J. I. In: Mass Loss and Evolution of О-type Stars, IAU Symp.
83, eds. P. S. Conti, C. W. H. de Loore, 1979, p. 175.
264. Castor J. L, Larners H. J G. L. M. Astrophys. J. Suppl., 39, 481, 1979.
265. Castor J. I Nussbaumer H. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 155, 293.
266. Castor J. L, Abbott D. C., Klein R. I. Astrophys. J., 195, 157, 1975.
267. Castor J. L, Abbott D. C., Klein R. I. In: Phisique des Mouvements
dans les Atmospheres Stelaires, eds. R. Cayrel M. Steinberg, Paris, C. N. R. S.,
1976, p. 363.
268. Caswell J. L. Astron. Astrophys., 7, 59, 1970.
269. Caswell J. L. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 187, 431, 1979.
Литература
449
270. Catchpole R. M. Publ. Astron. Soc. Pacific, 87, 397, 1975.
271. Catchpole R. M., Feast M. W. Mon. Not. Roy. Astron. Soc.., 154, 197 1971.
272. Catura R. C., Acton L. W.. Johnson H. M. Astrophys. J. Letters, 196,
L47, 1975
273. Caughlan G. R., Fowler W. A. Astrophys. J., 136, 453, 1962.
274. Cayrel R. Compt. Rend. Acad. Sci. Paris, 257, 3309, 1963.
275. Chalonge D. Divan L.. Mirzoyan L. V. Astrofizika, 13, 437, 1977
276. Chamberlain J. W. Planetary Space Sci., 11, 901, 1963.
277. Chambliss C. R., Leung К. C. Astrophys. J., 228, 828, 1979.
278. Chandrasekhar S. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 94, 444, 1934.
279. Chandrasekhar S. Radiative Transfer, Oxford Univ. Press, 1950.
280. Chapmann R. D. Astrophys. J., 143, 61, 1966.
281. Charless P. A., Culhane J. L., Fabian A. C. Mon. Not. Roy. Astron
Soc., 178, 307, 1977.
282. Charles P. A., Mason К. O., White N. E., Culhane J. L., Sandford P. W.,
Moffat A. F. E. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 183, 813, 1978.
283. Chechetkin V. M., Gehrstein S. S., Imshennik V. S., Ivanova L. N., Khlopov M. Yu.
Astrophys. Space Sci., 67, 61, 1980.
284. Chevalier C., Ilovaisky S. A. Astron. Astrophys., 59, L9, 1977.
285. Chevalier R. A. Publ. Astron. Soc. Pacific., 88, 588, 1976.
286. Chevalier R. A., Kirshner R. P. Astrophys. J., 219, 931, 1978.
287. Chevalier R. A., Raymond J. C., Astrophys. J. Letters, 225, L27, 1978.
288. Chia T. T., Milone E. E, Robb R. Astrophys. Space Sci., 48, 3, 1977.
289. Chioci C.. Nasi E. Astrophys. Space Sci., 56, 431, 1978.
290. Chiosi C., Summa C. Astrophys. Space Sci., 8, 478, 1970.
291. Chiosi C, Nasi E., Sreenivasan S. R. Astron. Astrophys., 63, 103, 1978.
292. Chiu В. C., Morrison P., Sartori L. Astrophys. J., 198, 617, 1975.
293. Чугай H. H. Письма в Астрон. ж., 3, 17, 1977.
294. Ciatti Е, Mammano A., Rosino L. In: Variable Stars and Stellar Evolution,
IAU Symp. 67, eds. V. E. Sherwood and L. Plaut, 1975, p. 389.
295. Ciatti E, Mammano A., Vittone A. Astron. Astrophys., 61, 459, 1977.
296. Ciatti F., Mammano A., Vittone A. Astron. Astrophys., 68, 251, 1978.
297. Ciatti F., Mammano A., Vittone A. Astron. Astrophys., 79, 247, 1979.
298. Cimerman M. Astrophys. J. Letters, 228, L79, 1979.
299. Cimino M., Gianone P., Gianuzzi M. A., Masani A., Virgopia N. Nuovo
Cimento X, 28, 621, 1963.
300. Clark D. H. Mem. Soc. Astron. Ital., 49, 307, 1978.
301. Clark D. H., Caswell J. L. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 174, 267, 1976.
302. Clark D. H., Culhane J. L. Mon.' Not. Roy. Astron. Soc., 175, 573, 1976.
303. Clark D. H., Stephenson F. R. Observatory, 95, 190, 1975.
304. Clark D. H.. Stephenson F. R. Quart. J. Roy. Astron. Soc., 17, 290, 1976.
305. Clark D. H., Stephenson F. R. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 179, 87P, 1977.
306. Clayton D. D. Principles of Stellar Evolution and Nucleosynthesis, McGraw-Hill,
New York, 1968.
307. Clayton D. D., Hoyle F. Astrophys, J., 203, 490, 1975.
308. Clayton D. D„ Wieramasinghe N. C. Astrophys. Space Sci., 42, 463, 1976.
309. Climenhaga J. L. Harris B. L.. Holts J T„ Smolinski J. Astrophys. J., 215,
836, 1977.
310. Cline T. L., Hones E. W. Proc. Canadian. J. Phys., 46, 527, 1969.
311. Code A. D., Maede M. R. Astrophys. J. Suppl., 39, 195, 1979.
312. Code A. D., Houck T. E., McNall J. E, Bless R. C., Lillie C. F. Astrophys. J.,
161, 377, 1970.
29-1092
450
Литература
313. Code A. D., Davis J.. Bless R. C., Hanbury Brown R. Wisconsin Astrophys
2, 1974.
314. Code A. D., Davis J., Bless R. C., Hanbury Brown R. Astrophys. J., 203, 417
1976.
315 Coe M. J., Engel A. R., Quenby J J. IAU Circ., 3054, 1977
316. Cohen M. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 186, 837, 1979.
317. Cohen M., Barlow M. J. Astrophys. J. Letters, 185, L37, 1973.
318. Cohen M., Kuhi L. V. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 180, 37, 1977.
319. Cohen M., Vogel S. N. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 185, 47, 1978.
320. Cohen M., Woolf N. J. Astrophys. J., 169, 543, 1971.
321. Cohen M., Barlow M. J., Kuhi L. V. Astron. Astrophys., 20, 291, 1975.
322. Coleman P. L., Bunner A. N., Kraushaar W. L., McCammon D., Williamson F. D.
Astrophys. J. Letters, 185, L121, 1973.
323. Colgate S. A. Astrophys. Space Sci., 8, 457, 1970.
324. Colgate S. A., McKee C. Astrophys. J., 157, 623, 1969.
325. Colvin J. D., Van Horn J. D., Starrfield S. G., Truran J. W. Astrophys.
J., 212, 791, 1977.
326. Conner J. P„ Evans W. D.. Belian R. D. Astrophys. J. Letters, 157, L157,
1969.
327. Conti P. S. Astrophys. J., 179, 161, 1973.
328. Conti P. S. Astrophys. L, 179, 181, 1973.
329. Conti P. S. In: Wolf—Rayet and High Temperature 49, eds. M. К. V. Bappu, J. Sahade, 1973, p. 95. 330. Conti P. S. Astrophys. J., 187, 589, 1974. Stars, IAU Symp. Wilson
eds. T. L.
331. Conti P. S. In: HII Regions and Related Objects, D. Downes, Springer, West Berlin, 1975, p. 207.
334. 335. Conti P. S. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 16, 371, 1978. Conti P. S. In: The HR Diagram, IAU Symp. 80, eds. A. D. Philip,
D. S. Hayes, 1978, p. 369.
336. Conti P. S., Alschuler W. R. Astrophys. J., 170, 325, 1971.
337. Conti P. S., Bumichon M. L. Astron. Astrophys., 38, 467, 1975.
338. Conti P. S., de Loore C. W. H. (eds.). Mass Loss and Evolution of
О-type Stars, IAU Symp. 83.
339. Conti P. S., Ebbets D. Astrophys. J., 213, 438, 1977.
340. Conti P. S., Frost S. A. Astrophys. J. Letters, 190, L137, 1974.
341. Conti P. S„ Frost S A. Astrophys. J., 212, 729, 1977.
342. Conti P. S., Garmany C. D. In: The First Year of IUE, ed. A. J Willis,
Univ. College of London, 1979, p. 285.
343. Conti P. S., Garmany C. D. Astrophys. J., 238, 190, 1980.
344. Conti P. S., Deep E. M. Astrophys. J., 193, 113, 1974.
345. Conti P. S., Massey P. Astrophys. J., 242, 638, 1980.
346. Conti P. S., Niemeta V. S. Astrophys. J. Letters, 209, L37, 1976.
347. Conti P. S„ Smith L. F. Astrophys. 1, 172, 623, 1972.
348. Conti P. S., Vanbeveren D. Astrophys. J., preprint, 1980.
349. Conti P. S., Van der Hucht K. A. In: The First Year of IUE, ed. A. J. Willis,
Univ. College of London, 1979, p. 280.
350. Conti P. S., Walborn N. R. Astrophys. J., 207, 502, 1976.
351. Conti P. S„ Cowley A. P., Johnson G. B. Publ. Astron. Soc. Pacific,
87, 327, 1975.
352. Conti P. S., Leep E. M., Lorre J. J. Astrophys J., 214, 759, 1977.
Литература
451
353. Conti Р S., Garmany C. D., Hutchings J. В Astrophys J., 215, 561, 1977.
354. Conti P. S., Niemela V. S., Walborn N. R. Astrophys. J., 228, 206, 1979.
355. Cook A. H. Celestial Masers, Cambridge, Univ. Press, 1977.
356. Cook A. H. Quart. J. Roy. Astron. Soc., 19, 255, 1978.
357. Cosmovici С. B. Supernovae and their Remnants, D. Reidel Publ. Co,
Dordrecht, Holland, 1974.
358. Cousins A. W. J., Stoy R. H. Roy. Obs. Bull., 64, 1963.
359. Cowley A. P. Astrophys. J., 142, 299, 1965.
360. Cowley A. P. Publ. Astron. Soc. Pacific, 81, 297, 1969.
361. Cowley A. P., Hutchings J. B. Publ. Astron. Soc. Pacific, 90, 636, 1979.
362. Cowley A. P., Rogers L., Hutchings J. B. Publ. Astron. Soc. Pacific, 88,
911, 1976.
363. Cowley A. P., Crampton D., Hutchings J. B., Liller W„ Sanduleak N.
Astrophys. J. Letters, 218, L3, 1977.
364. Cowley A. P., Hutchings J. B., Popper D. M. Publ. Astron. Soc. Pacific, 89,
882, 1978.
365. Cox A. N., King D. S., Hodson S. W. Astrophys. J., 224, 607, 1978.
366. Cox D. P., Tucker W. H. Astrophys. J., 157, 1157, 1969.
367. Cox G. G., Parker E. A. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 183, 111, 1978.
368. Cox G. G., Parker E. A. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 186, 197, 1979.
369. Cox J. P., Giuli R. T. Astrophys. J., 133, 755, 1961.
370. Coyne G. V. In: Be and Shell Stars, IAU Symp. 70, ed. A. Slettebak
1976, 233.
371. Coyne G. V., McLean I. S. preprint, 1979.
372. Coyne G. V., Magalhaes A. M. Astron. J., 84, 1200, 1979.
373. Crabtree D. R., Richer H. B., Westerlund В. E. Astrophys. J. Letters,
203, L81, 1976.
374. Cram L. E. Astron. Astrophys., 67, 301, 1978.
375. Crampton D., Georgelin Y. M. preprint, 1979.
376. Crampton D.. Redman R. O. Astron. J., 80, 454, 1975.
377. Crampton D., Grygar J., Kohoutek L., Viotti R. Astrophys. Letters, 6, 5, 1970.
378. Crivellari L., Stalio R. Mem. Soc. Astron. Ital., 48, 773, 1977.
379. Culhane J. L. In: Supernovae, ed. D. Schramm, D. Reidel Publ. Co., Dordrecht
Holland, 1977, p. 29
380. Dallaporte N. In: Colloquium on Supergiant Stars, ed. M. Hack, Oss. Astron.
Trieste, 1972, p. 250.
381. Danks A. C., Houziaux L. Publ. Astron. Soc. Pacific, 90, 453, 1978.
382. Davelaar J. Preprint, 1979.
383. Davidsen A. F., Henry R. C. Snyder W. A., Friedman H., Fritz G.,
Naranan S.. Shulman S., Yentis D. Astrophys. J., 215, 541, 1977.
384. Davidson K. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 154, 415, 1971.
385. Davidson K., Ostriker J. P. Astrophys. J., 179, 585, 1973.
386. Davidson P. J. N., Watson M. G., Pye J. P., Mon. Not. Roy. Astron.
Soc., 181, 73P, 1977.
387. Davies R. D., Masheder M. R.. W., Booth R. S. Nature, 237, 21, 1972.
388. Davis J., Shobbrook R. R. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 178, 651, 1977.
389. Davis L. E.. Seaquist E. R., Purton C. R. Astrophys. J., 230, 434, 1979.
390. Day K. L Astrophys. J., 210, 614, 1976.
391. Day K. L. Astrophys. J. Letters, 203, L99, 1976.
392. Dearborn D. S. P., Blake J. B. In: Mass Loss and Evolution of O-type
Stars, IAU Symp. 83, eds. P. S. Conti, C. W. H. de Loore, 1979, p. 349.
393. Dearborn D. S. R. Eggleton P. P. Astrophys. L, 213, 448, 1977.
29*
452
Литература
394. Dearborn D. S. P., Lambert D. L., Tomkin J. Astrophys. J., 200, 1975.
395. Dearborn D. S. P., Eggleton P. P., Schramm D. N. Astrophys. J., 203, 455, 1976.
396. Dearborn D. S. P., Blake J. B., Hainebach K. L., Schramm D. N. Astrophys.
J., 223, 552, 1978.
397. De Freitas Pacheco J. A. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 181, 421, 1977.
398. De Freitas Pacheco J. A., Sodre L. Astrophys. Space Sci., 61, 91, 1979.
399. De Greve J. P. Evolutie van Zware Dubbelsterren, Thesis, Vrije Universiteit, Brussels,
1976.
400. De Greve J. P., De Loore C. In: Structure and Evolution of Close
Binary Systems, IAU Symp. 73, eds. P. Eggleton, S. Mitton, J. Whelan,
1976, p. 27.
401. De Greve J. P., De Loore C. Astrophys. Space Sci, 43, 35, 1976.
402. De Greve J. P., De Loore C. Astrophys. Space Sci., 50, 75, 1977.
403. De Greve J. P., De Loore C„ Van Dessel E. L. Astrophys. Space Sci.,
53, 105, 1978.
404. De Groot M. Bull. Astron. Inst. Neth., 20, 225, 1969.
405. De Groot M. In: Wolf-Rayet and High Temperature Stars, IAU Symp. 51,
eds. M. К. V. Bappu, J. Sahade, 1973, p. 108.
406. De Jager C. In: Etoiles a raies d’emission, ed. D. Bosman-Crespin, Congres
et Collque Liege. 7, 1958, p. 172.
407. De Jager C. In: Paris Symposium on Radio Astronomy, IAU Symp. 9, ed.
R. N. Bracewell, 1959, p. 89.
408. De Jager C. In: Modeles d’etoiles et evolution stellaire, ed. P. Ledoux, Mem.
in 8е Soc. Roy. Sci. Liege, (5a Serie), 16, 1960, p. 280.
409. De Jager C. Solar. Phys., 25, 71, 1972.
410. De Jager C. Astrophys. Space Sci., 55, 147, 1978.
411. De Jager C„ Kuperus M. Bull. Astron. Inst. Neth., 16, 71, 1961.
412. De Jager C., De Loore C. Solar Phys., 13, 126, 1970.
413. De Jager C., Neven L. Les Spectres des astres dans 1’ultraviolet lointain,
Congres et Coloque Liege, 20, 1961, p. 552.
414. De Jager C., Neven L. Bull. Astron. Inst. Neth., 2, 125, 1967.
415. De Jager C., Neven L. Astrophys. Space Sci., 33, 295, 1975.
416. De Jager C., Vermue J. Astrophys. Space Sci., 62, 245, 1979.
417. De Jager C., Hoekstra R., van der Hucht K. A., Kamperman T. M., Larners H. J.,
Hammerschlag A., Werner W., Emming J. G. Astrophys. Space Sci., 26, 207, 1974.
418. De Jager C., Kondo Y., Hoekstra R., Van der Hucht H. A., Kamperman T. M.,
Larners H. J. G. L. M., Modissette J. L., Morgan T. H. Astrophys. J., 230,
534, 1979.
419. De Jager C., Larners H. J. G. L. M., Machetto F„ Snow T. P. Astron.
Astrophys., 79, L28, 1979.
420. De Jong T., Maeder A. (eds.). Star Formation, IAU Symp. 77, 1977.
421. De Loore C. Astrophys. Space Sci., 6, 60, 1970.
422. De Loore C. Highlights in Astronomy, 4 (Part II), 155, 1977.
423. De Loore C. Space Sci. Rev., 26, 133, 1980.
424. De Loore C., De Greve J. P. Astrophys. Space Sci., 35, 241, 1975.
425. De Loore C., De Greve J. P., De Cuyper J. P. Astrophys. Space Sci.,
36, 219, 1975.
426. De Loore C., De Greve J. P., Larners H. J. G. L. M. Astron. Astrophys.,
61, 251, 1977.
427. De Loore C., De Greve J. P., Vanbeveren D. Astron. Astrophys., 67, 373, 1978.
428. De Loore C.. De Greve J. P., Vanbeveren D. Astron. Astrophys. Suppl.,
34, 363, 1978.
Литература
453
429. De Loore C., De Greve J. P., Vanbeveren D. Preprint, 1979.
430. De Loore C., Altamore A., Barrata G. B., Bunner A. N., Divan L„ Doazan V.,
Hensberge H., Sterken C., Viotti R. Astron. Astrophys., 78, 287, 1979.
431. Deming D. Astrophys. J. Letters, 223, L31, 1978.
432. Den Boggende A. J. F., Larners H. J. G. L. M., Mewe R. Astron. Astrophys.,
80, 1, 1979.
433. Deutch A. J. Astrophys. J., 123, 210, 1956.
434. Deutch A. J. In: Stellar Atmospheres, ed. J. L. Greenstein, Univ, of Chicago
Press, 1960, p. 543. (Имеется перевод: Звездные атмосферы, ред. Дж. А. Гринстейн,
ИЛ, М„ 1963, стр. 534.)
435. Deutch A. J. In: Stellar Evolution, eds. R. F. Stein, A. G. W. Cameron, Plenum
Press, New York, 1966, p. 377.
436. Deutch A. J. In: Mass Loss from Stars, ed. M. Hack, Trieste, 1969, p. 1.
437. De Vacouleurs G. IAU Circ. 2839, 1975.
438. Deutch A. J. In: Ultraviolet Spectra and Ground Based Observations of
Stars, IAU Symp. 36, ed. D. C. Morton, 1970, p. 317.
439. Dickinson D. F„ Kleinmann S. G. Astrophys. J. Letters, 214, L135, 1977.
440. Doazan V. In: Be and Shell Stars, IAU Symp. 70, cd. A. Slettebak, 37, 1976.
441. D'Odorico S., Benvenuti P., Sabbadin F. Astron. Astrophys., 63, 63, 1978.
442. Dominy J. F. Astrophys. J., 223, 949, 1978.
443. Dominy J. F., Smith M. A. Astrophys. J., 217, 494, 1977.
444. Dominy J. F., Hinkle К. H., Lambert D. L., Hall D. N. B., Rodgway S. T. Astrophys.
J., 223, 949, 1978.
445. Dorschner J., Friedemann C., Giirtler J. Astrophys. Space Sci., 48, 305, 1977.
446. Dorschner J., Friedemann C., Giirtler J. Astrophys. Space Sci., 54, 181, 1978.
447. Dorschner J., Giirtler J., Friedemann C. Astron. Nachr., 299, 269, 1978.
448. Doxey R., Jernigan G., Hearn D., Bradt H., Buff J., Clark G. W., Devaile J.,
Epstein A., Joss P. C., Matilsky T., Mayer W., McClintock J., Rappoport S„
Richardson J., Schnopper H. Astrophys. J. Letters, 203, L9, 1976.
449. Downes D. Astrophys. J., 76, 305, 1971.
450. Drechsel H., Rahe J., Duerbeck H. W., Kohoutek L., Seitter W. C. Astron.
Astrophys. Suppl., 30, 323, 1977.
451. Drobyshevski E. M., Resnikov В. I. Acta Astron., 24, 29, 1974.
452. Duerbeck H. W., Walter K. Astron. Astrophys., 48, 141, 1976.
453. Dufton P. L. Astron. Astrophys., 16, 301, 1972.
454. Dufton P. L. Astron. Astrophys., 28, 267, 1973.
455. Dufton P. L. Astron. Astrophys., 73, 203, 1979.
456. Duley W. W„ Maclean S., Millar T. J. Astrophys. Space Sci., 53, 223, 1978.
457. Duncan J. C. Publ. Astron. Soc. Pacific, 34, 290, 1922.
458. Dupree A. K. Physique des mouvements dans les atmospheres stellaires, R. Cayrel,
ed., Centr. Nat. Rech. Sci., Paris, 1976, p. 439.
459. Dupree A. K. Highlights of Astronomy, 5, 263, 1980.
460. Dupree A. K., Baliunas S. L., Lester J. B. Astrophys. J. Letters, 218,
L71, 1977.
461. Dupree A. K., Black J. H., Davis R., Hartmann L„ Raymond J. C. In:
The First Year of IUE, ed. A. H. Willis, Univ. College of London, 1979,
p. 217.
462. Dupree A. K., Hartmann L., Raymond J. C. In: Close Binary Stars, IAU Symp.
88, eds. M. J. Plavec, R. K. Ulrich, 1980, p. 39.
463. Durand R. A., Eoll J. G., Schlesinger В. M. Mon. Not. Roy. Astron. Soc.,
174, 671, 1976.
