_0126

Похожие

Происхождение и эволюция галактик и звезд

Звезды и звездные системы

Вглубь Вселенной. Звезды, галактики и мироздание

Сверхновые звезды

Текст

(ИЛ). | 7. Проблемы генезиса и эволюции источников энер-
гии (154). 5 8. Заключение (158).

Гл в па V. Звездные скопления (Л. 7/. А5мояоа) . • , . 1<Ю

| 1. Основные свойства звездных скоплений (160). § 2. Ос-
bihiiv.ip свойства звездных ассоциаций (170). § 3. Выбрасы-
вание звезд из коллапсирующих нротозвездных систем. Ас-
едщшшии — возникающие звездные скопления (178). 5 4. Воа-
никиовеыпе и эволюция звездных скоплений (182)

Гл а пл VL Осиомы теории звездообразования. Пропс-
хождение звезд первого поколения (С. Ь'. /7шг<.<ьн*/\

С. А. /июли*) ... ..........................1$0

§ 1. Проблема образования звезд (190). § 2. Теоретические
основы проблемы а видообразования (194). § 3. Образование
аве эд в сферических подсистсмах и эллиптических галакти-
ках (212). § 4. Прото аве адная стадия эволюции звезд (23!).

Глава VII Кру пномасштабна я динамика межзвездной сре-

ды и образование звезд плоской подсистемы (С. £?. Пикелъ-

нер. С, А. Конлан, И. Е. Засаа)................. , 235

§ 1. Спиральная структура диска галактик (236). 5 2. Спя-
рад'ышя ударная волна (248). 5 3. Образование облаков ней-
трального водорода (255) § 4. Образованно газово-пылевых
комплексов в формирование звезд (262). § 5. Особенности
звездообразования в галактиках различных тинои (273).

('лова 5 111. Эволюция звезд и нуклеосинтез (С. Л- ЛГи/ыак) 280

§ 1. Эволюция звезд гл явной последовательности (Ж).

f 2. Эволюция звезд после ухода с главной последовательно-
сти (291). J 3. Потеря массы звездами и эволюции тесных
двойных систем (3UI). § 4. Взрывная фаза эволюции и про-
блема нуклеосинтеза в галактиках (313).

Глава IX. Конечные стадии эволюции звезд (некласспче-
скне звезды (Г. Л. Каплан, В. Ф, Шанрцман) . . . 319

§ I. Уравнение состояния вырожденного гава и плотности

«некласснческих звезд» (321). § 2. Звезды — вырожденные
карлики (327). $ 3. Нейтронные звезды и пульсары (339).

§ 4, «Черные дыры» (теоретические представления) (354).

5 5. Ореолы вокруг «черных дыр* (362).

Глава X. Развитие эволюционных представлений в йвезд-

пой эстрономян (10. Н. Ефремов] ....... 371

| U Очерк истории теории звездной эволюции (371).

§ 2. Природа звездных ассоциаций и проблема звездообразо-

вания (3SI). S 3. Диа напрпвлеаня в космогония (39о).

Литература................................................395
ПРЕДИСЛОВИЕ

Подавляющая доля наблюдаемого во Вселенной веще-
ства сосредоточена в звездах и в свою очередь абсолют-
ное большинство аве ад сосредоточено в гигантских систе-
мах— галактиках. Уже поэтому проблема возникаовеиик
звезд я галактик и теория их эволюции занимают ключе-
вые позиции во всей современной астрономии. Самая ха-
рактерная особенность астрофизики, отличающая ее от
миумяой» физики —* это ее эволюцнсшность: астрономия
изучает не только физические свойства космических объ-
ектов. но и их развитие, изменение их характеристик ио
времени.

11 последние годы наше понимание процессов образо-
вания звезд и галактик существенно продвинулось вперед.
От отдельных гипотез астрономы перешли к построению
гтрейной теоретической картины; складывается единая
концепция, основанная на многочисленных наблюдатель-
ных данных и достижениях современной физической тео-
рии. В этой книге рассматриваются современные пред-
ставления о происхождения звезд п галактик и фактиче-
ские данные о мире звезд н галактик, ил которых они ис-
ходят. Общая картина далеко еще не за верш она даже в
отдельных областях; присутствуют н ней н серьезный
пробелы.

|1 некоторых случаях. например, в изучении эволюция
ннад на стадии термоядерного синтеза можно уже гово-
рить о довольно падежной теории, в других же случаях,
особенно в проблеме происхождения галактик, еще сосу-
ществуют сильно различающиеся подходы. Однако уже
ггйчис можно поставить задачу связного изложения со-
временного состояния проблемы не только эволюции звезд
и Галактик, но и их образования.
Такая задала была бы явно непосильна для одного
человека и поэтому Соломон Борисович Пнкельиер, кото-
рый лучше, чем кто-либо другой из советских астриномов
понимал ее сложность и вместе с тем актуальность, счи-
тал необходимым создание колл о irr и в ион монографии,
в которой каждая глава была бы ннписниа авторами, хо-
рошо знакомыми с современным состоянием проблемы в
данной области. Данная книга я является реализацией
этого плана С. Б. Лнкельнера, который и привлек к ее на-
писанию авторов отдельных глав. Она является моногра-
фией, выдержанной на серьезном научном уровне, хотя
авторы стремились сделать свои главы доступными до-
статочно Hi прокому кругу читателей.