464. Durrant C. J. Astron. Astrophys., 73, 137, 1979.
454
Литература
465. Dyck Н. М., Jennings М. С. Astron. J., 76, 431, 1971.
466. Dyck Н. М., Sandford М. Т. Astrophys. J., 76, 43, 1971.
467. Dyck Н. М., Lockwood G. W., Caps R. W. Astrophys. J., 189, 89, 1974
468. Eachus L. J. IAU Circ., 2823, 1975.
469. Eachus L. J., Wright E. L„ Liller W. Astrophys. J. Letters, 203, L99, 1976.
470. Eaton J. A. Acta Astron., 28, 63, 1978.
471. Ebbets D. Astrophys. J., 227, 510, 1979.
472. Ebbets D. Astrophys. J., 236, 835, 1980.
473. Eddington A. S. Z. Phys., 7, 351, 1921.
474. Eddington A. S. The Internal Constitution of Stars, Cambridge, 1926.
475. Edlen B. Arkiv Math. Astron. Phys., B28, 1, 1941.
476. Edlen B. Z. Astropys., 22, 30, 1942.
477. Edmunds M. G. Astron. Astrophys., 64, 103, 1978.
478. Edwards D. L. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 104, 283, 1944.
479. Edwards D. L. Vistas Astron., 2, 1470, 1956.
480. Eggen O. J. Astrophys. J., 163, 331, 1971.
481. Eggen O. J. Publ. Astron. Soc. Pacific, 85, 289, 1973.
482. Eggen O. J. Astrophys. J., 195, 661, 1975.
483. Eggen O. J. Astrophys. J., 198, 131, 1975.
484. Elitzur M., Goldreich P., Scoville N. Astrophys. J., 205, 384, 1976.
485. Elmegreen B. G., Morris M. Astrophys. J., 229, 593, 1979.
486. Elvis M., Page C. G., Pounds K. A., Ricketts M. J., Turner M. L. J. Nature,
257, 656, 1975.
487. Elvius A. Astron. Astrophys., 34, 371, 1974.
488. Emden R. Gaskugeln, Teubner, Leipzig, 1907.
489. Endler E, Hammer R., Ulmschneider P. Astron. Astrophys., 73, 190, 1979.
490. Engels D. Astron. Astrophys. Suppl., 36, 337, 1979.
491. Engvold O., Rygh В. O. Astron. Astrophys., 70, 399, 1978.
492. Ennis D., Becklin E. E., Beckwith S. Elias J., Gatley I.. Matthews K.,
Neugebauer G., Willner S. P. Astrophys. J., 214, 478, 1977.
493. Epstein A. Astrophys. J. Letters, 218, L49, 1977.
494. Ergma E., Vilhu O. Astron. Astrophys., 69, 143, 1978.
495. Эргма Э. В., Кудряшов А. Д., Щербатюк В. А. Астрон. ж., 53j 983, 1976.
496. Evans N. J., Beckwith S„ Brown R. L., Gilmore IV. Astrophys. J., 227,
450, 1979.
497. Evans R. G., Jordan C.. Wilson R. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 172,
585, 1975.
498. Fabbiano G., Doxsey R. E., Griffiths R. E., Johnston M. D. Astrophys.
J. Letters, 235, LI63, 1980.
499. Fabian A. C., Pringle J. E. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 180, 749, 1977.
500. Fahlham C. G., Carlberg R. G., Walker G. A. H. Astrophys. J. Letters
217, L35, 1977.
501. Falk S. W., Arnett W. D. Astrophys. J. Letters, 180, L65, 1973.
502. Falk S. W., Arnett W. D. Astrophys. J. Suppl. Series, 33, 515, 1977.
503. Falk S. W., Scalo J. M. Astrophys. J., 202, 690, 1975.
504. Fath E. Lick Obs. Bull., 17, 115, 1935.
505. Fawley W. M. Astrophys. J., 218, 181, 1977.
506. Feast M. W. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 174, 9P, 1976.
507. Feast M. W., Thackeray A. D. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 116, 587, 1956.
508. Feast M. W., Thackeray A. D., Wesselink A. J. Mon. Not. Roy. Astron.
Soc., 121, 337, 1960.
509. Feautrier P. Ann. Astrophys., 31, 257, 1968.
Литература
455
510. Fehrenbach Ch. Compt. Rend. Acad. Sci. Paris Serie B, 281, 169, 1975.
511. Fehrenbach Ch. Compt. Rend. Acad. Sci. Paris Serie B, 281, 365, 1975.
512. Fehrenbach Ch., Duflot M., Acker A. Astron. Astrophys. Suppl., 24, 379, 1976.
513. Feinstein A., Marraco H. G. Astron. Astrophys., 30, 271, 1974.
514. Feinstein A., Marraco H. G. Astron. J., 84, 1713, 1979.
515. Feldman P. A., Purton C. R., Marsh K. A. Nature Phys. Sci., 245, 7, 1973.
516. Ferland G. J. Astrophys. J. Letters, 212, L21, 1977.
517. Ferland G. J., Wootten H. A. Astrophys. J. Letters, 214, L27, 1977.
518. Ferland G. J., Lambert D. L„ Woordman J. H. Astrophys. J., 213, 132, 1977.
519. Ferland G. J., Shields G. A. Astrophys. J., 226, 172, 1978.
520. Fernie J. D., Brooker A. H. Astrophys. J., 133, 1088, 1961.
521. Фесенков В. Г. Астрон. ж., 26, 67, 1949.
522. Field G. В. Astrophys. J., 142, 531, 1965.
523. Finzi A., Yahel R. Astron. Astrophys., 68, 173, 1978.
524. Finzi A., Finzi R., Shaviv G. Astron. Astrophys., 37, 325, 1974.
525. Firmani C., Koenigsberger G., Bisiacchi G. F., Ruiz E., Solas A. In: Mass
Loss and Evolution of О-type Stars, IAU Symp. 83, eds. P. S. Conti,
C. W. H. de Loore, 1979, p. 421.
526. FitzGerald M. P., Pilavaki A. Astrophys. J. Suppl., 28, 147, 1974.
527. Fix J. D. Astrophys. J. Letters, 223, L25, 1978.
528. Florkowski D. R., Gottesman S. T. Mon Not. Roy. Astron. Soc., 179, 105, 1977.
529. Flower D. R., Nussbaumer H., Schild H., Astron, Astrophys., 72, LI, 1979.
530. Flower P. J. Astron. Astrophys., 41, 391, 1975.
531. Flower P. J. Astron. Astrophys., 54, 31, 1977.
532. Ford H. C. Astrophys. J., 219, 595, 1978.
533. Fowler W. A., Hoyle F. Astrophys. J. Suppl., 9, 201, 1964.
534. Foy R., Chelli A., Sibille F., Lena P. Astron. Astrophys. Letters, 79, L5, 1979.
535. Fraley G. S. Astrophys. Space Sci., 2, 96, 1968.
536. Freire R. Astron. Astrophys., 78, 148, 1979.
537. Friedemann C., Giirtler J., Dorschner J. Astrophys. Space Sci., 60, 297, 1979.
538. Friedjung M. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 131, 447, 1966.
539. Friedjung M. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 132, 143, 1966.
540. Friedjung M. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 132, 317, 1966.
541. Friedjung M. Astron. Astrophys., 44, 431, 1975.
542. Friedjung M. Novae and Related Stars, D. Reidel Publ. Co., Dordrecht,
Holland, 1977.
543. Frost S. A., Conti P. S. In: Be and Shell Stars, IAU Symp. 70, ed.
A. Slettebak. 1976, p. 139.
544. Frisch H. J. Quant. Spectrosc. Radiat. Transfer, 6, 629, 1966.
545. Fujimoto M. Y. Publ. Astron. Soc. Japan. 29, 331, 1977.
546. Fujimoto M. Y. Publ. Astron. Soc. Japan, 29, 537, 1977.
547. Fujimoto M. Y., Nomoto K., Sugimoto D. Publ. Astron. Soc. Japan, 28, 89, 1976.
548. Fujita Y. Vistas Astron., 7, 71, 1966.
549. Fujita Y. Interpretation of Spectra and Atmospheric Structure in Cool Stars,
Univ. Press, Tokyo, 1970.
550. Fujita Y. Space Sci. Rev., 25, 89, 1980.
551. Fujita Y., Tsuji T. Proc. Japan Acad., 52, 296, 1976.
552. Fujita Y., Tsuji T. Proc. Astron. Soc. Japan, 29, 711, 1977.
553. Fusi-Pecci F„ Renzini A. in Problemes de 1’hydrobynamique stellaire, ed.
P. Ledoux, Mem. Soc. Roy. Sci. Liege, Coll. 8°, 6e Serie, 8, 1975, p. 383.
554. Gabriel M., Noels A. Astron. Astrophys., 53, 149, 1976.
555. Gabriel M., Noels A. Astron. Astrophys., 54, 634, 1977.
456
Литература
556. Gaffet В. Astrophys. J., 225, 442, 1978.
557. Галкина T. С. Письма в Астрон. ж., 3, 536, 1977.
558. Gallagher J. S. Astron. J., 82, 209, 1977.
559. Gallagher J. S., Code A. D. Astrophys. J., 189, 303, 1974.
560. Gallagher J. S., Ney E. P. Astrophys. J. Letters, 204, L35, 1976.
561. Gallagher J. S., Starrfield S. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 176, 53, 1976.
562. Gallagher J. S., Starrfield S. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 16, 171, 1978.
563. Ganesh K. S., Bappu M. К. V. Kodaikanal Obs. Bull., A183, 1967.
564. Garmany C. D., Conti P. S. Highlights in Astronomy, 5, 1980.
565. Garrison L. M. Astrophys. J., 224, 535, 1978.
566. Gascoigne S. С. B. Quart. J. Roy. Astron. Soc., 13, 274, 1972.
567. Gautier T. N., Thompson R. I., Fink U., Larson H. P. Astrophys. J., 205, 841, 1976.
568. Gaviola E. Astrophys. J., Ill, 408, 1950.
569. Geballe T. R., Wollman E. R., Lacy J. H., Rank D. M. Publ. Astron. Soc.
Pacific, 89, 840, 1977.
570. Geballe T. R., Lacy J. H., Beck S. C. Astrophys. J. Letters, 230, L47, 1979.
571. Gebbie К. B. J. Quant. Spectr. Radiat. Transfer, 8, 265, 1968.
572. Gebbie К. B., Thomas R. N. (eds.) Wolf-Rayet Stars, Nat. Bureau of Standards,
Special Publ. No. 307, 1968.
573. Gehrz R. D., Woolf N. J. Astrophys. J., 165, 285.
574. Gehrz R. D., Ney E. P., Becklin E. E., Neugebauer G. Astrophys. Letters,
13, 89, 1973.
575. Gehrz R. D., Hackwell J. A., Jones T. W. Astrophys. J., 191, 675, 1974.
576. Geisel S. L., Kleinmann D. E., Low F. J. Astrophys. J. Letters, 161, L101, 1970.
577. Genova F., Schatzman E. Astron. Astrophys., 78, 323, 1979.
578. Genzel R., Downes D. Astron. Astrophys., 61, 117, 1977.
579. Genzel R., Downes D. Astron. Astrophys. SuppL, 30, 145, 1977.
580. Genzel R., Downes D., Moran J. M., Johnston K. J., Spencer J. H., Wal-
ker R. C., Haschikk A., Matveyenko L. I., Kogan L. R., Kostenko V. L.
Rbnnang B., Rydbeck О. E. H., Moiseev I. G. Astron. Astrophys., 66, 13, 1978.
581. Gezari D. Y., Labeyrie A., Stachnil R. V. Astrophys. J. Letters, 173, LI, 1972.
582. Giacconi R., Branduardi G., Briel U., Epstein A., Fabricant D., Feigelson E.,
Forman W.. Gorenstein P., Grindlay J., Gursky H., Harnden F-R., Jr., Henry J. P.,
Jones C., Kellog E., Koch D., Murray S., Schreier E., Seward F., Tananbaum H.,
Topka K., Van Spreybroeck L., Holt S. S., Becker R. H., Boldt E. A.,
Serlemitsos P. J., Clark G., Canizares C., Markert T., Novick R., Helfand D..
Long K. Astrophys. J., 230, 540, 1979.
583. Giangrande A., Viotti R., Cassatella A. Mem. Soc. Astron. Ital., 50, 217, 1979.
584. Gillett F. C., Stein W. A., Solomon P. M. Astrophys. J. Letters, 160, L173, 1970.
585. Gilman R. C. Astrophys. J., 178, 423, 1972.
586. Gilman R. C. Astrophys. J., 188, 87, 1974.
587. Gingerich O., Latham D. W., Linsky J., Kumar S. S. Colloquium on Late Type
Stars, ed. M. Hack, Trieste, Oss. Astron., 1967, p. 291.
588. Giuricin G., Mardirossian E, Mezzetti M., Pucillo M., Santin P., Sedmak G.
Astron. Astrophys., 80, 9, 1979.
589. Goldreich P., Kwan J. Astrophys. J., 191, 93, 1974.
590. Горбацкий В. Г. Астрон. ж., 49, 42, 1972.
591. Горбацкий В. Г. Астрон. ж., 50, 19, 1973.
592. Gordon С. Publ. Astron. Soc, Pacific, 80, 597, 1968.
593. Gorenstein P., Tucker W. H. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 14, 373, 1976.
594. Goss W. N., Allen R. J., Ekers R. D., De Bruyn G. Nature Phys. Sci., 243, 42, 1973.
595. Goss W. M., Nguyen-Quang-Rieu, Winnberg A. Astron. Astrophys., 29, 435, 1974.
Литература
457
596. Goss W. M., Winnberg A., Habing H. J. Astron. Astrophys., 30, 349, 1974.
597. Gottlieb E. W., Liller W. Astrophys. J., 225, 488, 1978.
598. Goudis C. Astrophys. Space Sci., 45, 133, 1976.
599. Gow С. E. Publ. Astron. Soc. Pacific, 89, 510, 1977
600. Grasdalen G. L., Joyce R. R. Nature, 259, 187, 1976.
601. Greenberg M., De Jager C. Tinbergen J., Astron. Astrophys., 95, 215, 1981.
602. Greenstein J. L. Astrophys. J., 108, 78, 1948.
603. Gregory P. C., Seaquist E. R. Astrophys. J., 204, 626, 1976.
604. Grieg W. E. Astron. Astrophys., 10, 161, 1971.
605. Gronenschield E. H. В. M. Astron. Astrophys., в печати.
606. Gronenschield E. H. В. M., Mewe R., Heise J., den Boggende A. J. E,
Schrijver J., Brinkman A. C. Astron. Astrophys., 65, L9, 1978.
607. Groth H. G. Z. Astrophys., 51, 231, 1961.
608. Groth H. G. Astron. Astrophys., 21, 337, 1972.
609. Grotrian W. Z. Astrophys., 13, 215, 1937.
610. Grotrian W. Naturwiss., 27, 214, 1939.
611. Guerrero G., Mantegazza L. Astron. Astrophys. Suppl., 36, 471, 1979.
612. Guibert J. In: Stars and Star Systems, ed. Westerlund В. E., D. Reidel, Publ.
Co., Dordrecht, Holland, 1979, p. 85.
613. Giirtler J., Dorschner J., Friedemann C. Astron. Nachr.. 300, 17, 1979.
614. Gustafsson B.. Bell R. A., Eriksson K., Nordlund A. Astron. Astrophys., 42,
407, 1975.
615. Habing H. J., Israel F. P., de Jong T. Astron. Astrophys., 17, 329, 1972.
616. Hack M. Mem. Soc. Astron. Ital., 47, 417, 1976.
617. Hack M. In: The first Year of IUE, ed. Willis A. J., Univ. College London,
1979, p. 81.
618. Hack M., Selvelli P. L. Astron. Astrophys., 75, 316, 1979.
619. Hackwell J. A., Gehrz R. D., Smith J. R. Astrophys. J., 192, 383, 1974.
620. Haefner R.. Metz K., Schoembs R. Astron. Astrophys., 55, 5, 1977.
621. Hagen W. Astrophys. J. Letters, 222, L37; Astrophys. J. Suppl. Series, 38, 1, 1978.
622. Hagen W„ Black J. H., Dupree A. K... Holm A. V. Astrophys. J., 238, 203, 1980.
623. Haisch В. M. Astron. Astrophys., 72, 161, 1979.
624. Hammer R. Частное сообщение, 1979.
625. Hammershlag-Hensberge G., Henrichs H. F., Shaham J. Astrophys. J. Letters,
228, L75, 1979
626. Hammerschlag-Hensberge G., Van den Heuvel E P. J., Larners H. J. G. L. M. In:
The First Year of IUE, ed. Willis A. J„ 1979, p. 331.
627. Hammerschlag-Hensberge G., Van den Heuvel E. P. J., Larners H. J. G. L. M.,
Burger M., de Loore C., Glencross W., Howarth I., Willis A. J., Wilson R.,
Menzies J., Whitelock P. A., van Dessel E. L., Sanford P. Astron. Astrophys.,
85, 119, 1980.
628. Hanbury Brown R., Davis J., Herbison-Evans D., Allen L. R. Mon. Not. Roy.
Astron. Soc., 148, 103, 1970
629. Hanbury Brown R., Davis J. Allen L. R. Mon. Not. Roy. Astron. Soc.,
167, 121, 1974.
630. Hanbury M. J., Williams I. P. Astrophys. Space Sci., 45, 439, 1976.
631. Hansen C. J. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 16, 15, 1978.
632. Harm R„ Schwarzschild M. Astrophys. J., 200, 324, 1975.
633. Harmanec P„ Krii S. Be and Shell Stars, IAU Symp. 70, ed. Slettebak A.,
1976, p. 383.
634. Harmanec P.. Horn J., Koubsky P., Krii S., Zdarsky F„ Papousek J. Doazan V.,
458
Литература
Bourdonneau В., Baldinelli L., Ghedini S., Pavlovsky K. Bull. Astron. Inst.
Czech., 29, 278, 1978.
635. Harmer D. L„ Lawson P. A., Stickland D. J. Obsrevatory, 98, 250, 1978.
636. Hamden F. R., Branduari G„ Elvis M., Gorenstein P.. Grindlay J, Pye R.,
Rosner R., Topka K„ Vaiana G. S. Astrophys. J. Letters, 234, L51, 1979.
637. Harris D. L., Stand K. A., Worley С. E. In: Basic Astronomical Date, ed.
Strand K. A., Chicago, Ch. XV, 1963.
638. Harrison T. G. Astrophys. J. Suppl. Series, 36, 199, 1978.
639. Hartmann L. Astrophys. J., 224, 520, 1978.
640. Hartmann L„ Cassinelli J. P. Astrophys. J. 215, 155, 1977.
641. Harvey G. M. Mon. Not. Roy. Astron. Soc. South Africa, 31, 81, 1972.
642. Harvey P. M., Hoffman W. F., Campbell M. F. Astron. Astrophys., 70, 165, 1978.
643. Harvey P. M., Thronson H. A., Gatley I. Astrophys. J., 231, 115, 1979.
644. Hashimoto J., Maihara T., Okuda H., Sato S„ Publ. Astron. Soc. Japan, 22,
335, 1970.
645.
646.
647.
648.
649.
650.
651.
652.
653.
654.
655.
656.
657.
658.
659.
660.
661.
662.
Hatchett S., McCray R. Astrophys. J., 211, 552, 1977.
Hayashi C. Publ. Astron. Soc. Japan, 13, 450, 1961.
Hayashi C. In: Stellar Evolution, eds. Stein R. F., Cameron A. G. W., Plenum,
New York, 1966, p. 253.
Hayashi C. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 4, 171, 1966.
Hayashi C., Cameron R. Astrophys. J., 136, 166, 1962.
Hayashi C., Hoshi R., Sugemoto D. Prog. Theor. Phys. Suppl., 22, 1, 1962.
Hayes D. P. Astrophys. J. Letters, 197, L55, 1975.
Hayes D. P. Astrophys. J., 219, 952, 1978.
Heap S. Astrophys. Letters, 10, 49, 1972.
Heap S. In: Be and Shell Stars, ed. Slettebak A., IAU Symp. 70, 1976, p. 165.
Heap S. In Be and Shell Stars, ed. Slettebak A., IAU Symp. 70, 1976, p. 315.
Heap S. Astrophys. J. Letters, 218, L17, 1977.
Hearn A. G. Astron. Astrophys.. 19, 417, 1972.
Hearn A. G. Astron. Astrophys., 23, 97, 1973.
Hearn A. G. Astron. Astrophys., 40, 277, 1975.
Hearn A. G. Astron. Astrophys., 40, 355, 1975.
Hearn A. G. Astron. Astrophys. Letters, 79, LI, 1979.
Hearn A. G. Highlights in Astronomy, 5, 591, 1980.
663. Heintze J. R. W. In: Problems of Calibration of Absolute Magnitude and Tem-
perature of Stars, eds. Hauck B., Westerlund B. E„ IAU Symp. 54, 1973, p. 231.
664. Helt В. E., Gyldenkerne K. Astron. Astrophys. Suppl., 22, 171, 1975.
665. Henize K. G. Publ. Astron. Soc. Pacific, 73, 159, 1961.
666. Henize K. G Wray J. D., Parsons S. B., Benedict G. F, Bruhweiler F. C„
Rubski P. M., O'Callaghan F. G. Astrophys. J. Letters, 199- LI 19, 1975.
667. Henize K. G„ Wray J. D., Parsons S. B., Benedict G. F. In: Space Research,
ed. Rycroft M. J„ XVI, 923, 1976.
668. Henize K. G„ Wray J. D„ Parsons S. B„ Benedict G. F. In: Be and Shell Stars,
ed. Slettebak A., IAU Symp. 70, 1976, p. 191.
669. Hensberge G. Astron. Astrophys., 36, 295, 1974.
670. Hensberge G , Van den Heuvel E. P. J., Paes de Barros M. H. Astron. Astrophys,
29, 69, 1973.
671. Herbig G. H. Astrophys. J. Suppl. Series, 4, 337, 1960.
672. Herbig G. H. Mem. Soc. Roy. Sci. Liege, Serie 8, 13, 1969.
673. Herbig G. H. Astrophys. J., 172, 375, 1972.
674. Herbig G. H., Boyarchuk A. A Astrophys. J., 153, 297, 1968
675. Herbig G. H. Zappala R. R. Astrophys. J Letters, 162, L15, 1970.
Литература
459
676. Herbig G. H., Preston G. W., Smak J., Paczyhski B. Astrophys. J., 141, 617, 1965.
677. Herbst W., Hesser J. E., Ostriker J. P. Astrophys. J., 193, 679, 1974.
678. Herbst W., Racine R., Richer H. B. Publ. Astron. Soc. Pacific, 89, 663, 1977.
679. Herczeg T. In: Landolt Bornstein VI, ed. Voigt Springer Verlag, West Berlin,
1963, p. 487.
680. Herzberg G. Astrophys. J., 107, 94, 1948.
681. Higurashi T., Hirata R. Publ. Astron. Soc. Japan, 30, 615, 1978.
682. Hill G., Crawford D. L., Barness J. V. Astron. J., 79, 1271, 1974.
683. Hill S. J., Willson L. A. Astrophys. J., 229, 1029, 1979.
684. Hillebrandt W. Space Sci. Rev., 21, 639, 1978.
685. Hiltner W. A., Schild R. E. Astrophys. J., 134, 770, 1966.
686. Hinkle К. H. Astrophys. J., 220, 210, 1978.
687. Hinkle К. H., Barnes T. G. Astrophys. J., 227, 923, 1979.
688. Hinkle К. H., Lambert D. L., Snell R. L. Astrophys. J., 210, 684, 1976.
689. Hirata R., Kogure T. Publ. Astron. Japan, 29, 477, 1977.
690. Hirata R.. Kogure T. Publ. Astron Japan, 30, 601, 1978.
691. Hjellming R. M. Astrophys. J., 154, 533, 1968.
692. Hjellming R. M., Wade С. M. Astrophys. J. Letters, 168, LI 15, 1971.
693. Hjellming R. M., Wade С. M., Vandenberg N. R., Newell R. T. Astron. J., 84, 1619,
1979.
694. Hollars D. R., Beebe H. A. Publ. Astron. Soc. Pacific, 88, 934, 1976.
695. Holm A V., Cassinelli J. P. Astrophys. J., 211, 432, 1977.
696. Holzer T. E. Geophys. Res., 82, 23, 1977.
697. Hbppner W., Kahler H., Roth M. L., Weyert A. Astron. Astrophys., 63, 391, 1978.
698.
699.
700.
701.
702.
703.
704.
705.
706.
707.
708.
709.
710.
711.
712.
713.
714.
715.
716.
717.
718.
719.
720.
721.
722.
723.
724.
Horn J., Krii S., Plaves M. Bull. Astron. Inst. Czech., 20, 193, 1969.
Houziaux L., Andrillat Y. In: Be and Shell Stars, ed. Slettebak A., IAU Symp.,
70, 1976, p. 87.
Hoyle F., Wickramasinghe N. C. Nature, 226, 62, 1970.
Huang S.-S. Publ. Astron. Soc. Pacific, 88, 448, 1976.
Hubble E., Sandage A. Astrophys. J., 118, 353, 1953.
Humason M. L. Astrophys. J., 88, 228, 1938.
Hummer D. G. In: Be and Shell Stars, ed. Slettebak A., IAU Symp., 70, 1976.
Hummer D. G., Mihalas D. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 147, 339, 1970.
Hummer D. G., Rybicki G. B. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 152, 1, 1971
Humphreys R. M. Astrophys. J. Letters, 6, LI, 1970.
Humphreys R. M. Astrophys. J., 188, 75, 1974.
Humphreys R. M. Astrophys. J., 200, 426, 1975.
Humphreys R. M. Astrophys. J. Suppl., 38, 309, 1978.
Humphreys R. M. Astrophys. J. Suppl., 39, 389, 1979.
Humphreys R. M., Lockwood G. W. Astrophys. J. Letters, 172, L59, 1972.
Humphreys R. M., Strecker D. W., Ney E. P. Astrophys. J. Letters, 167, L35,
Humphreys R. M., Strecker D. W„ Ney E. P. Astrophys. J., 172, 75,
Hundt E., Kodoira K., Schmidt-Вигдк J., Scholtz M. Astron. Astrophys., 41, 37,
1971.
1972.
1975.
Hutchings J. B. Observatory, 87, 273, 1967.
Hutchings J. B. Observatory, 87, 289, 1967.
Hutchings J. B. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 141, 219, 1968.
Hutchings J. B. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 141, 329, 1968.
Hutchings J. B. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 144, 235, 1969.
Hutchings J. B. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 147, 161, 1970.
Hutchings J. B. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 150, 55, 1970.
Hutchings J. B. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 158, 177, 1972.
Hutchings J. B. Astrophys. J., 192, 685, 1974.
460
Литература
725. Hutchings J. В. Publ. Astron. Soc. Pacific, 87, 245, 1975.
726. Hutchings J. B. Publ. Astron. Soc. Pacific, 87, 529, 1975.
727. Hutchings J. B. Astrophys. J., 203, 438, 1976.
728. Hutchings J. B. Publ. Dom. Astrophys. Obs., 14, 355, 1976.
729. Hutchings J. B. Astrophys. J. Letters, 204, L99, 1976.
730. Hutchings J. B. In: Be and Shell Stars, ed. Slettebak A., IAU Symp. 70, 1976, p. 13.
731. Hutchings J. B. Publ. Astron. Soc. Pacific, 88, 5, 1976.
732. Hutchings J. B. In: Structure and Evolution of Close Binary Stars, eds. Eggleton P.,
Mitton S., Whelan J., IAU Symp. 73, 1976, p. 9.
733. Hutchings J. B. Publ. Astron. Soc. Pacific, 89, 668, 1977.
734. Hutchings J. B. Earth Extraterr. Sci., 3, 123, 1978.
735. Hutchings J. B. Astrophys. J. Letters, 225, L63, 1978.
736. Hutchings J. B. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 187, 53P, 1979.
737. Hutchings J. B. In: Mass Loss and Evolution of О-type Stars, eds. Conti P. S.,
de Loore C. W. H., IAU Symp., 83, 1979, p. 3.
738. Hutchings J. B. Astrophys. J., 232, 176, 1979.
739. Hutchings J. B. Astrophys. J., 233, 913, 1979.
740. Hutchings J. B. Space Sci. Rev., 26, 331, 1980.
741. Hutchings J. B.. Cowley A. P. Astrophys. J., 206, 490, 1976.
742. Hutchings J. B., McCall M. L. Astrophys. J., 217, 775, 1977.
743. Hutchings J. B., Redman R. O.. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 163, 209, 1973.
744. Hutchings J. B., Sanyal A. Publ. Astron. Soc. Pacific, 88, 279, 1976.
745. Hutchings J. B., Stoeckley T. R. Publ. Astron. Soc. Pacific, 89, 19, 1977.
746. Hutchings J. B., Wright K. O. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 155, 203, 1971.
747. Hutchings J. B., Auman J. R., Gower A. C„ Walker G. A. H. Astrophys.
J. Letters, 170, L73, 1971.
748. Hutchings J. B., Crampton D., Cowley A. P., Osmer P. Astrophys. J., 217, 186, 1977.
749. Hutchings J. B., Bernard J. E., Margetish L. Astrophys. J., 224, 899, 1978.
750. Hutchings J. B., Cowley A. P., Crampton D. Astrophys. J., 232, 500, 1979.
751. Hyland A. R., Bessell M. S. Proc. Astron. Soc. Australia, 2, 353, 1975.
752. Hyland A. R., Neugebauer G. Astrophys. J. Letters, 160, L177, 1970.
753. Hyland A. R., Becklin E. E., Neugebauer G., Wallerstein G. Astrophys. J., 158,
619, 1969.
754. Hyland A. R., Becklin E. E.. Frogel J. A., Neugebauer G. Astron. Astrophys.,
16, 204, 1972.
755. Hyland A. R., Robinson G., Mitchell R. M., Thomas J. A., Becklin E. E.
Astrophys. J., 233, 145, 1979.
756. Iben I. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 14, 215, 1974.
757. Iben I. Jr. Astrophys. J., 196, 525, 1975.
758. Iben I. Astrophys. J., 208, 165, 1976.
759. Ilovaisky S. A., Lequeux J. Astron. Astrophys., 20, 347, 1972.
760. Innes R. T. Ann. Cape Obs., 9, 75B, 1903.
761. Inoue M. N. Publ. Astron. Soc. Japan, 31, 11, 1979.
762. Isserstedt J. Astron. Astrophys., 65, 57, 1978.
763. Itoh H. Publ. Astron. Soc. Japan, 30, 489, 1978.
764. Иванова JI. H. Письма в астрон. ж., 4, 260, 1978.
765. Иванова Л. Н., Имшенник В. С., Чечеткин В. М. Астрон. ж., 54, 1009, 1977.
766. Jamar С., Macau-Hercot D., Monfils A., Thomson G. I., Houziaux L., Wilson L.
ESA Sci. Rep., 27, 1976.
767. Jamar C., Macau-Hercot D.. Praderie F. Astron. Astrophys., 52, 373, 1976.
768. Jaschek M., Jaschek C. Publ. Astron. Soc. Pacific, 75, 509, 1963.
769. Jaschek M., Jaschek C. Astrophys. J., 150, 355, 1967.
Литература
461
770. Jaschek М., Jaschek С. Astron. Astrophys., 36, 401, 1974.
771. Jeffers H. M„ Van den Bos W. H„ Greeby F. M. Lick Obs. Publ., 21, 49, 1963.
772. Jenkins E. B., Silk J., Wallerstein G. Astrophys. J. Letters, 209, L87, 1976.
773. Jenkins E. B., Snow T. P„ Upson W. L., Stanfield S. G., Gallagher J. S.,
Friedjung M., Linsky J. L„ Anderson R., Henry R. C„ Moos H. W. Astrophys.
J., 212, 198, 1977.
774. Jernigan J. G. IAU Circ., 2900, 1976.
775. Jerzykiewicz M. M., Sterken C. Space Sci. Rev., 27, 351, 1980.
776. Jewell P. R., Elizur M., Webber J. C„ Snyder L. E. Astrophys. J. Suppl.,
41, 191, 1979.
777. Johannson S. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 178, 17P, 1977.
778. Johansson L. E. B., Andersson C., Goss W. M., Winnberg A. Astron. Astrophys.,
54, 323, 1977.
779. Johnson H. L. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 4, 193, 1966.
780. Johnson H. L. Model Atmospheres for Cool Stars, NCAR Techn. Note No. 95,
Boulder, Colo, 1974.
781. Johnson H. L., Mendez M. L. Astron. J., 75, 785, 1970.
782. Johnson H. M. Astrophys. J., 206, 469, 1976.
783. Johnson H. M. Astrophys. J. Suppl. Series, 36, 217, 1978.
784. Johnson H. R. Astrophys. J., 223, 238, 1978.
785. Jones T. W., Merrill К. M. Astrophys. J., 209, 509, 1976.
786. Jones B., Merrill К. M., Puetter R. C„ Willner S. P. Astron. J., 83, 1437, 1978.
787. Jones T. J. Astrophys. J., 228, 787, 1979.
788. Joshi S. C., Rautela B. S. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 183, 55, 1978.
789. Joyce R. R. Publ. Astron. Soc. Pacific, 87, 917, 1975.
790. Kahler H. Astron. Astrophys., 20, 105, 1972.
791. Kaifu N„ Buhl D., Snyder L. E. Astrophys. J., 195, 359, 1975.
792. Kaier J. B. Astrophys. J., 220, 887, 1978.
793. Kaier J. B. Astrophys. J., 226, 947, 1978.
794. Kaier J. B., Iben J., Becker S. A. Astrophys. J. Letters, 224, L63, 1978.
795. Kalkofen W. In: Spectrum Formation in Stars with Steady-State Extended At-
mospheres, eds. Groth H. G., Wellmann P., Nat. Bureau of Standards, Special
Publ. 332, Washington D. C„ 1970, p. 120.
796. Kaluzienski L. J., Holt S. S. Astrophys. J. Letters, препринт.
797. Kaluzienski L. J., Holt S. S., Boldt E. A., Serlemitsos P. J. Astrophys. J. 212,
203, 1977.
798. Kamp L. W. Astrophys. J. Suppl. Series, 36, 143, 1978.
799. Kaplan H„ Shapiro M. Astrophys. J. Letters, 229, L91, 1979.
800. Каретников В. Г., Медведев Ю. А. Астрон. ж., 54, 580, 1977.
801. Карташева Т. А. Астрофиз. исслед. изв. спец, астрофиз. обе., 6, 11, 1974.
802. Katafos М., Michalitsanos A. G., Vardya М. S. Astrophys. J., 216, 526, 1977.
803. Katgert Р., Oort J. Н. Bull. Astron. Inst. Neth., 19, 239, 1967.
804. Kato S. Publ. Astron. Soc. Japan, 18, 374, 1966.
805. Katz J. I., Malone R. C„ Salpeter E. E. Astrophys. J., 190, 359, 1974.
806. Keely D. A. Astrophys. J., 161, 643, 1970.
807. Keenan P. C. In: Basic Astronomical Data, ed. Strand K. A., Chicago, Ch. 8, 1963.
808. Keenan P. C. Contr. Kitt Peak Nat. Obs., No. 554, 35, 1971.
809. Keenan P. C., Morgan W. W. Astrophys. J., 94, 501, 1941.
810. Keenan P. C.. Morgan W. W. In: Astrophysics, ed. Hynek, New York, Ch. 1, 1951.
811. Keenan P. C., McNeil R. C. An Atlas of Spectra of the Cooler Stars: Type
G, К, M, S and C, Ohio State Univ. Press, 1976.
812. Kemp J. C„ Sykes M. V., Rudy R. J. Astrophys. J. Letters, 211, L71, 1977.
462
Литература
813. Kemp J. C., King R., Parker T. E., Johnson P. E. Препринт, 1980.
814. Халиуллин X. Ф., Черепащук А. М. Астрон. ж., 53, 327, 1976.
815. Kharadse Е. К., Magalashvili N. L. Observatory, 87, 295, 1967.
816. Хромов Г. С. Астрон. ж., 53, 961, 1976.
817. King A. R., Ricketts М. J., Warwick R. S. Mon. Not. Roy. Astron. Soc.,
187, 77 P, 1979.
818. King D. S„ Cox J. P. Publ. Astron. Soc. Pacific, 80, 365, 1968.
819. Kippenhahn R. Astron. Astrophys., 3, 83, 1969.
820. Kippenhahn R. In: The Magellanic Clouds, ed. Muller A. B., D. Reidel Publ. Co.,
Dordrecht, Holland, 1971, p. 144.
821. Kippenhahn R. In: Late Stages of Stellar Evolution, ed. Tayler R. J., IAU Symp.
66, 1974.
822. Kippenhahn R., Weigert A. Mitt. Astron. Ges., 21, 106, 1966.
823. Kippenhahn R., Weigert A. Z. Astrophys., 65, 251, 1967.
824. Kippenhahn R., Weigert A. Z. Astrophys., 66, 58, 1967.
825. Kippenhahn R., Meyer-Hoffmeister E. Astron. Astrophys., 54, 539, 1977.
826. Киппер T. А. Письма в Астрон. ж., 4, 280, 1978.
827. Kirshner R. P. Highlights of Astronomy, 3, 533, 1974.
828. Kirshner R. P., Chevalier R. A. Astron. Astrophys., 67, 267, 1978.
829. Kirshner R. P., Willner S. P., Becklin E. E., Neugebauer G., Oke J. B.,
Astrophys. J., 180, L97, 1973.
830. Kirshner R. P„ Oke J. B., Pension M. V., Searle L. Astrophys. J., 185, 303, 1973.
831. Kirshner R. P., Arp H. C., Dunlap J. R. Astrophys. J., 207, 44, 1976.
832. Киселев H. H., Нарижная H. В. Астрон. ж., 54, 606, 1977.
833. Kitchin C. R. Astrophys. Space Sci., 8, 3, 1970.
834. Kitchin C. R. Astrophys. Space Sci., 45, 119, 1976.
835. Klare G., Wolf B. Astron. Astrophys. Suppl., 33, 327, 1978.
836. Klein R. I., Castor J. I. Astrophys. J., 220, 902, 1978.
837. Kleinman S. G., Dickinson D. F., Sargent D. G. Astron. J., 83, 1206, 1978.
838. Klingesmith D. A. NASA Special Publ., No. 3065, 1971.
839. Koch R. H., Pfeiffer R. J. Astron. J., 83, 183, 1978.
840. Kodaira K., Hoekstra R. Astron. Astrophys., 78, 292, 1979.
841. Kondo Y„ Giuli R. T., Modisette J. I., Rydgren A. G. Astrophys. J., 176,
153, 1972.
842. Kondo Y., Modisette J. L., Wolf G. W. Astrophys. J., 199, 110, 1975.
843. Kondo Y., Morgan T. H., Modisette J. L. Astrophys. J. Letters, 196, L125,
1975.
844. Kondo Y., Morgan T. H., Modisette J. L. Astrophys. J. Letters, 198, L37,
1975.
845. Kondo Y., Modisette J. L., Dufour R. J., Whaley R. S. Astrophys. J.,
206, 163, 1976.
846. Kondo Y., Morgan T. H., Modisette J. L. Astrophys. J., 207, 167, 1976.
847. Kondo Y., Morgan T. H., Modisette J. L. Astrophys. J., 209, 489, 1976.
848. Kondo Y„ Morgan T. H., Modisette J. L. Publ. Astron. Soc. Pacific, 89, 675,
1977.
849. Kondo Y., De Jager C., Hoekstra R., Kamperman Th., Larners H. J. G. L. M.,
Modisette J. L., Morgan T., Van der Hucht K. A. Astrophys. J., 230,
526, 1979.
850. Kopal Z. Close Binary Systems, Wiley, New York, 1959, p. 136.
851. Koornneef J. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 184, 477, 1978.
852. Копылов И. M. Изв. Крымск, асгрофиз. обе., 10, 200, 1953.
853. Kosirev N. A. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 94, 430, 1934.
Литература
463
854. Koubsky Р. Bull. Astron. Inst. Czech., 29, 288, 1978.
855. Kowal С. T. Astron. J., 73, 1021, 1968.
856. Kraft R. P. Astrophys. J., 127, 625, 1958.
857. Kraft R. P. Adv. Astron. Astrophys., 2, 43 1963.
858. Kraft R. P. Astrophys. J., 139, 457, 1964.
859. Kraft R. P. Astrophys. J., 139, 469, 1964.
860. Kraft R. P. Astrophys. J., 144, 1008, 1966.
861. Kraft R. P. In: Neutron Stars, Black Holes and Binary X-ray Sources, eds.
Gurski H„ Ruffini R„ D. Reidel Publ. Co., Dordrecht, Holland, 1975,
p. 235.
862. Крайнева 3. T. Научи, информ, астрон. совета, 31, 58, 1974.
863. Крайнева 3. Т. Научи, информ, астрон. совета, 41, 52, 1978.
864. Kfiz S. Bull. Astron. Inst. Czech., 30, 83, 1979.
865. Kriz S. Bull. Astron. Inst. Czech., 30, 95, 1979.
866. Krupp В. M., Collins J. G., Johnson H. R. Astrophys. J., 219, 963, 1978.
867. Kruszewski A., Coyne G. V. Astron. J., 81, 641, 1976.
868. Kruszewski A., Gehrels T., Serkowski K. Astron. J., 73, 677, 1968.
869. Kuan P., Kuhi L. V. Astrophys. J., 199, 418, 1975.
870. Kudritzki R. P. Astron. Astrophys., 85, 174, 1980.
871. Kudritzki R. P., Reimers D. Astron. Astrophys., 70, 227, 1978.
872. Kuhi L. V. Astrophys. J., 145, 715, 1966.
873. Kuhi L. V. In: Wolf-Rayet and High-Temperature Stars, eds Bappu M. К. V.,
Sahade J., IAU Symp. 49, 1973, p. 205.
874. Kuiper G. P. Astrophys. J., 93, 133, 1941.
875. Кукаркин Б. В., Паренаго П. П., Ефремов Ю. И., Холопов П. Н.
«Общий каталог переменных звезд», часть I —М.: Изд. АН СССР, 1958,
с. 636.
876. Kulsrud R. М. Astrophys. J., 121, 461, 1955.
877. Kunasz Р. В. Astrophys. J., 237, 819 1980.
878. Kunasz Р. В., Hummer D. G., Mihalas D. Astrophys. J., 202, 92, 1975.
879. Kunasz P. B., Van Blerkom D. Astrophys. J., 224, 193, 1978.
880. Kuperus M. Rccherches Astron. Obs. Utrecht, XVIII (1), 1965.
881. Kupo I., Leibowitz E. M. Astron. Astrophys., 56, 181, 1977.
882. Kurucz R. L. Theory and Observation of Normal Stellar Atmospheres, ed.
Gingerich O., MIT Press, Cambridge, Mass., 1969, p. 377.
883. Kurucz R. L. Astrophys. J. Suppl., 40, 1, 1979.
884. Kurucz R. L., Schild R. E. In: Be and Shell Stars, ed. Slettebak A., IAU
Symp. 70, 1976, p. 377.
885. Kurucz R. L., Peytremann E., Avrett E. A. Blanketed Model Atmospheres
for Early-Type Stars, Smithsonian Inst., Washington D. C., 1974.
886. Kurucz R. L„ Peytremann E., Avrett E. A. Blanketed Model Atmospheres
for Early-Type Stars, Smithsonian Inst., Washington D. C., 1976.
887. Kwan J., Hill F. Astrophys. J., 215, 781, 1977.
888. Kwan J., Scoville N. Astrophys. J. Letters, 194, L97, 1974.
889. Kwok S. Astrophys. J., 198, 583, 1975.
890. Kwok S„ Purton C. R. Astrophys. J., 229, 187, 1979.
891. Kwok S., Purton C. R., FitzGerald P. M. Astrophys. J. Letters, 219, L125,
1978.
892. Labeyrie A. Astron. Astrophys. J., 6, 85, 1970.
893. Labeyrie A. Nouv. Rev. Optique, 5, 141, 1974.
894. Labeyrie A., Koechlin L., Bonneau D., Blazit A., Foy R. Astrophys. J. Letters,
218, L75, 1977.
464
Литература
895. Lacy С. Н. Astrophys. J., 212, 132, 1977.
896. Lacy С. H. Astrophys. J., 226, 138, 1978.
897. Lada C. L„ Reid M. J. Astrophys. J., 219, 95, 1978.
898. Lambert D. L., Luck R. E. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 184, 405, 1978.
899. Lambert D. L„ Snell R. L. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 172, 277, 1975.
900. Lambert D. L„ Dearborn D. S„ Sneden C. Astrophys. J., 193, 621, 1974.
901. Lambert D. L., Tomkin J. Astrophys. J. Letters, 194, L89, 1974.
902. Larners H. J. In: Colloquium on Supergiant Stars, ed. Hack M., Oss.
Astron. Trieste, 1972, p. 83.
903. Larners H. J. G. L. M. Astron. Astrophys., 37, 237, 1974.
904. Larners H. J. G. L. M. Phil Trans. Roy. London, A279, 445, 1975.
905. Larners H. J. G. L. M. Physique des mouvement dans les atmospheres
stellaires, ed. Cayrel R., Centre Nat. Rech. Sci. Paris, 1976, p. 405.