Конечно, книга не исчерпывает все аспекты пробле-
мы. Здесь в ос ионном обсуждается теория об ри зевания
галактик (а точнее, образованно крупномасштабных не
однородностш! вещества, которые затем проэволюцпопи
р вали в галактики) из первичного космологического суб-
страта в начальную эпоху расширения Вгелекпой и теория
образования звезд из межзвездной среды. Хотя подавля-
ющее больш инство астрономов разделяет та кий подход и
он представляется хорошо обоснованным, существует п
другая точка зрения (см.. например, коллективную моно-
графию «Проблемы современной космогонии^, М., ♦ Нау-
ка», 1972).

Теория эволюции звезд, как уже говорилось, довольно
хорошо разработана и подтверждается многочисленными
наблюдательными данными; она неоднократно излага-
лась н различных монографиях. Давняя убежденность в
происхождении звезд из межзвездной среды, основанная
сначала на косвенных наблюдательных данных и теории
гравитационной неустойчивости, в последние годы сменя-
ется цельной теорией покоящейся па новых данных о
характеристиках межзвездной среды и газово-пылевых
комплексов, добытых радио, инфракрасной и ультрафио-
летовой астрономией. Ваша монография представляет
едва ли не первую в мировой литературе попытку систе-
матизированного изложения этой теории.

Теория происхождения галактик, по существу, только
зарождается и даже в рамках исходной предпосылки об
образовании их из газовых облаков. выделившихся гл
ранних стадиях расширения Вселенной, возможны суше
гтвонно отличающиеся подходы (адиабатический, ипхро-
пой и энтропийный. Первые два см. гл. II и III книги).
Происхождение галактик вряд ли может быть до конца
понято без решения космологической проблемы в целом,
по С. Б. Пшомьнер считал полезным представить совре-
Мсшше состояние проблемы.

Теории образования п эволюции звезд и галактик на-
ходится в непрерывном развитии, и современное их со*
<л пл пне. описываемое в главах книги, нельзя рассматри-
вать как окончательные истины. Отличия в подхода от-
дс н.ных авторов к одним п том же вопросам представля-
ют гн поэтому вполне естественными. Хотя общие контуры
гоорип пырпговыннются уже сейчас, решение некоторых
проблем придет, пореятио. но очень скоро.

Соломон Борисович Ппкельнср взял па себя нелегкую
обл шпиость быть научным редактором этой книги. Он
много работал с каждым автором и почти все главы про*
шли его, как всегда, очень доброжелательную, но беском-
промиссную и конкретную критику. Уже почти все гла-
вы 6е4лн окончательно отредактированы и главной зада*
ней оставалось состыковать их друг с другом, когда
бгзпременпаи внезапная кончила прервала работу
< Г». Пикельперя. Эта книга была одной из главных cm
н|Гют в последние недели жизни и с некоторыми автора-
ми оп беседовал о ней за день до смерен.

Никто уже не сможет восполнить то, что С. В. Пп-
|||‘.1||Нер ио успел сделать, п читатель, возможно, заметит
отдельные шероховатости, которых не было бы. если бы
редактор довел до конца свою работу. Оставшаяся редак-
ционная работа была проведена С. А. Капланом, 10. Н. Еф-
ремовым н А. В. Засопим. Ирл этом было сохранено все
то. что было написано С. Б. Пикельнсром и приняты во
внимание замечания, сделанные пм ла рукописях глав,

Ike авторы этой монографии были тесно связаны с
Соломоном Борисовичем Пикельвером — одни по много-
летней совместном работе, другие были его учениками
iui« пользовались его консультациями и советами. Мы
пидесмся, что эта монография воздаст должное его за*
глун1М. как одному из создателей современной теории
пре нехпждеиля и эволюции звезд н галактик.
Соломон Борисович Пп кельнер родился 7 февраля
1921 г й Баку я семье бухгалтера и рано потерял отца. В
1938 г. он поступил на астрономическое отделение Мос-
ковского государственного университета» который окончил
с отличием в 1912 г. В том же году С. Б. Ля кельнер но*
ступил в аспирантуру МГУ. затем недолго работал в
Лстросонете ЛИ СССР, а с 1946 г.— в Крымской астрофи-
аической обсерватории в тесном контакте, с замечатель-
ным астрофизиком Г. Л. Шайном. С 1959 г. до своей
кончины 19 ноября 1975 г. С. Б. Пн кельнер был профес-
сором кафедры астрофизики Московского университета.

Вся жизнь С. Б. П«кельнера была посвящена астро-
номии и наполнена интенсивным трудом — научной я на-
учно-ррганизацнопной работой, громадной педагогической
деятельностью. Необычайная доброта и деликатность»
справедливость и сам1ютк(?ржеппая готовность помочь лю-
бому, врожденная скромность» огромная эрудиция и ши-
рота интересов, редкостная физическая интуиция и бес*
компромиссность в отстаивании научной истины навсегда
запомнятся веем, кто имел счастье встречаться с ним.