906. Larners H. J. G. L. M., Castor J. C. In: Mass Loss and Evolution of
О-Type Stars, eds. Conti P. S., de Loore C. W. H., IAU Symp., 83,
1979, p. 81.
907. Larners H. J., De Loore C. Physique des mouvements dans les atmospheres
stellaires, eds. Cayrel R., Centre Nat. Rech. Sci., Paris, 1976, p. 453.
908. Larners H. J. G. L. M., Morton D. C. Astrophys. J. Suppl. Series, 32, 715,
1976.
909. Larners H. J. G. L. M., Snijders M. A. J. Astron. Astrophys., 41, 715,
1975.
910. Larners H. J. G. L. M., Snow T. P. Astrophys. J., 219, 504, 1978.
911. Laniers H. J. G. L. M., Van der Hucht K. A., Snijders M. A. J., Sakhibulin N.
Astron. Astrophys., 25, 105, 1973.
912. Larners H. J. G. L. M . Van den Heuvel E. P. J., Petterson J. A. Astron.
Astrophys., 49, 327, 1976
913. Larners H. J. G. L. M., Stalio R., Kondo Y. Astrophys. J., 223, 207, 1978.
914. Larners H. J. G. L. M., Paerels F, de Loore C. Astron. Astrophys., 90,
204, 1980.
915. Landini M., Monsignori Fossi В. C. Astron. Astrophys., 25, 9, 1973.
916. Lang K. R. Astrophysical Formulae, Springer, West Berlin, 1974. (Имеется
перевод: К. Ленг. Астрофизические формулы. — М.: Мир, 1978.)
917. Langer G. Е. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 155, 199, 1971.
918. Langer G. E., Kraft R. P„ Anderson K. S. Astrophys. J., 189, 509, 1974.
919. Larimer J. W., Anders E. Geochim. Cosmochim. Acta, 31, 1239, 1967.
920. Larson R., Stanfield S. Astron. Astrophys., 13, 190, 1971.
921. Lasker В. M. Publ. Astron. Soc. Pacific, 89, 474, 1977.
922. Latour J., Spiegel E. A., Toomre J., Zahn J. P. Astrophys. J., 207, 233
1976.
923. Lazareff B., Audouze J., Starrfield S., Truran J. W. Astrophys. J., 228, 875, 1979.
924. Latham D. W. Smithson. Astrophys. Obs., Special Report, No. 321, 1970.
925. Lauterborn D. In: Mass Loss from Stars, ed. Hack M., D. Reidel Publ. Co.,
Dordrecht, Holland, 1969, p. 262.
926. Lauterborn D. Astron. Astrophys., 7, 150, 1970.
927. LeBlanc J. M., Wilson J. R. Astrophys. J., 161, 541, 1970.
928. Lebofsky M. J.. Rieke G. H. Astron. J., 82, 646, 1977.
929. Ledoux P. Astrophys. J., 94, 537, 1941.
930. Ledoux P. Astrophys. J., 105, 305, 1947.
931. Ledoux P., Reason P. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 4, 293, 1966.
932. Lee T. A. Astrophys J., 162, 217, 1970.
933. keep E. M. Astrophys. J., 225, 265, 1978.
Литература
465
934. Lepine J. R. D. Paes de Barros M. H. Astron. Astrophys., 56, 219, 1977.
935. Lepine J. R. D., Le Squerin A. M., Scalise E. Astrophys. J., 225, 869, 1978.
936. Lesh J. R., Aizenman M. L. Astron. Astrophys. J., 22, 229, 1973.
937. Lester J. B. Astrophys. J., 185, 253, 1973.
938. Lester J. B. Astrophys. J., 231, 164, 1979.
939. Le Squeren A. M., Baudry A., Brillet J., Darchy B. Astron. Astrophys. J.,
72, 39, 1979.
940. Leung К. C., Schneider D. P. Astrophys. J., 223, 202, 1978.
941. Leung К. C., Schneider D. P. Astrophys. J., 224, 565, 1978.
942. Leung К. C„ Schneider D. P. In: Mass Loss and Evolution of O-type
Stars, eds. Conti P. S., de Loore C. W. H., IAU Symp. 83, 1979, p. 265
943. Leung К. C., Moffat A. F. J., Seggewiss W. Astrophys. J., 231, 742, 1979.
944. Li F., Rappoport S., Epstein A. Nature, 271, 37, 1978.
945. Lighthill M. J. Proc. Roy. Soc., A211, 564, 1952.
946. Lighthill M. J. Phil. Trans. Roy. Soc., London, A252, 397, 1960.
947. Liller M. H., Liller W. Astron. J., 84, 1357, 1979.
948. Limber D. N. Astrophys. J., 131, 168, 1960.
949. Limber D. N., Marlborough J. M. Astrophys. J., 152, 181, 1968.
950. Linsky J. L. The Solar Output and its Variations, White O. R., ed.,
Colorado Associated Univ. Press, 1977, p. 477. (Имеется перевод: Поток
энергии Солнца и его изменения. — М.: Мир, 1980, с. 508.)
951. Linsky J. L., Ayres Т. R. Astrophys. J., 220, 619, 1978.
952. Linsky J. L., Haisch В. M. Astrophys. J. Letters, 229, L27, 1979.
953. Linsky J. L„ Worden S. P., McClintock W., Robertson R. M. Astrophys.
J. Suppl. Series, 41, 47, 1979.
954. Linsky J. L., Hunten D. M., Sowell R., Glackin D. L., Kelch W. L.
Astrophys. J. SuppL Series, 41, 481, 1979.
955. Litvak M. M. Astrophys. J., 156, 471, 1969.
956. Litvak M. M. In: Atoms and Molecules in Astrophysics, eds. Carson T. R.,
Roberts M. J., Academic Press, 1972, p. 201.
957. Lloyd Evans T. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 183, 305, 1978.
958. Lloyd Evans T. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 183, 319, 1978.
959. Lloyd Evans T. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 186, 13, 1979.
960. Long K. S., Helfand D. J. Astrophys. J. Letters, 234, L77, 1979.
961. Loumos G. L., Lambert D. L., Tomkin J. Publ. Astron. Soc. Pacific, 87, 859
1975.
962. Luck R. E. Astrophys. J., 202, 743, 1975.
963. Luck R. E. Astrophys. J., 212, 743, 1977.
964. Luck R. E. Astrophys. J., 218, 752, 1977.
965. Lucke R. L., Zarnecki J. C„ Woodgate В. E., Culhane J. L., Socker D. G.
Astrophys. J., 228, 763, 1979.
966. Lucy L. B. Astrophys. J., 163, 95, 1971.
967. Lucy L. B. Mem. Soc. Roy. Sci. Liege, 6e Serie VIII, 359, 1975.
968. Lucy L. B. Astrophys. J., 206, 499, 1976.
969. Lucy L. B. In. Multiple Periodic Variable Stars, ed Fitch W. C., IAU
Colloq. 29, 1976, p. 482.
970. Lucy L. B. Astrophys. J., 205, 482, 1976.
971. Lucy L. B., Solomon P. M. Astrophys. J., 159, 879, 1970.
972. Lutz T. E., Pagel В. E. J-. Препринт.
973. Lynds В. T. In: Mass Loss and Evolution of О-type Stars, eds. Conti
P. S., de Loore C. W. H., IAU Symp., 83, 1979, p. 55.
974. Lynds C. R. Worden S. P., Harvey J. W. Astrophys. J., 207, 174, 1976.
30-1092
466
Литература
975. MacGregor К. В., Hartmann L., Raymond J. C. Astrophys. J., 231, 514, 1979.
976. Maciel W. J. Astron. Astrophys. 48, 27, 1976.
977. Maciel W. J. Astron. Astrophys., 57, 273, 1977.
978. Maeder A, Highlights of Astronomy, 5, 473, 1980.
979. Maeder A. Astron. Astrophys., 90, 311, 1980.
980. Maeder A., Rufener F. Astron. Astrophys., 20, 437, 1972.
981. Maillard J. P. Highlights of Astronomy, 3, 269, 1974.
982. Malakpur I. Astron. Astrophys., 28, 393, 1973.
983. Malakpur I. Astron. Astrophys., 78, 7, 1979.
984. Mallama A. D., Trimble V. L. Quart. J. Roy. Astron. Soc., 19, 430, 1978.
985. Mammano A., Righini M. G. Mem. Soc. Astron, Ital., 44, 23, 1973.
986. Mammano A., Taffara S. Astron. Astrophys. Suppl., 34, 211, 1978.
987. Mammano A., Margoni R., Stagni R. Astron. Astrophys., 59, 9, 1978.
988. Manduca A. Astron. Astrophys. Suppl., 36, 411, 1979.
989. Manduca A., Bell R. A., Gustafsson B. Astron. Astrophys., 61, 809, 1977.
990. Margon B., Kieniewicz P., Stone R. P. S. Publ. Astron. Soc. Pacific, 89, 300,
1977.
991. Marlborough J. M. Publ. Astron. Soc. Pacific, 89, 122, 1977.
992. Marlborough J. M., Roy J. R. Astrophys. J., 160, 221, 1970.
993. Marlborough J. M., Snow T. P. In: Be and Shell Stars, ed. Slettebak A.,
IAU Symp. 70, 1976, p. 179.
994. Malborough J. M., Snow T. P., Slettebak A. Astrophys. J., 224, 157, 1978.
995. Martens P. С. H. Astron. Astrophys. Letters, 75, L7, 1979.
996. Marques dos Santos P., Lepine J. R. D., Gomez Balboa A. M. Astron. J.,
84, 787, 1979.
997. Masheder M. R. W., Booth R. S., Davies R. D. Mon. Not. Roy. Astron.
Soc., 166, 561, 1974.
998. Mason К. O., Hawkins F. J., Sanford P. W., Murdin P., Savage A. Astrophys.
J. Letters, 192, L65, 1974.
999. Mason К. O.. White N. E., Sanford P. W. Nature, 260, 690, 1976.
1000. Massa D. Publ. Astron. Soc. Pacific, 87, 777, 1975.
1001. Масевич А. Г. Астрон. ж., 26, 207, 1949. Изв. АН СССР, 13, 121, 1949.
1002. Massevitch A. G., Tutukov А. V. In: Late Stage of Stellar Evolution ed.
Tayler R. J., IAU Symp. 66, 1974, p. 73.
1003. Massevitch A. G., Yungelson L. R. Mem. Soc. Astron. ItaL, 46, 217, 1975.
1004. Massevitch A. G., Tutukov A. V., Yungelson L. R. Astrophys. Space Sci.,
40, 115, 1976.
1005. Massevitch A. G., Popova E. I., Tutukov A. V., Yungelson L. R. Astrophys.
Sci., 62, 451, 1979.
1006. Massey P. Astrophys. J., 236, 526, 1980.
1007. Massey P., Conti P. S. Astrophys. J., 218, 431, 1977.
1008. Mathewson D. S., Healy J. R. In: The Galaxy and the Magellanic Clouds,
eds. Kerr F. J., Rodgens A. W., Canberra, Australian Acad, of Sci., 1964,
p. 283.
1009. Mathewson D. S., Clarke J. N. Astrophys. J., 180, 725, 1973.
1010. Matilsky T., La Salla J., Jessen J. Astrophys. J. Letters, 224, LI 19, 1978.
1011. Matthews H. E., Goss W. M., Winnberg A., Habing H. J. Astron. Astro-
phys., 61, 261, 1977.
1012. Mayall M. W. Harvard Bull., 919, 15, 1949.
1013. Maza J., Van den Bergh S. Astrophys. J., 204, 519, 1976.
1014. McCarthy D. W., Low F. J., Howell R. Astrophys. J. Letters, 214, L85,
1977.
Литература 467
1015. McCarthy D. W., Howell R., Low F. J. Astrophys. J. Letters, 223, LI 13,
1978.
1016. McClintock J. E. Astrophys. J. Letters, 206, L99, 1976.
1017. McClintock W., Henry R. C., Moos H. W., Linsky J. L. Astrophys. J.,
202, 733, 1975.
1018. McClintock W., Henry R. C. Astrophys. J., 218, 205, 1977.
1019. McClusky G. E., Kondo Y. Astrophys. Space Sci., 17, 34, 1972.
1020. McClasky G. E., Kondo Y., Astrophys. J., 208, 760, 1976.
1021. McClusky G. E., Kondo Y., Morton D. C. Astrophys. J., 201, 607, 1975.
1022. McCray R., Stein R. E, Kafatos M. Astrophys. J., 196, 565, 1975.
1023. McGee R. X., Newton L. M., Brooks J. W. Mon. Not. Roy. Astron. Soc.,
180, 565, 1977.
1024. McLaughlin D. B. Astrophys. J., 85, 362, 1937.
1025. McLaughlin D. B. Astron. J., 52, 46, 1946.
1026. McLaughlin D. B. Astrophys. J., 118, 27, 1953.
1027. McLaughlin D. B. Stellar Atmospheres, ed. J. Greenstein, Univ, of Chicago Press,
1960, p. 585. (Имеется перевод: Звездные атмосферы. — М.; ИЛ, 1963, с. 575.)
1028. McLaughlin D. В. J. Roy. Astron. Soc. Canada, 55, 13, 1961.
1029. McLaughlin D. B. Michigan Obs. Publ., 6, 103, 1973.
1030. McLean I. S. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 176, 73, 1976.
1031. McLean I. S. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 186, 21, 1979.
1032. McLean I. S. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 186, 265, 1979.
1033. McLean I. S. Brown J. C. Astron. Astrophys., 69, 291, 1978.
1034. McLean I. S„ Coyne G. V., Frecker J. E., Serkowski K. Astrophys.
J. Letters, 231, L141, 1979.
1035. McLean I. S., Coyne G. V., Frecker J. E., Serkowski K. Astrophys.
J., 228, 802, 1979.
1036. McMillan R. S., Tapia S. Astrophys. J. Letters, 226, L87, 1978.
1037. McWhirter R. W. P., Thoneman P. C., Wilson R. Astron. Astrophys., 40, 63, 1975.
1038. Meadows A. J. Astron. J., 65, 335, 1960.
1039. Meier D. L., Epstein R. I., Arnett W. D., Schramm D. N. Astrophys. J.,
204, 869, 1976.
1040. Melnick J. Astron. Astrophys. Suppl., 34, 383, 1978.
1041. Mendoza E. E. Bol. Obs. Tonantzintla у Tacubaya, 5, 269, 1970.
1042. Mendoza E. E., Johnson H. L. Astrophys. J., 141, 161, 1965.
1043. Merrill К. M., Ridgway S. T. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 17, 9, 1979.
1044. Merrill К. M. Stein W. A. Publ. Astron. Soc. Pacific, 88, 285, 1976.
1045 Merrill P. W. Publ. Astron. Soc. Pacific, 45, 198, 1933
1046. Merrill P. W.. Burwell C. Q. Astrophys. J., 98, 153, 1943.
1047. Merrill P. W., Deutsch A. J., Keenan P. C. Astrophys. J., 136, 21, 1962.
1048. Mestel L., Moore D. W., Perry J. J. Astron. Astrophys., 52, 203, 1976.
1049. Mewe R. Solar Phys., 22, 459, 1972.
1050. Mewe R. Solar Phys., 44, 383, 1975.
1051. Mewe R. Space Sci. Rev., 24, 101, 1979.
1052. Mewe R., Heise J., Gronenschild E., Brinkman A. C.. Schrijver J., Den Bog-
gende A. J. E Nature Phys. Sci., 256, 711, 1975.
1053. Mewe R., Heise J., Gronenschild E., Brinkman A. C., Schrijver J., Den
Boggende A. J. F. Astrophys. J. Letters, 202, L67, 1975.
1054. Mewe R., Heise J., Gronenschild E., Brinkman A. C„ Schrijver J., Den
Boggende A. J. F. Astrophys. Space Sci., 42, 217, 1976.
1055. Mezger P. G., Smith L. F. In: Star Formation, eds. de Jong T., Maeder A.,
IAU Symp. 75, 1977, p. 133.
1056. Michalitsianos A. G., Kafatos M. Astrophys. J., 226, 430, 1978.
30*
468
Литература
1057. Mihalas В. Internal Gravity Waves in the Solar Atmospheres, Thesis Univ,
of Colorado, Boulder, 1979.
1058. Minalas D. Astrophys. J., 141, 564, 1965.
1059. Mihalas D. Astrophys. J. Suppl., 13, 1, 1966.
1060. Mihalas D. Stellar Atmospheres, Freeman, San Francisco, 1970.
1061. Mihalas D. Astrophys. J., 176, 139, 1972.
1062. Mihalas D. NCAR Techn. Note, No. 76, Boulder, Colo., 1972.
1063. Mihalas D. Astron. J., 79, 1111, 1974.
1064. Mihalas D. Stellar Atmospheres, 2nd ed., Freeman, San Francisco, 1978.
(Имеется перевод: Д. Михалас. Звездные атмосферы.—М.: Мир, 1982.)
1065. Mihalas D., Hummer D. G. Astrophys. J., 179, 287, 1973.
1066. Mihalas D., Hummer D. G. Astrophys. J. Letters, 189, L39, 1974.
1067. Mihalas D., Hummer D. G. Astrophys. J. Suppl., 28, 343, 1974.
1068. Mihalas D., Hummer D. G., Conti P. S. Astrophys. J. Letters, 175, L99,
1972.
1069. Mihalas D., Frost S. A., Lockwood G. IV Publ. Astron. Soc. Pacific,
87, 153, 1975.
1070. Mihalas D., Kunasz P. B., Hummer D. G. Astrophys. J., 202, 465, 1975.
1071. Mihalas D., Kunasz P. B., Hummer D. G. Astrcphys. J., 203, 647, 1976.
1072. Mikami T. Publ. Astron. Soc. Japan, 27, 445, 1975.
1073. Mikami T. Publ. Astron. Soc Japan, 30, 191, 1978.
1074. Milkey R. W. Solar Phys., 14, 77, 1970.
1075. Miller F. D. Astron. J., 58, 222, 1954.
1076. Milne D. K. Australian J. Phys., 23, 425, 1970.
10/7. Milne D. K„ Aller L. H. Astron. Astrophys., 38, 183, 1975.
1078. Milne E. A. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 86, 459, 1926.
1079. Minkowski R. Astron. J., 71, 371, 1966.
1080. Minnaert M. Z. Astrophys., 1, 209, 1930.
1081. Moffat A. Astron. Astrophys., 57, 151, 1977
1082. Moffat A. F. J. Astron. Astrophys., 68, 41, 1978.
1083. Moffat A. F. J. Препринт, 1979.
1084. Moffat A. F. J., Haupt W. Mem. Soc. Australian Ital., 45, 811, 1975.
1085. Moffat A. R, FitzGerald M. P. Astron. Astrophys., 54, 263, 1977.
1086. Moffat A. F., Seggewiss W. Astron. Astrophys., 54, 607, 1977.
1087. Moffat A. F. J., Seggewiss W. In: Mass Loss and Evolution of O-type
Stars, eds. Conti P. S., de Loore C. W. H., IAU Symp., 83, 1979, p. 447.
1088. Mollenhoff C, Schaifers K. Astron. Astrophys, 64, 253, 1978.
1089. Moran J. M., Ball J. A., Yen J. L„ Schwartz P. R., Johnston K. J.,
Knowles S. H. Astrophys. J., 211, 160, 1977.
1090. Moran J. M„ Johnston K. J., Spencer J. H, Schwartz P. R. Astrophys.
J., 217, 434, 1977.
1091. Morfill G. E, Scholer M. Astrophys. J., 232, 473, 1979.
1092. Morgan T. H. Astrophys. J., 195, 391, 1975.
1093. Morgan W. W., Keenan P. C. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 11, 29, 1973.
1094. Morgan W. W., Keenan P. C„ Kellman E. An Atlas of Stellar Spectra,
Chicago, 1943.
1095. Morgan W. W., Abt H. A., Tapscott J. W. Revised Spectral Atlas for
Stars Earlier than the Sun, Yerkes Obs., and Kitt Peak Nat. Obs., 1978.
1096. Morris M. Astrophys. J., 197, 603, 1975.
1097. Morris M., Alcock C. Astrophys. J., 218, 687, 1977.
1098. Morris M., Redman R., Reid M. J., Dickinson D. F. Astrophys. J., 229,
257, 1979.
Литература
469
1099. Morrison D., Simon T. Astrophys. J., 186, 193, 1973.
1100. Morrison N. D. Astrophys. J., 200, 113, 1975.
1101. Morton D. C. Astrophys. J., 147, 1017, 1967.
1102. Morton D. C. Astrophys. J., 150, 535, 1967.
1103. Morton D. C. Astrophys. J., 158, 629, 1969.
1104. Moi ton D. C. Astrophys. J., 160, 215, 1969.
1105. Morton D. C. Astrophys. J., 158, 629, 1969.
1106. Morton D. C In: Wolf-Rayet and High Temperature Stars, eds. Bappu M.,
Sahade J., IAU Symp. 49, 1973, p. 54.
1107. Morton D. C. Phil. Trans. Roy. Soc. London, Ser., A279, 443, 1975.
1108 Morton D C. Astrophys. J., 203, 386, 1976.
1109. Morton D. C. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 189, 57, 1979.
1110. Morton D. C„ Adams T. F. Astrophys. J., 151, 611, 1968.
1111. Morton D. C., Underhill A. B. Astrophys. J. Suppl., 33, 83, 1977.
1112. Morton D. C., Wright A. E. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 182, 47P, 1978.
1113. Morton D. C., Wright A. E. In: Mass Loss and Evolution of O-type
Stars, eds. Conti P S., de Loore C. W. H., IAU Symp. 83, 1979, p. 155.
1114. Morton D. C„ Jenkins E. B., Bohlin R. C. Astrophys. J., 154, 66, 1968.
1115. Morton D. C„ Jenkins E. B., Macy W. W. Astrophys. J., 177, 235, 1972.
1116. Motteran M. Colloquium on Supergiant Stars, ed. Hack M., Oss. Astron.
Trieste, 1972, p. 292.
1117. Mufson S. L. Astrophys. J., 193, 561, 1974.
1118. Mufson S. L. Astrophys. J., 202, 372, 1975.
1119. Mullan D. J. Astrophys. J., 226, 151, 1978.
1120. Mumford G. S. Astrophys. J. Suppl., 15, 1, 1967.
1121. Mumford G. S. Publ. Astron. Soc. Pasific, 79, 382, 1967.
1122. Murdin P., Clark D. H., Culhane J. L. Mon. Not. Roy. Astron. Soc.,
184, 79P, 1978.
1123. Murray S. S., Fabbiano G., Fabian A., Epstein A., Giacconi R Astrophys.
J. Letters, 234, L69, 1979.
1124. Musielak Z., Sikorski J. Acta Astron., 29, 381, 1979.
1125. Мустель Э. P. Астрон. ж., 48, 3, 1971.
1126. Мустель Э. Р. Астрон. ж., 50, 1121, 1973.
1127. Мустель Э. Р. Астрон. ж., 50, 1122, 1973.
1128. Mustel Е. R Highlights of Astronomy, 3, 545, 1974.
1129. Mustel E. R. Astrophys. Space Sci., 58, 41, 1978.
ИЗО. Мустель E. P., Баранова Л. И. Астрон. ж., 42, 42, 1965.
1131. Mustel E. R., Boyarchuk A. A. Astrophys. Space Sci., 6, 183, 1970.
1132. Mustel E. R„ Chugay N. N. Astrophys. Space Sci., 32, 39, 197^
1133. Mutel R. L„ Fix J. D., Benson J. M„ Webber J. C. Astrophys. J., 228,
771, 1979.
1134. Muthsam H. Astron. Astrophys. Suppl., 35, 253, 1979.
1135. Надежин Д. К., Утробин В. П. Астрон. ж., 53, 992, 1976.
1136. Надежин Д. К., Утробин В. П. Астрон. ж., 54, 996, 1977.
1137 Nariai К. Publ. Astron. Soc. Japan, 22, 475, 1970.
1138. Nariai К. Astron Astrophys., 36, 231, 1974.
1139. Nelson G. D Hearn A. G. Astron. Astrophys., 65, 223, 1978.
1140. Neo S„ Miyaji S„ Nomoto K., Sugimoto D. Publ. Astron. Soc. Japan, 29,
249, 1977.
1141. Neugebauer G., Leighton R. В Two Micron Sky Survey—a Preliminary
Catalogue, NASA SP-3047, 1969.
1142. Neugebauer G„ Martz D. E., Leighton R В Astrophys. J., 142, 399, 1965.
470
Литература
1143. Ney Е. Р., Hatfield В. F. Astrophys. J. Letters, 219, LI И, 1978.
1144. Niemela V. S Publ. Astron. Soc. Pacific, 85, 220, 1973.
1145. Niemela V. S. Astrophys. Space Sci., 45, 191, 1976.
1146. Niemela V. S. In: Mass Loss and Evolution of О-type Stars, IAU Symp.
No. 83, eds. P. S. Conti, C. W. H. de Loore, 1979, p. 291.
1147. Niemela V. S., Mendez R. H. Astrophys. J. Letters, 187, L25, 1974.
1148. Niemela V. S., Sahade J. Mass Loss and Evolution О-type Stars, IAU
Symp. No. 83, eds. P. S. Conti, C. W. H. de Loore, 1979, p. 287.
1149. Noguchi K., Maihara T., Okudia H., Sato S. Publ. Astron. Soc. Japan,
29, 511, 1977.
1150. Noerdlinger P. D. Mass Loss and Evolution of О-type Stars, IAU Symp.
No. 83, eds. P. S. Conti, C. W. H. de Loore, 1979, p. 253.
1151. Noerdlinger P. D., Rybicki G. B. Astrophys. J., 193, 561, 1974.
1152. Nordh H. L., Olofsson S. G. Astron. Astrophys., 56, 117, 1977.
1153. Nordh H. L., Olofsson S. G., Augason G. C. Astron. J., 83, 188, 1978.
1154. Nordlund A. Astron. Astrophys., 50, 23, 1976.
1155. Nugis T. In: Variable Stars and Steller Evolution, IAU Symp. No. 67,
eds. V. E. Sherwood, L. Plaut, 1975, p. 291.
1156. Nugis T., Kolka I., Luud L. Mass Loss and Evolution of О-type Stars,
IAU Symp. No. 83, eds. P. S. Conti, C. W. H. de Loore, 1979, p. 39.
1157. Nussbaumer H., Schmutz W., Smith L. J., Willis A. L., Willson R. In:
The First Year of IUE, ed. A. L. Willis, 1979, p 259.
1158. O’Brien G., Lambert D. L. Astrophys. J. Letters, 229, L33, 1979
1159. O’Connell D. J. K. Vistas Astron., 2, 113, 1956.
1160. O’Dell C. R. In: Planetary Nebulae, IAU Symp. No. 34, eds. D. E. Oster-
brock, C. R. O’Dell, 1968, p. 361.
1161. Oemler A., Tinsley В. M. Astron. J., 84, 985, 1979.
1162. Oke J. B. Publ. Astron. Soc. Pacific, 81, 11, 1969
1163. Oke J. B., Searle L. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 12, 315, 1974.
1164. Olnon F. M. Astron. Astrophys., 39, 217, 1975.
1165. Olnon F. M. Shells Around Stars, Thesis, Leiden Univ., 1977.
1166. Olnon F. M. Частное сообщение, 1979.
1167. Olson G. L. Astrophys. J., 226, 124, 1978.
1168. Olson G. L. Mass Loss and Evolution of О-type Stars, IAU Symp. No.
83, eds. P. S. Conti, C. W. H. de Loore, 1979, p. 257.
1169. Olson В. I., Richter N. B. Astrophys. J., 200, 88, 1975.
1170. Olson В. I., Richter H. B., Astrophys. J., 227, 534, 1979.
1171. Oppenheimer J. R., Snyder H. Phys. Rev., 56, 455, 1939.
1172. Osaki Y. Astrophys. J., 189, 469, 1974.
1173. Osborn W. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 172, 631, 1975.
1174. Osmer P. S. Astrophys. J. Suppl., 24, 247, 1972.
1175. Osmer P. S. Astrophys. J., 186, 459, 1973.
1176 Osterbrock D. E. Astrophys. J., 134, 347, 1961.
1177. Ostriker J. P. McCray R . Weaver R., Yahil A. Astrophys. J. Letters, 208,
L61, 1976.
1178. Packet W., Vanbeveren D., De Greve J. P., De Loore C., Sreenivasan S. R.
Astron. Astrophys., preprint, 1980.
1179. Paczynski B. Acta Astron., 15, 305, 1965.
1180. Paczynski В Acta Astron., 16, 231, 1966.
1181. Paczynski B. Acta Astron., 17, 355, 1967.
1182. Paczynski B. In: Mass Loss and Evolution of Close Banary Systems,
Copenhagen Univ. Publ., eds. K. Gildenkeme, R. M. West, 1990, p. 139.
Литература
471
1183. Paczynski В. Acta Astron., 20, 195, 1970.
1184. Paczynski В. Acta Astron., 20, 47, 1970
1185. Paczynski B. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 9, 183, 1971.
1186. Paczynski B. Acta Astron., 21, 1, 1971.
1187. Paczynski B. Acta Astron., 21, 417, 1971.
1188. Paczynski B. In: Wolf-Rayet and High Temperature Stars, IAU Symp. No.
49, eds. M. К. V. Bappu, .1 Sahade, 1973, p. 143.
1189. Paczynski B. Astrophys. J., 214, 812, 1977.
1190. Paczynski B., Ziolkowski J. Acta Astron., 17, 7, 1967.
1191. Paddock G. F. Lick Obs. Bull., 17, 99, 1935.
1192. Pagel В. E. J. Highlights in Astronomy, 4, 119, 1977.
1193. Pagel В. E. J., Wilkins D. R. препринт, 1979.
1194. Panagia N., Felli M. Astron. Astrophys., 39, 1, 1975.
1195. Panagia N., Felli M. Astron. Astrophys., 39, 41, 1975.
1196. Панчук В. E. Письма в Астрон. ж., 4, 374, 1978.
1197. Panek R. J., Savage В. D. Astrophys. J., 206, 167, 1966.
1198. Papaloizou J. С. B. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 162, 169, 1973.
1199. Parker E. N. Astrophys. J., 128, 664, 1958.
1200. Parker E. N. Space Sci. Rev., 4, 666, 1965.
1201. Parker R. A. R. Astrophys. J., 224, 873, 1978.
1202. Parkes G. E„ Charles P. A., Culhane J. L„ Ives J. C. Mon. Not.
Roy Astron. Soc., 179, 55, 1977.
1203. Parsons S. B. Astrophys. J., 150, 263, 1967.
1204. Parsons S. B. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 152, 121, 1971.
1205. Parthasarathly M. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 185, 485, 1978.
1206. Patterson J. Astrophys. J., 225, 954, 1978.
1207. Patterson J. Astrophys. J., 231, 789, 1979.
1208. Patterson J. Astrophys. J. Letters, 233, L13, 1979.
1209. Payne С. H. The stars of High Luminosity, McGraw-Hill. New York, 1930.
1210. Payne-Gaposchkin С. H. The Galactic Novae, North-Holland Publ. Co.,
Amsterdam, 1957.
1211. Payne-Gaposchkin С. H. In Novae and Related Stars, ed. M. Friedjung,
D. Reidcl Publ. Co., Dordrecht, Holland, 1977, p. 3.
1212. Payne-Gaposchkin С. H. Astron. J., 82, 665, 1977.
1213. Pecker J.-C. Space Res., 3, 1076, 1962.
1214. Pecker J.-C., Praderie F., Thomas R. N. Astron. Astrophys., 29, 289, 1973.
1215. Peraiah A. Astrophys. Space Sci., 21, 223, 1973.
1216. Peraiah A. Astron. Astrophys., 46, 237, 1976.
1217. Perry B. F. Astrophys. J., 144, 672, 1966.
1218. Peters G. J. Be and Shell Stars, IAU Symp. No. 70, ed. A. Slettebak,
1976, p. 69.
1219. Peters G. J. Be and Shell Stars, IAU Symp. No. 70, ed. A. Slettebak, 1976,
p. 157.
1220. Peters G. J. Astrophys. J. Suppl., 39, 175, 1979.
1221. Peterson D. M., Scholz M. Astrophys. J., 163, 51, 1971.
1222. Peytremann E. Astron. Astrophys., 33, 203, 1974.
1223. Peytremann E. Astron. Astrophys. Suppl., 18, 81, 1974.
1224. Peytremann E. Astron. Astrophys., 38, 417, 1975.
1225. Pfau W. Astron. Astrophys., 50, 113, 1976.
1226. Pickering E. C. Harvard Circ., 19, 1897.
1227. Pietsch W., Voges W., Reppin C., Trumper J., Kendziorra E., Staubert R.
Astrophys. J., 237, 964, 1980.
472 Литература______________________________________
1228. Piirola V. Astron. Astrophys. Suppl., 38, 193, 1979.
1229. Piirola V., Korhonen T. Astron. Astrophys., 79, 254, 1979.
1230. Plaskett J. S., Pearce J. A. Publ. Dominion Astrophys. Obs. Victiria,
5, 99, 1931.
1231. Plavec M. Adv. Astron. Astrophys., 6, 201, 1968.
1232. Plavec M. In: Be and Shell Stars, IAU Symp. No. 70, ed. A. Slettebak,
1976, p. 1.
1233. Plavec M., Urich R. M. K., Polidan R. S. Publ. Astron. Soc. Pacific, 85,
769, 1973.
1234. Poeckert R. Astrophys. J. Letters, 223, L73, 1979.
1235. Poeckert R., Marlborough J. M. Astrophys. J., 218, 220, 1977.
1236. Poeckert R., Marlborough G. M. Astrophys. J., 220, 940, 1978.
1237. Poeckert R„ Marlborough G. M. Astrophys. J. Suppl., 38, 229, 1978.
1238. Poeckert R., Bastien P., Landstreet J. D. Astron. J., 84, 812, 1979.
1239. Polidan R. S. In: Be and Shell Stars, IAU Symp. No. 70, ed. A. Slettebak,
1976, p. 401.
1240. Polidan R. S., Peters G. J. In: Be and Shell Stars, IAU Symp. No.
70, ed. A. Slettebak, 1976, p. 59.
1241. Polidan R. S., Oegerle W. R., Pollard G. S. G.. Sanford P. W.. Parmar A. N.
Astrophys. J. Letters, 223, L7, 1979.
1242. Попова E. И., Тутуков А. В., Юнгельсон Л. P. Научи, информ.—
Астрон. совета АН СССР, 42, 45, 1978.
1243. Popper D. М. Astrophys. L, 129, 647, 1959.
1244. Pottasch S. R. Ann. Astrophys., 22, 310, 1959.
1245. Pottasch S. R. Ann. Astrophys., 22, 394, 1959.
1246. Pottasch S. R. Ann. Astrophys., 22, 412, 1959.
1247. Pottasch S. R. Bull. Astron. Inst. Neth., 19, 227, 1967.
1248. Pottasch S. R., Wesselius P. R., Wu C.-С., Van Duinen R. J. Astron.
Astrophys., 54, 435, 1977.
1249. Praderie F. In: Steller Chromospheres, NASA SP-317, eds. S. D. Jordan,
E. H. Avrett, Washington, 1973, p. 79.
1250. Praderie F. Mem. Soc. Astron.'Ital., 47, 553, 1976.
1251. Praderie F., Talavera A. Larners H. J. G. L. M. Astron. Astrophys., 86,
271, 1980.
1252. Pravdo S. FL, Smith B. W., NASA Techn. Mem., No. 80558, 1979.
1253. Prialnik D„ Shara M. M., Shahiv G. Astron. Astrophys., 62, 339, 1978.
1254. Price S. D„ Walker R. G. The AFGL Four Colour Sky Survey, Air Force
Geophys. Lab. TR-76-0208, 1976.
1255. Primini F., Rappaport S., Joss P. C. Astrophys. J., 217, 543, 1977.
1256. Проник В. И., Чуваев К. К„ Чугай Н. Н. Астрон. ж., 53, 1182, 1976.
1257. Proudman I. Proc. Roy. Soc., A214, 119, 1952.
1258. Przybylski A. Nature, 205, 163, 1965.
1259. Przybylski A. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 139, 313, 1968.
1260. Псковский Ю. П. Астрон. ж., 45, 942, 1968.
1261. Псковский Ю. П. Астрон. ж., 47, 994, 1970.
1262. Псковский Ю. П. Асгрон. ж., 54, 188, 1977.
1263. Псковский Ю. П. Астрон. ж., 55, 350, 1978.
1264. Puetter R. С., Russell R. W., Soifer В. Т., Willner S. Р. Astrophys. J. Let-
ters, 223, L93, 1978.
1265. Purton С. R. In: Be and Shell Stars, IAU Symp. No. 70, ed. A. Slet-
tebak, 1976, p. 157.
1266. Qi-Bin L. Acta Astron. Sinica, 19, 210, 1978.
Литература
473
1267. Querci F., Querci M., Kunde V. G. Astron. Astrophys., 9, 1, 1971.
1268. Querci F., Querci M., Tsuji T. Astron. Astrophys., 31, 265, 1974.
1269. Rafanelli P., Rosino L. Astron. Astrophys. Suppl., 31, 337, 1978.
1270. Райкова Д. В. Астрон. ж., 54, 55, 1977.
1271. Rakos К. D., Schermann A., Weis W. W., Wood H. J. Astron. Astrophys.,
56, 453, 1977.
1272. Rao N. K„ Mallik G. V. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 183, 211, 1978.
1273. Rappaport S., Joss P. C., Stothers R. Astrophys. J., 235, 570, 1980.
1274. Rautela B. S„ Joshi S. C. Bull. Astron. Soc. India, 7, 43, 1979.
1275. Raymond J. C., Cox D. P., Smith B. W. Astrophys. J., 204, 290, 1976.
1276. Rees M. J. Highlights in Astronomy, 3, 89, 1974.
1277. Reid M. J. Astrophys. J., 207, 784, 1976.
1278. Reid M. J., Dickinson D. F. Astrophys. J., 209, 505, 1976.
1279. Reid M. J., Muhleman D. O.. Moran J. M„ Johnston K. J., Schwarz P. R.
Astrophys. J., 214, 60, 1977.
1280. Reimers D. Astron. Astrophys., 24, 79, 1973.
1281. Reimers D. In: Problems in Stellar Atmospheres and Envelopes, eds. B. Baschek,
W. H. Kegel, G. Traving, Springer, West Berlin, 1975, p. 229.
1282. Reimers D. Mem. Soc. Roy. Liege, 6e Serie VIII, 369, 1975.
1283. Reimers D. Astron. Astrophys., 61, 217, 1977.
1284. Reimers D. Astron. Astrophys., 54, 485, 1977.
1285. Reimers D. Astron. Astrophys., 57, 395, 1977.
1286. Reimers D. In: The Interaction of Variable Stars with their Environment,
IAU Colloq. No. 42, eds. R. Kippenhahn et al., 1978, p. 559.
1287. Reimers D. Частное сообщение, 1979.
1288. Renzini A., Cacciari C„ Ulmschneider P., Schmitz F. Astron. Astrophys., 61,
39, 1977.
1289. Richter G. Astron. Nachr., 285, 274, 1960.
1290. Ridgway S. T. Astrophys. J., 190, 591, 1974.
1291. Ridgway S. T., Hall D. N. B., Kleinmann S. G„ Weinberger D. A., Wojslaw R. S.
Nature Phys. Sci., 264, 345, 1976.
1292. Ridgway S. T.. Hall D. N. B„ Carbon D. F. Bull. Am. Astron. Soc., 9, 636, 1977.
1293. Ridgway S. T, Wells D. C.. Joyce R. R. Astron. J., 82, 414, 1977.
1294. Ridgway S. T., Carbon D. F., Hall D. N. B. Astrophys. J., 225, 138, 1978.
1295. Ridgway S. T„ Wells D. C.. Joyce R. R., Allen R. G. Astron. J., 84, 247, 1979.
1296. Rieu N. Q., Laury-Micoulaut C, Winnberg A, Schultz G. V. Astron. Astrophys.,
75, 351, 1979.
1297. Robbins R. R., Sanyal A. Astrophys. J., 219, 985, 1978.
1298. Robertson J. W. Astrophys. J., 177, 473, 1972.
1299. Robinson B. J., Caswell J. L., Goss W. M. Astrophys. J. Letters, 7, L79, 1970.
1300. Robinson E. L. Astron. J., 80, 515, 1975.
1301. Robinson E. L. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 14, 119, 1976.
1302. Robinson G., Hyland A. R., Thomas J. A. Mon. Not. Roy. Astron. Soc.,
161, 281, 1973.
1303. Robinson G., Hyland A. R. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 180, 495, 1977.
1304. Rodgers A. W., Searle L. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 135, 99, 1967.
1305. Rodriguez L. F., Moran J. M., Dickinson D. F., Gyulbudaghian A. L.
Astrophys. J.,-226, 115, 1978.
1306. Rogerson J. B., Spitzer L., Drake J. G., Dressier K., Jenkins E. B.. Norton D. C.,
York D. G. Astrophys. J. Letters, 181, L97, 1973.
1307. Rogerson J. B., Larners H. J. Nature Phys. Sci., 256, 190, 1975.
ma
Литература
1308. Rosen В. R., Moran J. М., Reid М. J., Walker R.- C., Burke B. F.,
1309. Johnston K. J., Spencer J. H. Astrophys. J., 222, 132, 1978
Rosendhal J. D. Astrophys. J., 159, 107, 1970.
1310. Rosendhal J. D. Astrophys. J., 182, 523, 1973.
1311. Rosendhal J. D. Astrophys. J., 186, 909, 1973.
1312. Rosendhal J. D. Astrophys. J., 187, 261, 1974.
1313. Rosendhal J. D„ Wegner G. Astrophys. J., 162, 547, 1970.
1314. Rosendhal J. D., Snowden M. S. Astrophys. J., 169, 281, 1971.
1315. Rosino L. Astrophys. Space Sci., 55, 383, 1978.
1316. Rosino L., Bianchini A. Astron. Astrophys., 22, 453, 1973.
1317. Rosino L., Tempesti P. Астрон. ж., 54, 517, 1977.
1318. Rosner R., Tucker W. H., Vaiana G. S. Astrophys. J., 220, 643, 1978.
1319. Rosner R., Golub L., Coppi B., Vaiana G. S. Astrophys. J., 222, 317, 1978.
1320. Рублев С. В. Астрон. ж., 41, 223, 1964.
1321. Rublev S. V. Variable Stars and Steller Evolution, IAU Symp. No. 67,
eds. V. E. Sherwood, L. Plaut, 1975, p. 259.
1322. Rubbra F. T., Cowling T. G. Modeles d’Etoiles et Evolution Stellaire, Mem.
8° Soc. Roy. Liege, (5e Serie), ed. P. Ledoux, 3, 274, 1960.
1323. Rufener F., Maeder A., Burki G. Astron. Astrophys. Suppl. Series, 31, 179, 1978.
1324. Ruggles C. L. N., Bath G. T. Astron. Astrophys., 80, 97, 1979.
1325. Runciman W. A., Sengupta D., Gourley J. T. Am. Miner. 58, 451, 1973.
1326. Rush W. F., Thompson R. W. Astrophys. J., 211, 184, 1977.
1327. Russell II. N. J. Roy. Soc. Canada, 27, 374, 411, 1933.
1328. Ruusalepp M., Luud L. Публ. Тартусской обе., 39, 89, 1970.
1329. Rybicki G. В. In: Spectrum Formation in Stars with Steady State Extended
Atmospheres, Nat. Bur. Standards, Special Publ. No. 332, eds. H. G. Groth,
P. Wellmann, Washington, D. C., 1970, p. 87.
1330. Rybicki G. B„ Hummer D. G. Mon. Not. Roy. Soc., 170, 423, 1975.
1331. Saijo K., Saito M. Publ. Astron. Soc. Japan, 29, 739, 1977.
1332. Saito M. Publ. Astron. Soc. Japan, 22, 455, 1970.
1333. Saito M. f strophys. Space Sci., 22, 133, 1973.
1334. Saito M., Kawabata S. Astrophys. Space Sci., 45, 63, 1976.
1335. Sakashita S., Hayashi C. Progr. Theor. Phys., 26, 942, 1961.
1336. Sakashita S„ Ono Y., Hayashi C. Progr. Theor. Phys., 22, 830, 1959.
1337. Salpeter E. E. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 9, 127, 1971.
1338. Salpeter E. E. Astrophys. J., 193, 585, 1974.
1339. Sandage E. Quart. J. Roy. Astron. Soc., 13, 302, 1972.
1340. Sandage A., Tammann G. A. Astrophys. J., 210, 7, 1976.
1341. Sanduleak N. Astrophys. J. Letters, 164, L71, 1971.
1342. Sanford R. F. Astrophys. J., Ill, 252, 1950.
1343. Sanner F. Astrophys. J. Letters, 204, L41, 1976.
1344. Sanner F. Astrophys. J. Suppl. Series, 32, 115, 1976.
1345. Sanner F. Astrophys. J. Letters, 211, L35, 1977.
1346. Sanyal A. Astrophys. J. Suppl. Series, 28, 115, 1974.
1347. Sargent W. L. W. Astrophys. J., 134, 142, 1961.
1348. Sargent W. L. W. Observatory, 85, 33, 1965.
1349. Sargent W. L. W., Osmer P. S. In: Mass Loss from Stars, ed. M. Hack,
D. Reidel Publ. Co., Dordrecht, Holland, 1969, p. 57.
1350. Savonije G. J. Astron. Astrophys., 62, 317, 1978.
1351. Savonije G. J. Astron. Astrophys., 62, 317, 1978.
1352. Scalo J. M. Astrophys. J., 206, 474, 1976.
1353. Scalo J. M. Astrophys. J., 215, 194, 1977.
Литература
475
1354. Scalo J. M., Ulrich R. К. Astrophys. J., 183, 151, 1973.
1355. Scargle J. D., Strecker D. W. Astrophys. J., 228, 838, 1979.
1356. Scargle J. D., Erickson E. F., Witteborn F. C., Strecker D. W. Astrophys. J.,
224, 527, 1978.