Д еятельность С. Б. П«кельнера хорошо известна астро-
номам всего мира, но авторы считают своим долгом на-
помнить о тип части его многогранной работы, которая
имеет вое гос родстве и мое отношение к теме дппппй моно-
графия. Он интересовался всеми проблемами астрофизики,
но наибольшее внимание он уделял двум ее отделам:
физике Солнца и межзвездной среды. Это во случайно.
Глубокая физическая интуиция помогала С. Б. Пи кель-
неру отделить существенные стороны явления от менее
важных п ему удавалось понять природу явления п тог-
да, когда наблюдательных данных было недостаточно пли
если их «слишком» много и было трудно отделить глав-
ное от второстепенного. Заинтересовавшись какой либо
проблемой, он возвращался к ней много раз, все глубже
проникая в суть явления. Обилие наблюдательных дан-
ных и в физике Солнца и в физике межзвездной среды,
возможность применить в обоих случаях выводы косми-
ческой электродинамики. для развития которой так много
сделал С. Б. Пнке.н.нср» обусловили важные результаты»
полученные пм н этих областях.

Именно потому, что С. В. Ликельпер всегда стремился
работать там» где достаточно много наблюдательных
Солоно и Борисович ГТикелъиср
(1931—1975)
данных, гдр можно строить модель явления, большинство
его результатов не только сохраняют, но и увеличивают
с<| временем свою ценность.

Межзвездной средой С. Б. Л «кельнер заинтересовался
в самом начале своей научной деятельности н ни переста-
вал заниматься ею до конца. Начиная свою работу
в Симеизе, он провел серию наблюдений волокнистых
туманностей па первом отечественном небулярном спект-
рографе. Эти результаты вошли в ею докторскую диссер-
тацию (1954 r.)t целиком посвященную межзвездной сре-
де и туманностям. Именно в это время большое влияние
на формирование научных интересов п на весь стиль
работы С. Б. Ппкелънера оказал академик Г. А. Шайн.

Затем С. Б. Пнкельнер перешел к более общим иесло-
дованиям всей проблемы межзвездной среды. Utt был пер-
вым, кто нонил значение галактических космических лучей
для физики межзвездной среды, и это он впервые ввел
понятие газового гало Галактики (1961). Ему принадле-
жит решающий вклад в проблему двухфазного состояния
межзвездной среды, в понимание нагрева ее космически-
ми лучами и рентгеновским фоном и в теорию тепловой
неустойчивости межзвездной среды -1967). Па этом важ-
нейшем круге, вопросов, по существу, основана совремсн-
Ш1Я теория образования звезд.

У С. Б. Пнкельнера было много 1 других работ по
межзвездной среде, газовым туманностям, взаимодейст-
вию звезд и мен звездной среда. Каждая из них составила
важный вкмз в понимание физики диффузной среды в
галактиках. Глубокое попммание процессов и явлений,
происходящих в межзвездной среде, позволило С. Б. Пн-
кельнеру одному из первых прийти к за ключ сайт. что
плотные газово-пылевые комплексы — это именно тот
субстрат, нз которого обрадуются звезды. И хотя модель
гравитационной конденсация знездбыли предложена уже
давно, задолго до работ Соломона Борисовича, его иссле-
дования показал я. что ятн модель действительно объяс-
няет явления; абстрактную теоретическую схему он со-
единил с наблюдательны мн данными.

Теория образования звезд навсегда останется свя.ки-
вой с именем Соломона Борисовича Ппкетьнеря.
ВВЕДЕНИЕ,

ГАЛАКТИКИ И ЗВЕЗДООБРАЗОВАНИЕ

Галактики представляют собой гигантские звездные
сш темы, которые, судя по их массам, содержат от не-
скольких миглишгьв до нескольких сотен миллиардов
нсзд различных типов. Ясно, что проблемы образования
it колмнип! галактик и звезд тесно связаны друг с другом,
('.пстав. структура, форма галактик, многие ях интеграль-
ные характеристики зависят прежде всего от темпов и осо-
бенностей звездообразования — как в настоящую епоху,
in к- и за всю прошлую историю.

Основные особенности образом инн .шелл в галактиках
различных типов (эллиптических, линзовидиых, спираль-
ных. неправильных) будут рассмотрены в главах VI и
\ П. В этом разделе мы дадим беглый обзор тех снедений
о галактиках, учет которых пажен при рассмотрении фи-
Л'К’Скиго процесса формирования апозд и самих галактик.

§ 1. Состав галактик

а) Звезды. Почти но всех наблюдаемых галактиках
пп долю звезд приходится основная масса вещества, хотя
среди карликовых галактик встречаются такие, где преоб-
ладает газ (Саржспт, Сирль. 1971). а рвлпопаблюдевия
укалывают на существование вблизи некоторых галактик
м |.г ’нвпых газовых облаков, не содержащих заметного
количества звезд (Мэтьюсон и др.. №75). В общем случае
каждая галактика содержит набор шемд различных ваз*
||ц‘гмв, масс, светимостей, химического гостапя. По по
о i «ржанию звезд различных типов галактики могут силь-
но отличаться друг от друга. Так, в эллиптических галак-
тиках. зв редким исключением, ничто не указывает иа
присутствии молодых звезд большой светимости. В отли-
чие от них. галактики спиральных и неправильных типов
содержат как звезды, имеющие очень большой возраст,
так и недавно образовавшиеся. Последние, как правило,
наблюдаются в этих галактиках в областях со сравни-
тельна высокой плотностью межзвездного газа.