1357. Searle L. Astrophys. J., 168, 41, 1971.
1358. Scharmer G. B. Astron. Astrophys., 53, 341, 1976.
1359. Schatzman E. Ann. Astrophys., 12, 203, 1949.
1360. SchratZman E. White Dwarfs, North-Holland Publ. Co., Amsterdam, 1958.
1361. Schatzman E. Astron. Astrophys., 56, 211, 1977.
1362. Schild R. E. Astrophys. J., 146, 142, 1966.
1363. Schild R. E. In: Be and Shell Stars, IAU Symp. No. 70, ed. A. Slettebak,
1976, p. 107.
1364. Schild R. E. Astrophys. J. Suppl. Series, 37, 77, 1978.
1365. Schild R. E., Romanishin W. Astrophys. J., 204, 493, 1976.
1366. Schild R. F. Astrophys. J., 161, 855, 1970.
1367. Schlesinger В. M. Astrophys. J., 199, 166, 1975.
1368. Schmalberger D. L. Astrophys. J., 132, 591, 1960.
1369. Schmidt M. Astrophys. J., 129, 243, 1959.
1370. Schmidt-Burgk J., Scholz M. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 179, 563, 1977.
1371. Schmidt-Kahler Th. In: Landolt-Bornstein, Zohlenwerte und Funktionen, ed.
H. H. Voigt, Springer, West Berlin, 1965, p. 312.
1372. Schmidt-Kahler Th. Landolt-Bornstein, VI, Band 1, ed. H. H. Voight, 1965, p. 309.
1373. Schmitz F., Ulmchneider P. Astron. Astrophys., 84, 93, 1980.
1374. Schmitz F., Ulmschneider P. Astron. Astrophys., 84, 191, 1980.
1375. Schneider D. P., Greenstein J. L. Astrophys. J., 233, 935, 1979.
1376. Schneider D. P., Darland J. J., Leung К. C. Astron. J., 84, 236, 1979.
1377. Scholtz M. Astron. Astrophys., Suppl., 7, 469, 1972.
1378. Supernovae, ed. D. M. Schramm, D. Reidel Publ. Co., Dordrecht, Holland, 1977.
1379. Schuerman D. W. Astrophys. Space Sci., 19, 351, 1972.
1380. Schultz G. V., Sherwood W. A., Winnberg A. Astron. Astrophys. Letters,
63, 15, 1978.
1381. Schuster A. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 40, 35, 1879.
1382. Schwartz P. R. Publ. Astron. Soc. Pacific, 89, 693, 1977.
1383. Schwartz P. R. In: Mass Loss and Evolution of О-type Stars, eds. P. S. Conti,
C. W. H. Loore, IAU Symp. No. 83, 1979, p. 147.
1384. Schwartz P. R., Barrett A. H. Astrophys. J. Letters. 159, L123, 1970.
1385. Schwartz P. R., Spencer J. H. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 180, 297, 1977.
1386. Schwarzchild M. Astrophys. J., 94, 245, 1941.
1387. Schwarzchild M. Astrophys. J., 107, 1, 1948.
1388. Schwarzchild M. Astrophys. J., 195, 137, 1975.
1389. Schwarzchild M., Harm R. Astrophys. J., 128, 348, 1958.
1390. Schwarzchild M., Harm R. Astrophys. J., 129, 637, 1959.
1391. Schwarzchild M„ Harm R. Astrophys. J., 150, 961, 1967.
1392. Schweizer E. Lasker B. W. Astrophys. J., 226, 167, 1978.
1393. Seaquist E. R. Astrophys. J. Letters, 203, L35, 1976.
1394. Seaquist E. R. Astrophys. J., 211, 547, 1977.
1395. Seaton M. J. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 132, 113, 1966.
1396. Semeniuk I., Kruszewski A., Schwarzenberg-Czerny A., Chlebowski T., Miko-
lajewski M., Wolczyk J. Acta Astron., 27, 301, 1977.
1397. Serkowski K. Astrophys. J., 160, 1083, 1970.
1398. Северный А. Б., Кувшинов В. M., Никулин Н. С. Изв. Крымск, астрофиз.
обе., 50, 3, 1974.
476
Литература
1399. Seward F D., Burginyon G., Grader R., Hill R., Palmieri T„ Steering P.,
Toor R. Astrophys. J., 205, 238, 1976.
1400. Seward F. D., Forman W. R., Giacconi R., Griffiths R. E., Harnden F. R.,
Jones C., Pye J. P. Astrophys. J. Letters, 234, L55, 1979.
1401. Shakura N. I., Sunyaev R. A. Astron. Astrophys., 24, 337, 1973.
1402. Sharov A S. In: Variable Stars and Steller Evolution, eds. V. E. Sherwood,
L. Plaut, IAU Symp. No. 67, 1975, p. 275.
1403. Shawl S. J. Astrophys. J. Letters, 157, L57, 1969.
1404. Шенаврин В. И., Мороз В. И., Либерман А. А. Астрон. ж., 54, 629, 1977.
1405. Shields G. A., Ferland G. J. Astrophys. J., 225, 950, 1978.
1406. Шкловский И. С. Астрон. ж., 39, 209, 1962.
1407. Шкловский И. С. Астрон. ж., 53, 750, 1976.
1408. Shobbrook R. R. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 184, 43, 1978.
1409. Shobbrook R. R. Mon. Not. Roy. Soc., 185, 825, 1978.
1410. Silverglate P., Zuckermann B., Terzian Y., Wolff M. Astron. J., 84, 345, 1979.
1411. Simon N. R., Stothers R. Astron. Astrophys., 6, 183, 1970.
1412. Simon R. Bull. Cl. Sci. Acad. Roy. Belgique (5), 43, 471, 610, 1957.
1413. Simons S., Williams I. P. Astrophys. Space Sci., 39, 123, 1976.
1414. Simpson E. E. Astrophys. J., 165, 295, 1971.
1415. Slettebak A. In: Be and Shell Stars, IAU Symp. No. 70, ed. A. Slettebak,
1976, p. 123.
1416. Slettebak A. Space Sci. Rev., 23, 541, 1979.
1417. Slettebak A., Reynolds R. C. Astrophys. J. Suppl., 38, 205, 1978
1418. Slettebak A., Snow T. P. Astrophys. J. Letters, 224, L127, 1978.
1419. Smak J. I. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 4, 19, 1966.
1420. Smith A. M. Astrophys. J., 160, 595, 1970.
1421. Smith L. F. In: Wolf-Rayet Stars, eds. K. G. Gebbie, R. N. Thomas,
Nat. Bur. Stand., Special Publ., 307, 1968.
1422. Smith L. F. Mon. Not. Roy. Soc., 138, 109, 1968.
1423. Smith L. F. Wolf-Rayet and High Luminosity Stars, IAU Symp. No. 49,
eds. M. К. C. Bappu, J. Sahade, 1973, p. 33, 237.
1424. Smolinski J. In: Colloquium on Supergiant Stars, ed. M. Hack, Oss. Astron.
Trieste, 1971, p. 68.
1425. Smolinski J., Climenhaya J. L., Kipper T. A. Publ. Astron. Soc. Pacific,
88, 67, 1976.
1426. Smolinski J., Feldman P. A., Higgs L. A. Astron. Astrophys., 60, 277, 1977.
1427. Snijders M. A. J., Larners H. J. G. L. M. Astron. Astrophys., 41, 245, 1975.
1428. Snijders M. A. J., Underhill A. B. Astrophys. J., 200, 634, 1975.
1429. Snow T. P. Astrophys. J., 217, 760, 1977.
1430. Snow T. P., Hayes D. P. Astrophys. J., 226, 897, 1978.
1431. Snow T. P., Marlborough J. M. Astrophys. J, Letters, 203, L87, 1976.
1432. Snow T. P., Morton D. C. Astrophys. J. Suppl., 32, 429, 1976.
1433. Snow T P, Jenkins E. B. Astrophys. J. Suppl., 33, 269, 1977
1434. Snow T. P., Peters G. J., Mathieu R. D. Astrophys. J. Suppl., 39, 359, 1979
1435. Snow T. P., Wegner G. A., Kunasz P. B. Astrophys. J., 238, 643, 1980.
1436. Snyder L. E., Buhl D. Astrophys. J. Letters, 189, L31, 1974.
1437. Snyder L. E., Buhl D. Astrophys. J., 197, 329, 1975.
1438. Snyder L. E., Dickinson D. F., Brown L. W., Buhl D. Astrophys. J., 224, 512, 1978.
1439. Snyder W. A., Davidsen A. F., Henry R. C., Shulman S., Fritz G., Friedman H.
Astrophys. J. Letters, 222, LI3, 1978.
1440. Соболев В. В. Астрон. ж., 24, 1, 1947.
1441. Соболев В. В. Движущиеся оболочки звезд. Изд-во ЛГУ, 1947.
Литература
477
1442. Соболев В. В. Астрон. ж., 39, 632, 1962.
1443. Soderblom D. Publ. Astron. Soc. Pacific, 88, 517, 1976.
1444. Self J. Astron. Astrophys. Suppl., 34, 409, 1978.
1445. Souffrin P. Ann. Astrophys., 29, 55, 1966.
1446. Sparks W. M. Astrophys. J., 156, 569, 1969.
1447. Sparks W. M., Starrfleld S., Truran J. W. In: Novae and Related Stars, ed.
M. Friedjung, D. Reidel Publ. Co., Dordrecht, Holland, 1977, p. 189.
1448. Sparks W. M., Starrfleld S., Truran J. W. Astrophys. J., 220, 1063, 1978.
1449. Spencer J. H„ Johnston K. J., Moran J. M., Reid. M. J., Walker R. C.
Astrophys. J., 230, 449, 1979.
1450. Spinrad H., Vardya M. S. Astrophys. J., 146, 399, 1966.
1451. Spinrad H., Wing R. F. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 7, 249, 1969.
1452. Sreenivasan S. R., Ziebarth К. E. Astrophys. Space Sci., 30, 57, 1974.
1453. Sreenivasan S. R., Wilson W. J. F. Astrophys. Space Sci., 53, 193, 1978.
1454. Sreenivasan S. R., Wilson W. J. F. Astron. Astrophys., 70, 755, 1978.
1455. Stalio R. In: Colloquium on Supergiant Stars, ed. M. Hack, Oss. Astron.
Trieste, 1972, p. 28.
1456. Stark A. A., Blitz L. Astrophys. J Letters, 225, LI 5, 1978.
1457. Starrfleld S„ Truran J. W., Sparks W. M., Kutter G. S. Astrophys. J., 176,
169, 1972.
1458. Starrfleld S„ Truran J. W., Sparks W. M. in CNO-Isotopes in Astrophysics,
ed. J. Audouze, D. Reidel Publ. Co., Dordrecht, Holland, 1977, p. 49.
1459. Stecher T P. Astrophys. J., 159, 543, 1970.
1460. Stein R. F. Solar Phys., 2, 385, 1967.
1461. Stein R. F. Astrophys. J., 154, 297, 1968.
1462. Stein R. F., Leibacher J. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 12, 407, 1974.
1463. Stellingwetf R. F. Astron. J., 83, 1184, 1978.
1464. Stencel R. E. Astrophys. J., 215, 176, 1977.
1465. Stencel R. E. Astrophys. J. Letters, 223, L37, 1978.
1466. Stencel R. E. In: The Hertzprung-Russel Diagram, IAU Symp. No. 80,
eds. A. G. D. Philip, D. S. Hayes, 1978, p. 59.
1467. Stencel R. E. In: Turbulence in Steller Atmospheres, IAU Colloq. No. 51,
ed. D. F. Gray, 1979.
1468. Stencel R. E., Kondo У., Bernat A. P., McCluskey G. E. Astrophys, J., 233,
621, 1979.
1469. Stephens J R., Russel R. W. Astrophys. J., 228, 780, 1979.
1470 Stephenson С. B. Publ. Warner Swasey Obs., 1, No. 4, 1973.
1471. Stephenson С. B. Publ. Warner Swasey Obs., 2, No. 2, 1976.
1472. Stephenson D. J. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 187, 129, 1979.
1473. Stephenson F R. In: Supernovae and Supernovae Remnants, ed. С. B. Cosmovici,
D. Reidel Publ. Co., Dordrecht, Holland, 1974, p. 75.
1474. Stephenson F. R. Quart. J. Roy. Astron. Soc., 17, 97, 1976.
1475. Sterken C. Astron. Astrophys., 47, 453, 1976.
1476. Sterken C. Variabiliteit van Extreme Galaktische B— en A— Superreuzen,
Thesis, Vrije Universiteit, Brussels, 1976.
1477. Sterken C. Astron. Astrophys., 57, 361, 1977.
1478. Sterken C„ Wolf B. Astron. Astrophys., 70, 641, 1978.
1479. Sterken C., Wolf B. Astron. Astrophys. Suppl., 35, 69, 1978.
1480. Stickland D J., Harmer D. L. Astron. Astrophys. Letters, 70, L53, 1978.
1481. Stift M. J. Astron. Astrophys. Suppl., 32, 343, 1978.
1482. Stone R. P. S. Publ. Astron. Soc. Pacific, 89, 155, 1977.
1483. Stothers R. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 151, 65, 1970.
478
Литература
1484. Stothers R. Astrophys. J., 175, 431, 1972.
1485. Stothers R. Astrophys. J., 175, 717, 1972.
1486. Stothers R. Astron. Astrophys., 18, 325, 1972.
1487. Stothers R. Publ. Astron. Soc. Pacific, 85, 363, 1973.
1488. Stothers R. Astrophys. J., 184, 181, 1973.
1489. Stothers R. Astrophys. J., 192, 145, 1974.
1490. Stothers R. Astrophys. J., 209, 800, 1976.
1491. Stothers R., Chin C. Astrophys. J., 152, 225, 1968.
1492. Stothers R., Chin C. Astrophys. J., 179, 555, 1973.
1493. Stothers R., Chin C. Astrophys. J., 198, 407, 1975.
1494. Stothers R., Chin C. Astrophys. J., 204, 472, 1976.
1495. Stothers R., Chin C. Astrophys. J., 211, 189, 1977.
1496. Stothers R., Chin C. Astrophys. J., 226, 231, 1978.
1497. Stothers R., Chin C. Astrophys. J., 233, 267, 1979.
1498. Stothers R„ Leung К. C. Astron. Astrophys., 10, 290, 1971.
1499. Stothers R., Simon N. Astrophys. J., 152, 233, 1967.
1500. Stothers R„ Simon N. Astrophys. J., 157, 673, 1967.
1501. Stothers R., Simon N. Astrophys. J., 160, 1019, 1970.
1502. Стрельницкий В. С. Астрон. ж., 54, 674, 1977.
1503. Struve О. Astrophys. J., 73, 94, 1931.
1504. Struve О., Elvey С. T. Astrophys. J., 79, 409, 1934.
1505. Struve О., Swings P. Astrophys. J., 91, 546, 1940.
1506. Сучков А. А. Щекинов Ю. А. Письма в Астрон. ж., 3, 546, 1977.
1507. Suess Н. Е., Uvey Н. С. Rev. Mod. Phys., 28, 53, 1956.
1508. Sugimoto D., Nomoto K. Space Sci. Rev., 25, 155, 1980.
1509. Surdej J. Astron. Astrophys., 73, 1, 1979.
1510. Sutton E„ Becklin E. E., Neugebauer G. Astrophys. J. Letters, 190, L69, 1974.
1511. Sutton E. C., Storey J. W. V., Betz A. L., Townes С. H., Spears D. L.
Astrophys. J. Letters, 217, L97, 1977.
1512. Sutton E. C., Storey J. W. V., Townes С. H. Astrophys. J. Letters, 224,
L123, 1978.
1513. Sutton E. C„ Betz A. L., Storey J. W., Spears D. L. Astropys. J. Letters,
230, LI 05, 1979.
1514. Sweigart A. V. Astrophys. J., 189, 289, 1974.
1515. Sweigart A. V., Gross P. G. Astrophys. J. Suppl. Series, 36, 405, 1978.
1516. Sweigart A. V., Mengel J. G. Astrophys. J., 229, 624, 1979.
1517. Swings J. P. In: Les Nebuleuses Planetaires, Mem. Soc. Roy. Sci. Liege,
Coll. 8°, 6e Serie 5, 321, 1973.
1518. Swings J. P. In: Be and Shell Stars, IAU Symp. No. 70, ed. A. Slettebak,
1976, p. 219.
1519. Swings P., Struve O. Astrophys. J., 94, 291, 1941.
1520. Swings P., Struve O. Proc. Acad. Washington, 27, 225, 1941.
1521. Swings J. P., Klutz M. Astron. Astrophys., 46, 303, 1976.
1522. Szkody P. Dyck H. M., Capps R. W.. Becklin E. E., Cruikshank D. P.
Astron. J., 84, 1359, 1979.
1523. Takada M. Publ. Astron. Soc. Japan, 29, 439, 1977.
1524. Talbot R. J. Astrophys. J., 163, 17, 1971.
1525. Talbot R. J. Astrophys. J., 165, 121, 1971.
1526. Tammann G. A. In: Supernovae and Supernova Remnants, ed. С. B. Cosmovici,
D. Reidcl Publ. Co., Dordrecht, Holland, 1974, p. 155.
1527. Tammann G. A. In: Supernovae, ed. D. N. Schramm, D. Reidel Publ. Co.,
Dordrecht, Holland, 1977, p. 95.
Литература
479
1528. Tammann G. A. Eight Texas Symposium on Relativistic Astrophysics, Ann. N. Y.
Acad. Sci., 1977.
1529. Tammann G. A. Mem. Soc. Astron. Ital., 49, 315, 1978.
1530. Tammann G. A., Sandage A. Astrophys. J., 151, 285, 1968.
1531. Tanaka Y. Publ. Astron. Soc. Japan, 18, 47, 1966.
1532. Tanaka Y. Prog. Theor. Phys. Kyoto, 36, 844, 1966.
1533. Tananbaum H. Tucker W. H. In: X-Ray Astronomy, ed. R. Giaccoci,
H. Gursky, D. Reidel Publ. Co., Dordrecht, Holland, 1974, p. 207.
1534. Tanzi E. G., Treves A., Salinari G., Tarenghi M. Astron. Astrophys., 78, 226, 1979.
1535. Tarafdar S. P., Krishna Swamy K. S., Vardya M. S. Mon. Not. Roy.
Astron. Soc., 192, 417, 1980.
1536. Taylor K., Miinch G. Astron. Astrophys., 70, 359, 1978.
1537. Terzian T., Balick B., Bignell C. Astrophys. J., 188, 257, 1974.
1538. Thackeray A. D. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 110, 524, 1950.
1539. Thackeray A. D. IAU Circ., No. 2584, 1973.
1540. Thackeray A. D. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 180, 95, 1977.
1541. Thackeray A. D. Mem. Roy. Astron. Soc., 83, I, 1977.
1542. Thackeray A. D., Emerson B. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 142, 429, 1969.
1543. Thackeray A. D., Velasco R. Observatory, 96, 104, 1976.
1544. The P. S., Vleeming G. Astron. Astrophys., 14, 120, 1971.
1545. The P. S„ Tjin A. DJie H. R. E., Kudritzki R. P., Wesselius P. R. Astron.
Astrophys., 91, 360, 1980.
1546. The P. S., Tjin A., Djie H. R. E., Wamsterker W. Astron. Astrophys.,
84, 263, 1980.
1547. Thomas H. C. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 15, 127, 1977.
1548. Thomas J., Hyland A. R., Robinson G. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 174,
711, 1976.
1549. Thomas R. N. Astron. Astrophys., 29, 297, 1973.
1550. Thompson G. I., Handy K., Jamar C., Monfils A., Houziaux L., Carnochan D. J.,
Wilson R. Cataloque of Stellar Ultraviolet Fluxes, The Science Research
Council, London, 1978.
1551. Thompson R. I. Astrophys. J., 212, 754, 1977.
1552. Thompson R. I., Erickson E. F, Witteborn F. C., Strecker D. W. Astrophys.
J. Letters, 210, L31, 1976.
1553. Thornton H. A., Harvey P. M. Astrophys. J. Letters, 229, L133, 1979.
1554. Tiffi W. G., Snell Ch. M. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 151, 365, 1971.
1555. Tinsley В. M. Publ. Astron. Soc. Pasific, 87, 837, 1975.
1556. Tinsley В. M. In: Supernovae, ed. D. N. Schramm, D. Reidel Publ. Co.,
Dordrecht, Holland, 1977, p. 117.
1557. Tjin A., Djie R. R. E., The P. S. Astron. Astrophys., 70, 311, 1978.
1558. Tomkin J., Lambert D. L. Astrophys. J., 193, 631, 1974.
1559. Toombs R. I., Becklin E. E., Frogel J. A., Law S. K., Porter F. C.,
Westphal J. A. Astrophys. J. Letters, 173, L71, 1972.
1560. Toomre J., Zahn J. P.. Latour J., Spiegel E. A. Astrophys. J., 207, 545, 1976.
1561. Torres-Peimbert S., Peimbert M. Bull. Am. Astron. Soc., 8, 535, 1976.
1562. Treffers R., Cohen M. Astrophys. J., 188, 545, 1974.
1563. Trimble V., Sacktnann I. J. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 182, 97, 1978.
1564. Trivedi В. M. P. Astrophys, J., 225, 209, 1978.
1565. Troland T. A., Heiles C.. Johnson D. R., Clark F. O. Astrophys. J., 232, 143, 1979.
1566. Tsuji T. Publ. Astron. Soc. Japan, 23, 275, 1971.
1567. Tsuji T. Publ. Astron. Soc. Japan, 28, 543, 1976.
1568. Tsuji T. Publ. Astron. Soc. Japan, 28, 567, 1976.
480
Литература
1569. Tsuji Т. Publ. Astron. Soc. Japan, 30, 435, 1978.
1570. Tsuji T. Astron. Astrophys. Letters, 68, L23, 1978.
1571. Tsuji T. Preprint, 1979.
1572. Tsuji T. Publ. Astron. Soc. Japan, 31, 43, 1979.
1573. Tuchman Y., Sack N., Barkat Z. Astrophys. J., 234, 217, 1979.
1574. Tuohy I. R., Mason К. O., Clark D. H., Cordova F., Charles P. A., Walter F. M.,
Garmire G. P. Astrophys. J. Letters, 230, L27, 1979.
1575. Тутуков А. В., Юнгельсон Л. P. Научи, информ. Астрон. совета АН СССР,
20, 86, 1971.
1576. Тутуков А. В., Юнгельсон Л. Р. Научн. информ. Астрон. совета АН СССР,
27, 58, 1973
1577. Тутуков А В., Юнгельсон Л. Р., Кляйман А Я. Научн. информ. Астрон.
совета АН СССР, 27, 3, 1973.
1578. Tylenda R. Acta Astron., 28, 333, 1978.
1579. Uesugi A., Fukuda I. Contr. Inst. Astrophys. Kwasan Obs. Kyoto, 189, 1970.
1580. Ulmschneider P. Z. Astrophys., 67, 193, 1967.
1581. Ulmschneider P. Astron. Astrophys., 12, 297, 1971.
1582. Ulmschneider P. Astron. Astrophys., 14, 275, 1971.
1583. Ulmschneider P. Solar Phys., 39, 327, 1974.
1584. Ulmschneider P. Space Sci. Rev., 24, 71, 1979.
1585. Ulmschneider P., Schmitz F., Renzini A., Cacciari C„ Kalkofen W., Kurucz R.
Astron. Astrophys., 61, 515, 1977.
1586. Ulrich R. K, Burger M. L. Astrophys. J., 206, 509, 1976.
1587. Underhill A. B. The Early Type Stars. D. Reidel Publ. Co., Dordrecht,
Holland, 1966.
1588. Underhill A B. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 6, 39, 1968.
1589. Underhill A. B. Mass Loss from Stars, ed. N. Hack, D. Reidel Publ. Co.,
Dordrecht, Holland, 1969, p. 17.
1590. Underhill A. B. In Wolf-Rayet and High Luminosity Stars, IAU Symp. No. 49,
ed. M. К. V. Buppu, J. Sahade, 1973, p. 237.
1591. Underhill A. B. Astronomical Papers Dedicated to Bengt Stromgren, eds.
A. Reiz, T. Andersen., Copenhagen Univ. Obs., 1978, p. 155.
1592. Underhill A. B. Astrophys. J., 234, 528, 1979.
1593. Underhill A. B., Faney R. P. Astrophys. J. Suppl., 25, 463, 1973.
1594. Underhill A. B., Divan L„ Prevot-Burnichon M. L., Doazan B. Mon. Not. Roy.
Astron. Soc., 189, 601, 1979.
1595. Unno W., Kondo M. Publ. Astron. Soc. Japan, 29, 693, 1978.
1596. Unsold A. Physik der Sternatmospharen, 2nd ed., Springer, West Berlin, 1955.
(Имеется перевод: А. Унзольд. Физика звездных атмосфер. — М.: ИЛ, 1949).
1597. Utrobin V. Р Astrophys. Space Sci., 55, 441, 1970
1598. Utsumi К Publ. Astron. Soc. Japan, 22, 93, 1970.
1599. Vaiana G., Rosner R. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 16, 393, 1978.
1600. Vanbeveren D. Astron. Astrophys., 54, 877, 1977.
1601. Vanbeveren D. Astron. Astrophys., 54, 878, 1977.
1602. Vanbeveren D. Astrophys. Space Sci., 57, 41, 1978.
1603. Vanbeveren D., Conti P. S. Astron. Astrophys., 88, 230, 1980.
1604. Vanbeveren D., De Greve J. P. Astron. Astrophys., 77, 295, 1979.
1605. Vanbeveren D. De Loore C. Preprint, 1980.
1606. Vanbeveren D„ Packet W. Astron. Astrophys., 80, 242, 1979
1607. Vanbeveren D. De Greve J. P., Van Dessel E. L., De Loore C. Astron.
Astrophys., 73, 19, 1979.
1608. Van Blerkom D. Astrophys. J., 166, 343, 1971.
Литература
481
1609. Van Blerkom D. Astrophys, J., 221, 186, 1978.
1610. Van Blerkom D. Astrophys. J., 223, 835, 1978.
1611. Van Bueren H. G. Astron. Astrophys., 23, 247, 1973.
1612. Van Citters G. W., Morton D. C. Astrophys. J., 161, 695, 1970.
1613. Van de Hulst H. C. Bull. Astron. Inst. Neth., 11, 135, 1950.
1614. Van de Kamp P. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 13, 295, 1975.
1615. Van de Kamp P. Astron. J., 82, 750, 1977.
1616. Van de Kamp P. Astron. J., 83, 975, 1978.
1617. Van den Bergh S. Highlights of Astronomy, 3, 559, 1974.
1618. Van den Bergh S. Astrophys. Space Sci., 38, 447, 1975.
1619. Van den Bergh S. Sky Telesc., 55, 196, 1978.
1620. Van den Bergh S., Kamper K. W. Astrophys. J., 218, 617, 1977.
1621. Van den Bergh S., Marscher A. P., Terzian Y. Astrophys. J. Suppl., 26, 19, 1973.
1622. Van den Heuvel E. P. J. Bull. Astron. Inst. Neth., 19, 309, 1968
1623. Van den Heuvel E. P. J. Nature Phys. Sci., 242, 71, 1973.
1624. Van den Heuvel E. P. J. Astrophys. J. Letters, 198, L109, 1975.
1625. Van den Heuvel E. P. J. Astrophysics and Gravitation, Proc. 16th Solvay
Conf., Brussels, 1975, p. 119.
1626. Van den Heuvel E. P. J. In: Structure and Evolution of Close Binary
Systems, IAU Symp. 73, eds. P. Eggleton, S. Metton, J. Whelan, 1976, p. 35.
1627. Van den Heuvel E. P. J., Heise J. Nature Phys. Sci., 239, 67, 1972.
1628. Van den Heuvel E. P. J., De Loore C. Astron. Astrophys., 25, 387, 1973.
1629. Van der Hucht K. A., Larners H. G. J. L. M., Faraggiana R., Hack M„
Stalio R. Astron. Astrophys. Suppl., 25, 65, 1976.
1630. Van der Hucht K. A.. Stencel R. E., Haisch В. M., Kondo Y. Astron.
Astrophys. Suppl., 36, 377, 1979.
1631. Van der Hucht K. A., Cassinelli J. P., Wesselius P. R., Wu C.-C. Astron.
Astrophys. Suppl., 38, 279, 1979.
1632. Van der Hucht K. A., Bemat A. P., Kondo Y. Astron. Astrophys., 82, 14, 1980.
1633. Van der Hucht K. A., Conti P. S., Lundstrbm L, Stenholm B. Space Sci.
Rev., preprint. 1980.
1634. Van Duinen R. J., Aalders J. W. G., Wesselius P. R., Wildeman K. J.,
Wu C.-С., Luinge W., Snel D. Astron. Astrophys., 39, 159, 1975.
1635. Van Genderen A. M. Inf. Bull. Variable Stars, 877, 1974.
1636. Van Genderen A. M. Astron. Astrophys. Suppl., 38, 151, 1979.
1637. Van Genderen A. M. Astron. Astrophys., 83, 77, 1980.
1638. Van Genderen A. M. Astron. Astrophys., preprint, 1980.
1639. Van Helden R. Astron. Astrophys., 21, 209, 1972.
1640. Van Parody's J. Nature Phys. Sci., 238, 37, 1972.
1641. Van Paradijs J. Astron. Astrophys. Suppl., 11, 25, 1973.
1642. Van Paradijs J. Astron. Astrophys., 23, 369, 1973.
1643. Van Paradijs J. Astron. Astrophys., 49, 53, 1976.
1644. Van Paradijs J., De Ruiter H Astron. Astrophys., 20, 169, 1972
1645. Van Paradijs J., Zuiderwijk E. J. Astron. Astrophys. Letters, 61, L19, 1977.
1646. Van Paradijs J., Hammerschlag-Hensberge G„ Van den Heuvel E. P. J., To-
kens P. J., Zuiderwijk E. J., De Loore C. Nature, 259, 547, 1976.
1647. Van Paradijs J., Zuiderwijk E. J., Tokens R. J., Hammerschlag G., Van den
Heuvel E. P. J., De Loore C. Astron. Astrophys. Suppl. Series, 30, 195, 1977.
1648. Van Paradijs J. A., Hammerschlag J. A., Hammerschlag-Hensberge C., Zuider-
wijk E. J. Astron. Astrophys. Suppl. Series, 31, 189, 1978.
1649. Van Riper K., Arnett W. D. Astrophys. J. Letters, 225, L129, 1978.
1650. Van Tend W. Solar Phys., 66, 29, 1980.
3 -1092
Литература 483
482 Литература
1651. Vardya М S. Colloquium on Supergiant Stars, ed. M. Hack, Oss. Astron
Trieste, 1972, p. 207.
1652. Vardya M. S. Astrophys Space Sci., 41. LI, 1976.
1653. Vardya M. S. Publ. Astron. Soc. Pacific, 89, 811, 1977.
1654. Vardya M. S., Kandel R. Ann. Astrophys., 30, 111, 1967.
1655. Варшалович Д. А., Херсонский В. К. Астрон. ж., 55, 328, 1978.
1656. Варшавский В. И., Тутуков А. В. Научные информ. Астрон. совета
АН СССР, 32, 32, 1972.
1657. Vaughan А. Н., Skumanich A. In: Spectrum formation with Steady State
Extended Atmospheres, N. B. S. Special Publ. No. 332. eds. H. G. Groth,
P. Wellmann, 1970, p. 295.
1658. Vermue J., De Jager C. Astrophys. Space Sci., 61, 129, 1979.
1659. Vermury S. K„ Stothers R. Astrophys. J., 214, 809, 1977.
1660. Viotti R. Astrophys. Space Sci., 5, 323, 1969.
1661. Viotti R. Publ. Astron. Soc. Pacific, 83, 170, 1971.
1662. Viotti R., Nesci R. Inf. Bull. Variable Stars, 878, 1974.
1663. Vogt H. Astron. Nachr., 226, 301, 1926.
1664. Волошина И. В., Глушнева И. Н., Дорошенко В. Т. Астрон. ж., 54, 541, 1977.
1665. Воронцов-Вельяминов Б. А. Газовые туманности и новые звезды,—М-
Изд-во АН СССР, 1948.
1666. Vrba F. J., Schmidt G. D., Burke E. W. Astrophys. J., 211, 480, 1977.
1667. Wackering L. R. Mem. Roy. Astron. Soc., 73, 153, 1970.
1668. Wade С. M., Hjelming R. M. Astrophys. J. Letters, 163, L105, 1971.
1669. Walborn N. R. Astrophys. J. Letters, 164, L67, 1971.
1670. Walborn N. R. Astrophys. J. Suppl., 23, 257, 1971.
1671. Walborn N. R. Astrophys. J. Letters, 167, L31, 1971.
1672. Walborn N. R. Astrophys. J. Letters, 176, LI 19, 1972.
1673. Walborn N. R. Astrophys. J. Letters, 177, 312, 1972.
1674. Walborn N. R. Astron. J., 77, 312, 1972.
1675. Walborn N. R. Astrophys. J., 179, 517, 1973.
1676. Walborn N. R. Astrophys. J. Letters, 179, L123, 1973.
1677. Walborn N. R. Astrophys. J. Letters, 180, L35, 1973.
1678. Walborn N. R. Astron. J., 78, 1067, 1973.
1679. Walborn N. R. Astrophys. J., 189, 269, 1974.
1680. Walborn N. R. Astrophys. J. Letters, 202, L129, 1975.
1681. Walborn N. R. Astrophys. J., 205, 419, 1976.
1682. Walborn N. R. Astrophys. J. Letters, 204, L17, 1976.
1683. Walborn N. R. Astrophys J., 215, 53, 1977
1684. Walborn N. R. The Hertzprung-Russell Diagram, IAU Symp No. 80, eds.
A. G. D. Philips, D. S. Hayes, 1978, p. 5.
1685. Walborn N. R. Astrophys. J. Letters, 224, L133, 1978.
1686. Walborn N. R., Liller M. H. Astrophys. J., 211, 181, 1977.
1687. Walborn N. R., Blanco В. M., Thackeray A. D. Astrophys. J., 219, 498, 1978
1688. Walker A. R„ Wild P. A. T.. Byrne P. B. Mon. Not. Roy. Astron’ Soc
189, 455, 1979.
1689. Walker M. F. Astrophys. J., 123, 68, 1956.
1690. Walker M. F. Astrophys. J., 127, 319, 1958.
1691. Walker R. C., Johnston K. J., Burke B. F., Spencer J. H. Astrophys. J. Letters
211, L135, 1977.
1692. Walker R. C„ Burke B. F„ Haschick A. D„ Crane P. C„ Moran J. M„
Johnston K. J., Lo K. Y., Yen J. L„ Broten N. W„ Legg T. H., Greisen E. W„
Hanssen S. S. Astrophys. J., 226, 95, 1977.
1693. Walker R. G„ Price S. D. AFCRL Infrared Sky Survey, Air Force Cambridge
Res. Lab. TR-0373, 1975.
1694 Wallerstein G. Ann Rev. Astron. Astrophys., 11, 15, 1973.
1695. Wallerstein G. Astrophys. J., 211, 170, 1977.
1696. Wallerstein G. Observatory, 98, 224, 1978.
1697. Walraven Th., Walraven J. In: The Magellanic Clouds, ed. A. B. Muller,
D. Reidel Publ. Co., Dordrecht, Holland, 1971, p. 117.
1698. Wamsteker W. Astron. Astrophys., 76, 226, 1979.
1699. Wan F. S., Van der Borght R. Australian J Phys.. 19, 467, 1966.
1700. Wannier P. G., Leighton R. В, Knapp G. R., Redman R. O., Phdlips T. G.,
Huggins P. J. Astrophys. J., 230, 149, 1979.
1701. Wares G. W., Ross J. E., Aller L. H. Astrophys. Space Sci., 2, 344, 1968.
1702. Warner B. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 144, 333, 1969.
1703. Warner B. Mon. Not. Roy. Astron. Soc. South Africa, 33, 21, 1974.
1704. Warner B. In: Structure and Evolution of Close Binary Systems, eds. P. Eggle-
ton, S. Mitton, J. Whelan, IAU Symp. No. 73, 1976, p. 85.
1705. Warner J. W., Wing R. F. Astrophys. J., 218, 105, 1977.
1706. Warren P. R. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 161, 427, 1973.
1707. Warren P. R. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 163, 337, 1973.
1708. Warren-Smith R. F., Scarrott S. M., Murdin P., Bingham R. G. Mon. Not.
Roy. Astron. Soc., 187, 761, 1979.
1709. Watanabe T., Kodaira K. Publ. Astron. Soc. Japan, 30, 21, 1978.
1710 Watanabe T., Kodaira K. Publ. Astron. Soc. Japan, 31, 61, 1974.
1711. Watson W. D. In: Physiqie Atomique et Moleculaire et Matiere Interstellaire,
eds. R. Balian, P. Encrenaz, J. Lequeux, North-Holland, Amsterdam, 1974, p. 117.
1712. Weaver H. Highlights of Astronomy, 3, 509, 1974.
1713. Weaver T. A. Astrophys. J. Suppl. Series, 32, 233, 1976.
1714. Weaver T. A., Zimmerman G. B., Woosley S. E. Astrophys. J., 225, 1021, 1978.
1715. Webbink R. F. Ph. D. Dissertation, Cambridge, England, 1975.
1716 Wegner G. A., Snow T. P. Astrophys. J. Letters, 226, L25, 1978.
1717 Weidemann V. Z. Astrophys., 67, 286, 1967.
1718. Weidemann V. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 6, 351, 1968.
1719. Weidemann V. Astron. Astrophys., 61, L27, 1977.
1720. Weiler E. J., Bahng J. D. R. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 174, 563, 1976.
1721. Weiler E. J., Oegerle W. R. Astrophys. J. Suppl., 39, 537, 1979.
1722. Weiler K. W., Wilson A. S. In: Supernovae, ed. D. N. Schramm, D. Reidel
Publ., Co., Dordrecht, Holland, 1977, p. 67.
1723 Wendker H. J., Baars J. M. W., Altenhof W. J. Nature Phys. Sci. 245, 118, 1973.
1724 Wendker H. J, Smith L. F., Israel F. P., Habing H. J., Dickel H. R.
Astron. Astrophys.. 42, 173, 1975.
1725. Wesselink A. J. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 144, 297, 1969.
1726. Weymann R. Astron. J., 65, 503, 1960.
1727. Weymann R. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 1, 97, 1962.
1728 Weymann R. Astrophys. J., 136, 844, 1962.
1729. Wheeler J. C Astrophys. J., 225, 212, 1978.
1730. Wheeler J. C. Mem. Soc. Astron. Ital., 49, 349, 1078.
1731. Whitaker W. E. Astrophys. J., 137, 914, 1963.
1732. White G. J. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 186, 377, 1979.
1733. White G. J., Macdonald G. H. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 188, 745, 1979.
1734. White N. E. Nature, 271, 39, 1978.
1735 White N. E., Davidson P. J. IAU Circ., 3095, 1977.
1736 White N. E., Pravdo S. H. NASA Techn. Mem., No. 80327, 1979.
31'
484
Литература
1737. White N. M., Wing R. F. Astrophys. J., 222, 209, 1978.
1738. Whitney C. A. Harvard Bull., 921, 8, 1952.
1739. Wickramasinghe N. C. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 170, IIP, 1975.
1740. Wildley R. L. Astrophys. J. SuppL, 8, 439, 1964.
1741. Wikerson M. S., Worden S. P. Astron. J., 82, 642, 1977.
1742. Williams I. P. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 136, 341, 1967.
1743. Williams I. P. In: Mass Loss from Stars, ed. Hack M., D. Reidel Publ. Co.,
Dordrecht, Holland, 1969, p. 139.
1744. Williams P. M., Antonopoulou E. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 187, 183,
1979.
1745. Williams P. M., Beattie D. H., Lee T. J., Steward J. M., Antonopoulou E.
Mon Not. Roy. Astron. Soc., 185, 467, 1978.
1746. Williams R. E., Woolf N. J., Hege E. K., Moore R. L., Kopriva D A.
Astrophys. J., 224, 171, 1978.
1747. Willis A. J. The First Year of IUE, Univ. College of London, 1979.
1748. Willis A. J., Stickland D. J. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 190, 27P, 1980.
1749. Willis A. J., Wilson R. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 182, 559, 1978.
1750. Willis A. J., Wilson R. In: Mass Loss and Evolution of О-type Stars, eds.
Conti P. S., de Loore C. W. H., IAU Symp. No. 83, 1979, p. 461.
1751. Willis A. J., Wilson R., Machetto F., Beekmans F., Van der Hucht K. A.,
Stickland D. J. In: The First Year of IUE, Univ. College of London,
1979, p. 394.
1752. Willis A. J. Communic. Tiibingen Symposium on IUE, 1980.
1753. Wilson О. C. Astrophys. J., 130, 499, 1959.
1754, Wilson О. C. Astrophys. J., 138, 832, 1963.
1755. Wilson О. C. Astrophys. J., 160, 225, 1970.
1756. Wilson О. C. Bull. Astron. Soc. Pacific, 82, 865, 1970.
1757. Wilson О. C. Astrophys. J., 205, 823, 1976.
1758. Wilson О. С. Bappu M. К. V. Astrophys. J., 125, 661, 1957.
1759. Wilson et al. Nature, 275, 372, 1978.
1760. Wilson W. J. Astrophys. J. Letters, 166, L13, 1971.
1761. Wilson W. J., Barrett A. H. Science, 161, 778, 1968.
1762. Wilson W. J.. Barrett A. H. Astron. Astrophys., 17, 385, 1972.
1763. Wilson W. J., Schwarz P. R., Neugebauer G., Harvey P. M., Becklin E. G.
Astrophys. J., 177, 523, 1972.
1764. Wing R. F. Highlights of Astronomy, 3, 285, 1974.
1765. Wing R. E, Yorka S. B. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 178, 383, 1977.
1766. Winkler P. F. Astrophys. J., 211, 562, 1977.
1767. Winkler P. F. Astrophys. J., 221, 220, 1978.
1768. Winkler P. E, Laird F. N. Astrophys. J. Letters, 204, LUI, 1976.
1769. Winkler P. E, Hearn D. R., Richardson J. A., Behnken J. M., Astrophys. J.
Letters, 229, L123, 1979.
1770. Winnberg A. Infrared Phys., 17, 557, 1977.
1771. Winnberg A. In: The Interactions of Variable Stars with their Environment,
eds Kippenhahn R. et al., IAU Colloq., 42, 495, 1978.
1772. Wolf B. Astron. Astrophys., 20, 275, 1972.
1773. Wolf B. Astron. Astrophys., 28, 335, 1973.
1774. Wolf B. Astron. Astrophys., 41, 471, 1975.
1775. Wolf B. In: The Interactions of Variable Stars with their Environment,
eds Kippenhahn R. et al., Veroff. Remeis Stemwarte, Bamberg, Vol. XI,
No. 121, 1977, p. 151.
1776. Wolf B., Sterken C. Astron. Astrophys., 53, 355, 1976.
Литература
485
1777. Wolf. В., Campusano L., Sterken C. Astron. Astrophys. 36, 87, 1974.
1778. Wolf C. J. E., Rayet G. Compt. Rend. Acad. Sci Paris, 65, 292, 1867.
1779. Wolf M. Astron. Nachr., 217, 475, 1923.
1780. Wolf N. J., Stein W. A., Strittmatter P. A. Astron. Astrophys., 9, 252, 1970.
1781. Wolff S. C., Beichman C. A. Astrophys. J., 230, 519, 1979.
1782. Wolff S. C., Preston G. W. Astrophys. J. Suppl., 37, 371, 1978.
1783. Woltjer L. Ann. Rev. Astron. Astrophys., 10, 129, 1972.
1784. Wood F. B. In: The Interactions of Variable Stars with their Environment,
Kippenhahn R. et. al., eds., IAU Coll., 42, 639, 1977.