б) Межзвездный газ. По массе он занимает вто-
рое место после звезд. В спиральных галактиках полная
масса газа составляет 1—13% от массы звезд, в непра-
вильных—от нескольких до 30—50%, в большинстве
эллиптических — ясное 0,1%. Примечательно, что в тех
галактиках, где нет признаков звездообразования, газа
всегда очень мало.

Но химическому составу газ в других галактиках, как п
в нашей,состоит преимущественно из водорода и гелия.
Оценки содержания этих элементов, проведенные для не-
скольких галактик, показали, что отношен не количества
II п Не во всех случаях почти одинаково: один атом гелия
приходится примерно на 10 атомов водорода, Теоретически
вто объясняется тем, что II н Не. в отличие от тяжелых эле-
ментов, образовались на ранней стадии расширения Все-
ленной, до появления <везд и галактик, и с тех пор кх
количество существенно не изменялось.

Межзвездный газ в галактиках находится преимуще-
ственно в состояиш! нейтральных атомов, излучение ко-
торых наблюдается в рпдиодиапязоно. Пример нашей
Галактики показывает, что температура нейтрального во-
дорода лежит вровень широких пределах — от примерно
1.0 °К в плотных газовых облаках до нескольких тысяч
градусов в межрблачноЙ среде, которую могут нагревать
мягкие космические лучи, мягкие рентгеновские лучи и
ультрафиолетовое излучение горячих звезд. Значительная
часть газа объединена в молекулы (главным образом,
в Нт). Так, но внутренней области нашей Галактики мас-
са молекулярного водорода может превышать миллиард
солнечных масс (Сковиль, Соломон, 1975)!

Большая плотность (~-1043 см л) в низкая темпера-
тура (~10'К) облаков, содержащих Нт, делает весьма
вероятным процесс гряяитацпонпой конденсации газа.

Горячие звезды поя пиши пес я в пг.том облаке на-
гревают газ и возбуждают его свечей«е. Возникают обла-
i ти ионизованного водорода Н II. которые часто выделя-
ются на фотографиях галактик как светлые точки или
бесформенные пятна. В некоторых случаях их размеры
превышают 0,5—1 кпс. Чаще всего гигантские области
II II встречаются в галактиках поздних типов и неболь-
шой светимости, в которых происходит интенсивное звез-
дообразование.

Спектры областей II II. по крайней мере в галактиках
Sc, систематически различаются в центральных областях
галактик и на периферии (Сирль, 1971), что может
быть связано с уменьшением относительного количества
тяжелых элементов в межзвездном газе от центра
наружу.

Наличие областей И И «выдает» присутствие молодых
горячих звезд и может служить индикатором происходя-
щего звездообразования в той или иной области галак-
тики.

в) Межзвездная пыль. Пылевая среда селектив-
но поглощает свет, ц се присутствие в галактиках можно
установить, например, но покраснению цвета звезд, по из-
мененному отношению интенсивности некоторых спект-
ральных линии (бальмеровской серин линий водорода) или
пн темным полосам или вкраплениям, проектирующимся
на яркие области галактик а хорошо заметным на фото-
графиях.

И вашей Галактике пыль и газ хорошо перемешаны:
л сношение массы пыли и газа, взятых в одинаковом объ-
еме, составляет примерно 1:100 как для облаков газа,
тик я для межоблпчпой среды. Насколько это отношение
типично для других галактик, пока не ясно. Есть указа-
гия на то, что в туманности Андромеды и Большом
Магеллановом Облако относительная масса пылп, дей-
ствительно, примерно такая же, как и в нашей Га-
лактике.

С другой стороны, спиральная галактика NGC 4594
(«Сомбреро»), наблюдаемая почти «с ребра* (рис. I),
содержит много пыли (темная экваториальная полоса на
фотографик), но Н I в ней очень мало —менее 0,7%1
(Галлагер п др., 1975).

Пыль, как и гвз. скоипентрврована в нашей в других
галактиках в сравнительно узком слое толщиной поряд-
ка 100— 300 пс.
г) Космические лучи и магнитные поля.
Оценка напряженности магнитного поля п плоскости на-
шей Галактики привела к величине порядка нескольких
пикрогаусс. В плотных облаках межзвездного газа
напряженность выше, что можно объяснить «вморожен-
костью* поля в газ даже при очень низкой степени ионп-
вацни последнего: при сжатии газа с ним «сжимается»
и магнитное поле, при этом его напряженность меняется
<?

Ркс. 1. Галактика NGC 4594. ваб-тодэемаи почти «с ребра». Хорошо
Шкдив структура галактики: мощна» сфероидальная составляю-
щая, диск, тем пая экваториальная полоса диффузной материи.

как плотность в степени %. Давление магнитного поля
составляет около 4-10 'а дк>смг2\ такого же порядка ди-
намическое давление пил и космических лучей.

На наличие мапштногп ноля и космических лучей в
других галактиках указывает п первую очередь их не
тепловое, синхротронное радиоизлучение. 1)то калучепш*
исходит в основном кв «радиодиска» галактик толщиной
порядка 1 кпс. Очень часто рлдионсточникн малых угло-
вых размеров присутствуют в самом центре галактик.
Основными л постивши кн мн» космических лучей высо-
ких энергий и межзвездное пространство налаются, не-
видимому, сверхновые звезды.

Радио наблюдения с высокой разрешающей способ-
ностью показали, что радиоизлучение спиральных галак-
тик концентрируется к оптически наблюдаемым спираль-
ным ветвям. Это хорошо согласуется с существующими
представлениями о природе спиральных ветвей, согласно
которым в них происходит сильное сжатие газа и маг-
нитного поля. Плотность энергии космических лучей при
этом также возрастает,

§ 2. Структура галактик

Несмотря на разнообразие внешнего вида и физиче-
ских характеристик, большинство галактик имеет ряд об-
щих структурных черт. Так, по-вцдимому. у галактан
всех типов присутствует сферическая (или, правильнее,
сфероидальная} составляющая. Заезды в ней сильно кон-
центрируются к центру, а поверхности равной плотности
представляют собой эллипсоиды с характерным отноше-
нием осей 1 : 1—1 :3. Эллиптическую галактику а боль-
шинстве случаев можно рассматривать как отдельно взя-
тую сфероидальную составляющую; галактики жо других
типов (лмнзовмдиые, спиральные, неправильные) помимо
нее содержит массиняый звездный диск. В некоторых
галактиках поздних типов (Sc, hr) сфероидальная состав-
ляющая вообще яе заметна. Звезды диска обраща-
ются вокруг центра масс галактики за время порядка
Ю« лет. Лисп заключает в себе основной момент враще-
ния галактик и, в большинстве неэллнптических га-
лактик, основную массу вещества. К плоскости симмет-
рии диска кои центрируется межзвездная среда (газ,
пыль), с которой генетически связаны очаги звездообра-
зования. Молодые объекты, вместе с газом и пылью рас-
положенные вблизи плоскости галактики, образуют так
называемую плоскую составляющую.

Причину подобной структурности галактик естествен-
но связать с эволюцией галактики па ранних этапах ее
формирования из газовой среды. Звезды, возникшие из
га.«н на стадия сжатия галактики, сохранят большие ра-
диальные скорости и будут двигаться по вытянутым
орбитам, далеко отходя от плоскости галактики. Газ, в отли-
чно от звезд, будет терять энергию своего движения и.
при наличии момента вращения, сожмется во вращаю
щпйся неоднородный диск. С этой точки зрения наличие
или отсутствие массивного диска у галактики зависит ат
того, остался или нет газ после того, как образовалась
сфероидальная составляющая. Если весь гат будет израс-
ходован, образуется эллиптическая галактика. Остаток
газа, смешанный с газом, которым успели выбросить
звезды первого поколения, послужит материалом для
образования звезд диска.

Газ, выброшенный звездами (сверхновыми)» должен
быть обогащен образовавшимися тяжелыми элементами,
поэтому химический состав звезд и межзвездной среды
меняется со временем. Гак, в вашей Галактике звезды
сфероидальной составляющей (по-видимому, наиболее
старые) содержат в десятки раз меньше элементов тя-
желее гелия (металлов), чем звезды типа Солнца.

Принято несколько условно разделить гвезды на при-
надлежащие к населению I и населению II. Звезды на-
селения I имеют «нормальный» химический состав (близ-
кий к солнечному), а населения 11—состав, «обеднен-
ный* тяжелыми элементами.

Наблюдения привели к выводу» что «обогащение»
среды металлами не происходило все время с постоянным
темпом, а шло очень быстро на самых первых стадиях
жизни галактики: много звезд, несмотря на большой воз-
раст. имеет почти «нормальный» химический состав. Ско-
рость образования тяжелых элементов и начальный пери-
од существования Галактики была очень высокой, н пада-
ла со временем быстрее, чем темны звездообразования. За
последние несколько миллиардов лет химический состав
среды и возникающих звезд практически не изменился.

Было предложено несколько подходов к объяснению
этих особенностей химической эволюции Галактики. Рас-
сматривалась возможность того, что звезды первого поко-
ления имели значительно большую среднюю массу, чем
образующиеся теперь (Шмидт, J96.I); предполагалось
также, что звезды образовывались быстрее всего там. где
газ уже содержал больше металлов (Тальбот, Аркетт,
1973, 1974), или чти межзвездный газ непрерывно «раз-
бавлялся» падением на Галактику гопа из межгялактпче-
с кого пространства, не содержащего тяжелых элементов
(Ларсон, 1972) или газа, сброшенного звездами очень
массивного гало Галактики (Острайкер, Тхуан. 1975),
Выбор правильного решения еще предстоит сделать.