1785. Wood P. R, Mon. Not. Roy. Astron. Soc. 171, 15P, 1975.
1786. Wood P. R. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 174, 531, 1976.
1787. Wood P. R., Cahn J. H. Astrophys. J., 211, 499, 1977.
1788. Woodgate В. E, Stockman H. R. Angel J. R. P., Kirsher R. R. Astrophys. J.
Letters, 188, L79, 1974.
1789. Woodgate b E., Angel J. R. P., Kirsher R. R. Astrophys. J., 200, 715, 19/5.
1790. Woodgate В. E., Lucke R. L„ Socker D. G. Astrophys. J. Letters, 229,
LI 19, 1979.
1791. Woolf N. J., Ney E. P Astrophys. J Letters. 155, L181, 1969.
1792. Woolf N. J., Stein W. A., Strittmatter P. A. Astron. Astrophys., 9, 252, 1970.
1793. Wright A, E„ Barlow M. J. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 170, 41, 1975.
1794. Wright К. O. Vistas in Astronomy, ed. Beer A., 12, 147, 1970.
1795. Wright К. O. In: Stellar Chromospheres, eds. Jordan S. D., Avrett E. EL,
Scient and Techn. Inf. Office, NASA, 1972, p. 159.
1796. Wright К. O. In: Extended -Atmospheres and Circumstellar Matter in Spect-
roscopic Binary Systems, ed. Batten A. N., IAU Symp., 51, 117, 1973.
1797. Wright K. O. J. Roy. Astron. Soc. Canada, 71, 152, 1977.
1798. Wu С C., Kester D. Astron. Astrophys., 58, 331, 1977.
1799. Wyckoff S„ Clegg R. E. S. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 184, 127, 1978.
1800. Wyckoff S., Wehinger P. A. Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 175, 587, 1976.
1801. Wyckoff S„ Wehinger P. A. Astrophys. Space Sci., 48, 421, 1977.
1802. Yahel R. Z. Astrophys. Space Sci., 51, 135, 1977.
1803. Yamashita Y. Publ. Dom. Astrophys. Obs., 12, 293, 1975.
1804. Yamashita Y. Colloquium on Late Type Stars, ed. Hack M., Trieste, 1966, p. 98.
1805. Yamashita Y. Publ. Dom. Astrophys. Obs., 13, 67, 1967.
1806. Yamashita Y. Ann. Tokyo Astron. Obs., 13, 169, 1972
1807. Yamashita Y. Publ. Astron. Soc. Japan, 27, 459, 1975.
1808. Yamashita Y„ Maehara H. Publ. Astron Soc. Japan, 29, 319, 1977.
1809. Yamashita Y„ Maehara H. Publ. Astron. Soc. Japan, 30, 409, 1978
1810. Yamashita Y., Nishimura S., Shimizu M., Noguchi T., Watanabe E., Okida K.
Publ. Astron. Soc. Japan, 29, 731, 1977.
1811. York D. G„ Vidal-Madjar A., Laurent C., Bonnet R. Astrophys. J. Letters,
213, L61, 1977.
1812. Yorka S. B., Wing R. F. Astron. J., 84, 1010, 1979.
1813. Young P. J., Corw'n H. G., Bryan J., De Vaucouleurs G„ Astrophys. J., 209,
882, 1976.
1814. Юнгельсон Л. P. Научи, информ. Астрон совета АН СССР, 27, 93, 1973.
1815. Zaikowski А., Knacke R. F., Astrophys. Space Sci., 37, 3, 1975.
1816. Zamecki J. C., Culhane J. L., Fabian A. C., Rapley C. G., Boyd R. L. F„
Parkinson J. EL, Silk R. In: Highlights of Astronomy, ed. Contopoulos G.,
3, 565, 1974.
1817. Zamecki J. C., Stark J P., Charles P. A., Culhane J. L. Mon. Not. Roy.
Astron. Soc., 173, 103, 1975.
486
Литература
1818. Zellner В. Н., Serkowski К. Publ. Astron. Soc. Pacific. 84, 619, 1972.
1819. Ziebarth K. Astroph. J., 162, 947, 1970.
1820. Ziolkowski J. Acta Astron., 22, 327.
1821. Ziolkowski J. Astrophys. J., 204, 512, 1976.
1822. Zirin H. Astrophys. J., 208, 414, 1976.
1823. Zuckerman B. Astrophys. J., 230, 442, 1979.
1824. Zuckerman B., Palmer P., Morris M., Turner В. E., Gilra D. P., Bowers P. E,
Gilmore W. Astrophys. J. Letters, 211, L97, 1977.
СИМВОЛЫ И ОБОЗНАЧЕНИЯ
а — большая полуось орбиты двойной звезды
А — эйнштейновский коэффициент вероятности спонтанного излу-
чения
В — эйнштейновский коэффициент вероятности поглощения или сти-
мулированного излучения
В — интенсивность излучения абсолютно черного тела
с — скорость света
сг, ср — удельные теплоемкости при постоянном объеме и при посто-
янном давлении
с — звездная величина в полосе с Стрёмгрена
d — расстояние объекта от наблюдателя
Е — интегральная (по спектру и по времени) энергия излучения при
взрыве звезды (новой, сверхновой)
f — проинтегрированный по спектру поток излучения звезды на
расстоянии Земли от источника
А, А ~ спектральная (монохроматическая) плотность потока вблизи
частоты v или длины волны X на расстоянии Земли от источ-
ника
f— сила осциллятора
nF — поток излучения на поверхности звезды (= L/AnR2)
— спектральная (монохроматическая) плотность потока вблизи
частоты v или длины волны X на поверхности звезды
Fm — поток механической энергии
Fac — поток акустической энергии
F(k)dk — спектр турбулентности вблизи волнового числа к
q, qvav — ускорение силы тяжести
rad q — ускорение, обусловленное давлением излучения
qt — ускорение, обусловленное градиентом турбулентного давления
qcff — эффективное ускорение в атмосфере звезды
qbqu — статистические веса нижнего и верхнего уровней
q — фактор Гаунта
G — постоянная тяготения
Нл, Нр — шкала высот в атмосфере по плотности (высота однородной
атмосферы) и по давлению
Н — эддингтоновский первый момент интенсивности излучения
I — интенсивность излучения
J — средняя интенсивность в атмосфере
488
Символы и обозначения
J — орбитальный момент количества движения двойной системы
к — постоянная Больцмана
k,kE,kR — непрозрачность (коэффициент экстинкции); непрозрачность, ус-
редненная по монохроматическим потокам; росселандова сред-
няя непрозрачность
к — волновое число (= 2л//)
К — эддингтоновский второй момент интенсивности излучения
К — коэффициент теплопроводности
/ — светимость звезды в единицах светимости Солнца
/ — длина волны поля скоростей (при его анализе Фурье)
I — нижний (индекс)
L, Lq — светимость звезды, Солнца; LQ = 3,83 • 1033 эрг/с
т — масса звезды в единицах массы Солнца
М — абсолютная звездная величина; с индексами: b — болометри-
ческая, V — в полосе V, В — в полосе В, v — визуальная, pg —
фотографическая
9Л,9ЛО — масса звезды, Солнца, 9ЛО = 1,99-1033 г
п — концентрация
п — показатель степени в соотношении масса — светимость
Nu, — число частиц на верхнем и нижнем энергетических уровнях
Р — давление; с индексами: д — газовое, е — электронное, t — турбу-
лентное, tot — полное
Qa — приток тепла, обусловленный диссипацией механической энергии
QR — потери энергии на излучение
г — расстояние от центра звезды
rs — расстояние звуковой точки (точки, в которой скорость потока
равна скорости звука)
К, Rg — радиус звезды, Солнца; Ro = 6,96 • 105 км
9? — универсальная газовая постоянная
s — скорость звука
S — функция источников
Sv, S-, — монохроматическая функция источников на частоте v, на длине
волны X
Т— температура; см. определения различных температур в разд. 1.8
Те — эффективная температура
и — верхний (индекс)
U — внутренняя энергия звезды
v — скорость; с индексами: t — турбулентная, ц — микротурбулент-
ная, М — макротурбулентная
vz, £ — вертикальный компонент скорости
vlh — тепловая скорость
vm — средняя скорость максвелловского распределения
vesc — скорость ускользания
Го, — асимптотическая скорость звездного ветра
W— интегральная кинетическая энергия взрыва звезды (новой, сверх-
новой)
X — относительное содержание водорода (по массе)
Символы и обозначения
489
у — звездная величина в полосе у Стрёмгрена
У— относительное содержание гелия (по массе)
z — координата высоты в звезде (направление наружу положительное)
Z — относительное содержание «тяжелых» элементов (по массе)
Z — средний заряд иона
а — спектральный индекс радиоизлучения
₽- Р9/Р.о<
У Cp/Cv
Г = 3r/0graV; с индексами: s — c учетом только томсоновского рас-
сеяния на электронах, F — с использованием непрозрачности,
усредненной по монохроматическим потокам, С — с использо-
ванием непрозрачности, усредненной по монохроматическим
потокам, но без учета спектральных линий
£ —компонент скорости по оси г; с индексами: ц — микротурбу-
лентный компонент, М — макротурбулентный компонент, Г —
полный турбулентный компонент
0 — угловой диаметр звезды
6 — оптическая шкала высот в атмосфере
6 - 5040/Т
к, x2, xv — коэффициент поглощения на длине волны к, на частоте v
1 — длина волны
р — молекулярная масса
р. = cos 0
V — частота
р — плотность вещества
о, ое — коэффициент рассеяния; коэффициент рассеяния на свободных
электронах
т — оптическая толщина (глубина); с индексами: 1, v —монохрома-
тическая на длине волны X, на частоте v; 0,5 — на 0,5 мкм,
R — росселандова средняя оптическая толщина (глубина)
Ф (v) dv — профиль коэффициента поглощения
ш — угловая скорость вращения, рад/с
Q — потенциальная энергия звезды
V = J(lgT)/J(lgP)
Обозначения, связанные с относительными содержаниями
Если Е, Е}, Е2 — символы химических элементов, а * и О обозна-
чают соответствующие величины для звезды и Солнца, то:
(£) = Ае = N (E)/N (Н) - содержание по отношению к водороду (по числу
частиц)
(£i/E2) = MEJ/MEJ
[£]= 1g [(£*)/(£©)]
[£t/£2] = 1g {[(£?)/(£?)]/[(£!)/(£₽)]} = [£х] - [£2]
ОГЛАВЛЕНИЕ
От редакторов перевода................................................. 5
Предисловие к русскому изданию......................................... 7
Предисловие............................................................ 9
Глава 1
Верхние границы диаграммы Герцшпрунга — Рессела
1.1. Введение.................................................. Ц
1.2. Звезды наибольшей светимости............................. 12
1.3. Ускорение силы тяжести против давления излучения......... 15
1.4. Учет соотношения масса — светимость...................... 17
1.5. Эффективное ускорение силы тяжести, влияние давления излучения 18
1.6. Влияние вращения и турбулентных движений................. 20
1.7. «Границы» диаграммы Герцшпрунга — Рессела................ 25
1.8. Терминология, используемая при описании протяженных атмосфер 27
Глава 2
Основные наблюдаемые характеристики звезд наибольшей светимости
2.1. Классификация по спектрам и светимостям.................. 29
2.2. Критерии абсолютной звездной величины И светимости....... 33
2.3. Шкала эффективных температур и болометрическая поправка .... 36
2.4. Массы массивных звезд.................................... 44
2.5. Радиусы звезд высокой светимости......................... 51
2.6. Эффективное ускорение силы тяжести у экстремальных объектов ... 54
2.7, Распределение яркости по поверхности сверхгигантов....... 56
2.8. Магнитные поля звезд высокой светимости.................. 57
2.9. Турбулентные скорости.................................... 58
2.10. Скорости вращения ярких звезд........................... 62
2.11. Поляризация излучения звезд с протяженными атмосферами .... 66
Глава 3
Спектральные и другие характеристики основных групп звезд высокой светимости;
типичные объекты
3.1. Звезды класса О и звезды высокой светимости класса В............. 71
3.2. Звезды классов Of и Oef.......................................... 76
3.3. Звезда самой высокой светимости в Галактике...................... 85
3.4. Звезды Вольфа — Райе............................................. 87
3.5. Звезды типа Р Cyg и профили типа Р Cyg........................... 98
3.6. Звезды Ое, Ве и звезды с оболочками..............................104
Оглавление
491
3.7. Звезды CNO (или OBCN)............................................116
3.8. Сверхсверхгиганты (гипергиганты).................................117
3.9. Звезды наибольшей светимости за пределами Галактики..............122
3.10. Сверхгиганты спектральных классов G и К; звезды типа £ Aur .... 124
3 11. Самые холодные звезды высокой светимости........................129
3.12. Ядра планетарных туманностей....................................147
Глава 4
Эволюция массивных звезд
4.1. Начальные стадии эволюции массивных звезд....................... 152
4.2. Главная последовательность, времена жизни звезд, их устойчивость 159
4.3. Эволюция массивных звезд после главной последовательности . . . 166
4 4. Конвекция и полуконвекция.....................................173
4.5. Влияние потери вещества на эволюцию массивных звезд..............178
4.6. Содержания химических элементов и термоядерные реакции; влияние
тепловых вспышек......................................................184
4 7. Звезды типа Миры Кита.........................................190
4.8. Горение углерода и более поздние стадии эволюции.................192
4.9. Сверхновые.......................................................195
4.10. Эволюция массивных тесных двойных систем . -....................199
4.11. Происхождение звезд Вольфа —Райе................................207
4 12. Образование рентгеновских двойных систем; аккреция вещества на
компактный спутник...................................................210
4.13. Вращение и эволюция звезд.......................................216
Глава 5
Строение сильно разреженных звездных атмосфер
5.1. Модели атмосфер. Лучистое и конвективное равновесие..............218
5.2. Предположение о плоскопараллельности атмосферы...................219
5.3. Модели очень разреженных атмосфер: плоскопараллельное приближе-
ние ..................................................................220
5.4. Модели протяженных сферических звездных атмосфер. Статический
случай................................................................224
5.5. Расширяющиеся сферические атмосферы звезд. Введение.............232
5.6. Давление излучения на внешние слои звезды........................235
5.7. Атмосферы, расширяющиеся под действием давления излучения;
дозвуковая область ................................................. 238
5.8. Звездный ветер, обусловленный давлением излучения в линиях .... 240
5.9. Модели оболочек звезд ранних спектральных классов со звездным
ветром, обусловленным давлением излучения в линиях...................242
5.10. Конвекция в атмосферах сверхгигантов............................245
Глава 6
Хромосферы, короны, газ и пыль вокруг звезд высокой светимости
6.0. Общие замечания..................................................249
6.1. Что такое хромосфера?............................................249
492
Оглавление
6.2. Условия появления эмиссионных линий; индикаторы хромосферы . . . 250
6.3. Наблюдения некоторых индикаторов хромосферы.......................254
6.4. Свойства хромосфер и «теплых» оболочек звезд различных типов,
определенные по спектральным данным..................................263
6.5. Возрастание функции источников или температуры с удалением от
фотосферы звезды.................................................... 269
6.6. Хромосферный и корональный нагрев на Солнце...........270
6.7 Различные типы волн в фотосфере звезды............................272
6.8. Генерация потока механической энергии в звездных фотосферах . . . 275
6.9. Сравнение теоретических и «наблюдаемых» потоков механической
энергии в звездах....................................................279
6.10. Расчет параметров звездных корон.................................283
6.11. Наблюдения корон звезды высокой светимости.......................289
6.12. Околозвездный газ: околозвездные спектральные линии............ 293
6.13. Околозвездный газ: тепловое радиоизлучение и инфракрасное излу-
чение звезд высокой светимости.......................................296
6.14. Околозвездный газ: мазерные эффекты..............................301
6.15. Околозвездная пыль...............................................313
6.16. Околозвездные газ и пыль: красный сверхгигант VY СМа............ 320
6.17. Околозвездные газ и пыль: объект Т) Саг..........................324
Глава 7
Потеря массы звездами высокой светимости
7.1. Введение..........................................................332
7.2. «Индикаторы» и общие свойства истечения вещества..................332
7.3. Ожидаемый профиль спектральных линий в расширяющихся атмосфе-
рах; несколько хорошо исследованных объектов.........................339
7.4. Сводка определенных из наблюдений темпов потери массы.............348
7.5. Теория истечения вещества из звезд, основанная на теории флук-
туаций ..............................................................360
7.6. Механизмы потери массы сверхгигантами.............................362
7.7. Расширяющиеся пылевые оболочки.............................365
Глава 8
Переменность атмосфер сверхгигантов
8.1. Введение; история.................................................367
8.2. Колебания блеска..................................................368
8.3. Переменность цвета................................................372
8.4. Изменения в спектре...............................................374
8.5. Переменность звездного ветра..................................380
8.6. Атмосферные пульсации в сверхгигантах.............................384
8.7. Причины медленной переменности....................................385
Глава 9
Эруптивные звезды: новые и сверхновые
9.1. Введение..........................................................386
9.2. Типы, кривые блеска и абсолютные величины.........................386
Оглавление
493
9.3. Новые до вспышки и бывшие новые Новые в двойных системах.
Являются ли классические новые повторными?............................389
9.4. Основные параметры новых, полученные из наблюдений...............392
9.5. Спектральные линии, описание и анализ; содержания химических
элементов; «корональные» линии; рентгеновское излучение и рентге-
новские новые........................................................ 396
9.6. Непрерывные спектры; пылевые оболочки............................403
9.7. Быстрые колебания блеска новых...................................406
9.8. Морфология оболочек новых и окружающих гуманностей...............408
9.9. Теория и модели эволюции фотосфер новых..........................409
9.10. Возникновение неустойчивости, приводящей к вспышке новой . . . 410
9.11. Сверхновые: типы, кривые блеска и энергии.......................414
9.12. Непрерывные спектры сверхновых..................................419
9.13. Линии в спектрах сверхновых типа I..............................422
9.14. Модели структуры и динамики сверхновых типа I...................425
9.15. Сверхновые типа II: спектральные линии, кривые блеска, сценарий
вспышек...............................................................429
9.16. Излучение фотонов высоких энергий и корпускулярных частиц . . . 433
9.17. Остатки сверхновых..............................................434
9.18. Остатки сверхновых в Большом Магеллановом Облаке................437
9.19. Взаимодействие выброса сверхновой с межзвездной средой .... 438
Литература.......................................................442
Символы и обозначения............................................487
Корнелис де Ягер
ЗВЕЗДЫ НАИБОЛЬШЕЙ СВЕТИМОСТИ
Ст. научный редактор М. Я. Рутковская
Художник В. П. Груздев
Художественный редактор М. Н. Кузьмина
Технические редакторы Н. И. Борисова,
М. А. Страшнова
Корректор А. Я. Шехтер
ИБ № 3429
Сдано в набор 22.07.82. Подписано к печати
02.09.83. Формат 60 х 901/16. Бумага офсет-
ная № 1. Гарнитура тайме. Печать офсетная.
Объем 15,50 бум. л. Усл. печ. л. 31,00.
Уч.-изд. л. 35,19. Усл. кр.-отт. 31,00. Изд.
№ 27/2014. Тираж 2700 экз. Зак. 1092.
Цена 5 р. 60 к.
Издательство «Мир»
129820, Москва, И-110, ГСП, 1-й Рижский
пер., 2
Можайский полиграфкомбинат Союзполиграфпрома
при Государственном комитете СССР по делам издательств,
полиграфии и книжной торговли.
г. Можайск, ул. Мира, 93.
ИЗДАТЕЛЬСТВО «МИР»
ПРЕДЛАГАЕТ ВАШЕМУ ВНИМАНИЮ
В 1984 ГОДУ
лонгейр м. Астрофизика высоких энергий: Пер. с англ,-
26 л., илл. 4 р. 20 к. 4000 экз.
Видный английский астрофизик на основе курса лекций, прочитан-
ных в Кембриджском университете, подробно рассмотрел процессы
во Вселенной, происходящие с участием частиц и фотонов высоких
и сверхвысоких энергий. Тем самым читатель «из первых рук»
знакомится с основами нового раздела науки, получившей мощный
импульс с началом космической эры и развитием исследований за
пределами земной атмосферы.
Содержание
Образование космических лучей как пример астрофизики высоких
энергий
Взаимодействие частиц высокой энергии с веществом и потери на
ионизацию и излучение
Фотоны высоких энергий и образование пар частиц
Ядерные взаимодействия
Детекторы частиц и фотонов высокой энергии
Космические телескопы для частиц и фотонов
Космические лучи на границе атмосферы и широкие атмосферные
ливни
Взаимодействие с магнитным полем Земли и солнечным ветром
Общий обзор оптического и радиоизлучения
Эволюция звезд и Галактики
Межзвездный газ, магнитные поля и ускорение космических
частиц
Электронная и ядерная компоненты космического излучения
Активные ядра галактик как источники космических лучей
Проблемы ускорения
Заключительные замечания
Книга может служить хорошим учебным пособием для студентов
старших курсов.
ИЗДАТЕЛЬСТВО «МИР»
ПРЕДЛАГАЕТ ВАШЕМУ ВНИМАНИЮ
В 1984 ГОДУ
Центр Галактики. Пер. с англ./Под ред. ДЖ. РИГЛЕРА,
Р. Б ЛЕНД ФОРД А,- 15 л., илл. 2 р. 55 к. 5000 экз.
Центры галактик — основных структурных элементов Вселенной —
во многом еще загадочные объекты, испускающие огромное коли-
чество энергии в виде электромагнитного излучения и частиц высоких
энергий, в результате процессов, еще не до конца понятых наукой.
Вот почему коллективная монография о центре нашей Галактики —
близком к нам и потому более доступном для исследований — пред-
ставляет большой интерес и для астрономии и для физики. Основ-
ное внимание уделено результатам наблюдений во всем диапазоне
электромагнитных волн, в том числе с орбитальных обсерваторий.
Содержание
Оптические наблюдения центра Галактики
Исследования в ИК-лучах
Результаты наблюдений теплового и нетеплового радиоизлучения
Гамма-всплески и активность ядра Галактики
Рентгеновская астрономия галактического центра
Центр Галактики как источник космических лучей
Центр Галактики — гигантская черная дыра?