Интересно, что другие галактики но химическому со-
ставу различных звездных составляющих подчас сильно
отличаются от нашей. Население И присутствует, по ви-
димому, в галактиках всех типов — от эллиптических до
неправильных. Но относительное количество звезд, имею-
щих обедненный тяжелыми элементами химический со-
став, может меняться в широких пределах. Так, гигант-
ские эллиптические галактики состоят в основном па
звезд с нормальным содержанием тяжелых элементов.
В гигантских спиральных галактиках (например, в ту-
манности Андромеды) звезды, «обогащенные» металлами,
присутствуют не только в плоской, ио и в сфероидальной
составляющей. Интересна общая закономерность: чем
меньше масса галактики, тем, как правило, меньше в
составе ее звезд тяжелых элементом.

Теория образования звездных составляющих галактик
должна объяснить не только структуру, но и особенности
распределения вещества в галактиках. О распределении
вещества можно судить исходя из анализа скоростей
вращения галактики (способ, доступный пока лишь для
немногих галактик), либо по распределению поверхност-
ной яркости в галактике. Яркость I, эллиптических га-
лактик и сфероидальных составляющих спиральных га-
лактик* падает с расстоянием от центра г по закону, близ-
кому. к k I. ~ (const — г1 4), л яркость галактических
дисков в большинстве случаев надает экспоненциально:
liZzlrf-' Ч В галактиках, содержащих п сфероидальную
составляющую и диск, их относительный вклад в свети
мость можно найти из анализа распределения яркости
(pitc. 2). Теоретически форму зависимости Л(г) можно
Г|бъпсннть, считая сфероидальные составляющие п эллнп-
пичегкне галактики црорелаксирикавшимн системами.'Ге-
j иичщия могла иметь мости при быстром сжатия системы
при формггротшии галактики (Готт, 197л). Возможность
Подобного процесса применительно к галактикам еще нуж-
дается и проверке. Альтернативный путь формирования
эллиптических галактик был рассмотрен «Парсоном (1974,
1975) В его модели газовая протогалактика превращаете»
Рнс. 2. Изменение поверхностной
яркости / с расстилыпом от цент-
ра галактики г, характерпог дли
спиральных галактик. Яркость
можно представить суммой двух
компонентой: звездного диска и
сфероидальной секста вл я кипе й.
Вклад наследиеЛ бывает особенно
ne.ui к в центральной области га
лактин.

в звездную тактику в процессе своего сжитищ при кото-
ром анергия ra.iu м тленно диссипирует, и он допускается»
к галактическому центру.

Эксиопешщальныи характер рас пре .теле ни к вещества
во враг дающихся дисках еще ждет своего объяснении.

Важно, что масса и момент
вращения вещества одно-
йиачип связаны с парамет-
рамп /и- Исследования,
проведенные Фрименом
(1970), Вороицовым-Вель-
ямп новым и Носковой
(1972), выявили интерес-
ную особенность: пара-
метр /и. характеризующий
центральную яркость экс-
ионоиппальпого диска, не
зависит от морфологиче-
ского типа, размера пли
светимости тактик, и для
Силы го яства галактик, за-
ключен в довольно узких
пределах, т. е. /9 const,
хотя есть я исключе-
ния из этого правила.
По-кв щмому. это указы-

вает на близкие значения Централиной поверхностной
плотности дисков гадаю ПК. В таким случае масса галак-
тик, в которых преобладает дисковая составляющая, ока-
зывается однозначно связанном с их моментом вращения
А': К — Ф17 А Этот ньшод может иметь большое космогони-
ческое значение.

Плоская составляющая галактик неоднородна по ярко-
сти и структуре. Концентрации газа к плоскости галак-
тики связана с тем. что кололи лее ионнщнальмая апе|>
гня вещества минпмяльни для любого значения его мо-
мента вращения. Газ я молодые объекты распределены
неоднородно. Гал порадует облака, которые удерживаются
от теплового расширении давлением разреженной, но го-
рячей межоблачной среды. В спиральных галактиках об-
ласти максимальной плотности газа располагаются вдоль
спиральных ветвей (пи видимому, концентрируясь к их
внутренней стороне). Спирали не содержат значительной
части массы галактики — это лишь наиболее яркие обра-
зования диска. Выяснение природы спиральной струк-
туры — важнейшая задача внегалактической астрономии.
Звезды и газ спиральных ветвей вращаются вокруг цент-
ра галактик. Это говорите том, что спирали—не выбросы
из ядра, а структура, возникающая во вращающемся га
возмездном диске. В последние годы получила широкое
рас пространен не волновая теория спиральной структуры.
Подробнее о ней речь будет идти в главе VII.

Размеры галактик не ограничиваются размерами об-
ластей, занимаемых спиральной структурой. Присутствие
звезд и газа во многих случаях обнаружено ла эначитель
Но большом расстоянии от центра. Существующий» методы
наблюдения позволяют выявить свечение периферийных
областей галактик там, где их яркость составляет менее
1% от яркости темного ночного неба! Оказалось, что сле-
ды светящегося вещества галактик (звезд?) наблюдаются
подчас на расстояниях, превышающих 100 кис от центра.
Для сравнения заметим, что радиус области, где видны
спиральные ветви, в большинстве случаев не превышает
Ю кпс. Слабое свечение (гало) обнаруживается и вокруг
пллилтычсскпх. и вокруг спиральных галактик, и обус-
ловлено. по-видимому, присутствием большого числа кар-
ликовых звезд. Не рошен еще вопрос о том, какова масса
нещества, находящегося ла периферии галактик, за пре
делами топ области, которая бывает запечатлена на обыч-
ных фотографиях галактик. Не исключено. что на долю
впит) вещества может приходиться основная масса галак-
тик (Эйнасто и др т 1974).

§ 3. Факторы влияющие на образование звезд

Большинство звезд п нашей и, по видимому, других
галактиках образуется не в одиночку, а группами, скоп-
лениями. и областях, богатых газом. Массы газовых комп-
Н'ксов. внутри которых располагаются очаги звеэдообря-
аом1пшя, часто ни порядок превышают суммарную массу
родившихся в них звезд. Распределение масс образую-
щихся звезд описывается так называемой начальной
функцией масс (НФМ), ^(®), характеризующей число
явезд в доп ном объеме, приходящееся на единичный ин-
тервал шелл пых масс. НФМ более или менее надежно
определяется для звезд пашей Галактики, где она в пре-
делах < И < ЭЦи хорошо представляется степен-
ным за копим (р ~~ эд-‘ где 1 -J- а = 2,2 -г 2.4. При та-

кой форме полная масса образующихся звезд оп-
ределяется Й,щл. Эта величина теоретически зависит от
многих параметров (плотности л температуры газа, фраг-
ментирующего на протозвездиые облака, напряженности
магнитного поля и др.). Было бы странным, если бы ЙЧШ1П
во всех случаях была одной и той же. Действительно,
нижний предел звездных масс, пли «завил» в степенной
функции ф(Ф1) различен даже и пределах одной галак-
тики. Так. для рассеянных скоплений Галактики харак-
терно меньшее относительное количество звезд малой све
тп мости (массы) но сравнению со звездами «поля*, наб-
людаюшимнеп в окрестности Со.тноа (ван де я Берг. Шер.
1960). В других галактиках на различие нижнего предела
масс звезд указывает различие в величине 2R L — отноше-
ния интегральных значений массы я светимости галак-
тики. чувствительного к изменению Для гигантских
эллиптических галактик WI/L в десятки раз выше, чем для
оптически наблюдаемых областей спиральных и непрн-
вя.тьлых галактик, но и для последних зта величина поч-
ти всегда больше единицы, если массу и светимость вы-
ражать в солнечных единицах. Это говорит о том. что
в абсолютном большинстве галактик исконная доля
вещества и, тем более, основное число звезд, при-
ходится на звезды-карлики с массой меньшей, чем у
Солнца.

Интересно, что общий вид НФМ в галактиках, по-вп-
димому. сходен с НФМ для нашей Галактики. Это под-
тверждается, в частности, сходством функций светимости
для ассоциаций Галактики и Большого Магелланова Об-
лака ~соседней с нами галактики (Люкке, 1974). Сир и.,
Саржсит и Баглуоло (1973) показали, что интегральный
цвет галактик поздних морфологических типов (Sc. 1г)
хорошо согласуется с предположением п сходности НФМ
звезд в галактиках. Все по творит и сходство механиз-
мов к процессов звездообразования в галактиках, несмот-
ря ня различие физических условий в них. отражающих-
ся па темпах звездообразования,
В пашей Галактике темпы увеличения полкой массы
звезд можно оценить, исходя нз НФМ н наблюла*
смого количества звезд с известным временем жизни. Ре-
вультнт показывает, что оЭЯ dt составляет в среднем не*
сколько масс Солнца в год. Аналогичные темпы звездо-
образования можно ожидать и в других спиральных
галактиках, но оценить их количественно весьма трудно.
Поэтому обычно о темпе звездообразования судит по
характеристикам, лишь косвенным образом с. ним связан-
ным. К пх числу относятся количество наблюдаемых мо-
лодых образовании (голубых звезд больший светимости,
областей 11 II. звездных группировок, содержащих моло-
дые звезды) и интегральный спектр или показатели цве-
тя галактики. Следует помнить, что эти характеристики
нс снизаны однозначно с величиной сДН/Л. новее же дают
возможность судить об интенсивности звездообразования.

Сопоставление интенсивности авезлопбразовательного
процесса с различными характеристиками галактик или
областей галактик покалывает, что основным фактором,
определяющим этот процесс, является наличие в галак-
тике газа и его количество. Галактики, богатые газом,
характеризуются, как правило, более интенсивным звел-
Аиобразованнем. Важным было бы установление количе-
ственной зависимости интенсивности этого процесса от
плотности газа р. Но опенка р сопряжена г. большими
трудностями. и обычно не может быть проведена в доста-
точной точностью. Радплинбл годен ня в линии водо-
рода позволяют оценить лишь поверх постную плотность
водорода Оя. к томе же ••усредненную» в прелетах телес-
ного угла, который определяется угловым разрешением
радиотелескопа. Для перехода к пространственной плот-
ности газа необходимо знать эффективную толщину газо-
вого слоя 2Л. Теоретически величина k определяется из
условия баланса между гилями давления гача, магнит-
ного поля и космических лучей.—с одной стороны, и
гравитационного давления гаипного слоя, находящегося в
поло тяжести звездного диска,—с другой. Оценка h, и
р возможна, но требует привлечения дополнительных
предположений (Засов. 1974а). Хотя не всегда можно
считать, что газ плотнее там. где его больше наблюдается,
знигнчость между поверхностной плотностью водорода Оц
н количеством молодых объектов в том или ином месте
галактики все же существует (гм., например, Теса,
Хамижима, 1973). Не но всех галактиках эти величины
едковначно связаны. Известно несколько спиральных
галактик, к числу которых принадлежит и наша, где
максимальная концентрация областей II II наблюдается
ближе к центру галактики, чем область максимальной
ПЛОТНОСТИ Оц.

Конечно, плотность газа — не единственный фактор,
определяющий темпы звездпобразонаияя в той или иной
области галактики. Прежде чем начнется конденсация
газа в звезды, должен создаться комплекс условии, при
котором этот процесс станет физически возможным.

Гравитационное обособление масс порядка массы Соли
на может прииаойти при плотности межзвездной среды*
не меньшей чем HP — 104 частиц н I с.ч3, т. е. газ может
фрагментировать па звещы только после того, как его
плотность поднимется на несколько [горняков выше сред-
ней. Это означает, что для звездообразования требуется
условие предварительного сжатия больших масс газа.
О том, как oTia может создаться, будет рассказано в
главах VI и VIL

Звезды обладают совершенна иным угловым моментом
п магнитным потоком, чем объем межзвездного газа та-
ков же массы. Поэтому для образования звезд л» газа
еще не достаточно выполнения услонкЙ дли его сжатия:
требуется еще наличие механизмов, которые могли бы
многократно уменьшить угловой момент л магнитный ни-
ток сжимающегося газового сгустка. Как будет показано
в главе \ I. эти механизмы, по-видпмому, реально суще-
ствуют. Наблюдения указывают на существование газо-
вых конденсаций в областях звездообразования, вероятно,
находящихся па стадии сжатия. Их характерные разме-
ры— около 1 не, масса не менее 1б2 масс Солнца, тепло-
вая анергия, гиншлпмому, меньше гравитационной (Хей-
лес, 1971), а дисперсна внутренних скоростей согласуется
с ожидаемой при гравитационном сжатии (0,5 — 1 км/сек)
(Кнапп, 1974). Они наблюдаются как темные туманности
(темные — из-за наличия пыли в них). Радио наблюден ня
некоторых молекулярных линий привели к открытию низ-
котемпературных газовых конденсаций еще на несколько
порядков более плотных. чем темные туманности (Леке,
1972). Имеются и спектроскопические наблюдения про-
доджа ющегогя падспня газа на очень молодые звезды
(типа YY Oii).

Механизм кондеи г aiu Hi газа будет подробно рассмот-
рен в главах VI и VH, а здесь мы отметим те факторы,
которые влияют на звездообразование в галактике, со-
де ржа щеп газ.

Условия, при которых возможна конденсация газа,
сильно связаны с наличием и мощностью источников, на-
гревающих газ. В нашей Галактике газовая среда ежесе-
кундно поглощает (и излучает) не менее 5 • Ю41 зрг
(Далгарно. Мак Крей. 1972). Если в галактике мощность
источников нагрева будет слишком высока, нарушится
облачная структура газа, что затруднит звездообразова-
ние (Пикельиер, 1970). Важна и зЦк^ектшиюсть охлаж-
дения газа при данной плотности и температуре, которая
сильно зависит от содержания пыли и металлов в меж-
звездной среде: чем их больше, тем быстрее происходит
охлаждение и конденсация газа. Превращение таза в
звезды может быть ускорено предварительным сжатием
газа, прошедшего через фронт ударной волны. Этот про-
цесс, ло-видпмому, происходят при «вхождении* газа в
спиральную ветвь галактики.

Повлиять па звездообразование могут н процессы, сни-
занные с активностью ядер галактик (введен Берг, 1972),
Выбросы вещества, распространение ударных воли и дру-
гие процессы, обусловленные активностью ядра, неизбеж-
но меняют характеристики газовой среды в центральных,
< калоадерных областях галактик, где во многих галакти
ш. и том числе и нашей, наблюдаются все признаки
присутствия газа и происходящего звездообразования.

Темпы обрн ншания звезд в галактиках статистически
связаны и с характеристиками вращения газозвездного
диска. Гак, оказалось, что квот галактики, в значитель-
ной степени зависящий от интенсивности звездообразова-
т ня, коррелирует с максимальной скоростью вращения
которую диск галактики достигает на некотором
расстоянии Ги» от центра (иля деп Берг, 1971). Звездооб-
разование в гпстоящее время, как правило, более интен-
сивно у ме члшп.о вращающихся галактик, обладающих
звездным диском. От геличя ы 1\. по-пидимиму, зависит
И характер распределелин наверхпостной плотности газа
ни диску галактик о-и(г). У быстро вращающихся галак-
г

Рис. 3. Зависимость поверхност-
ной плотности водорода от
расстояЕИя г до центра галакти-
ки, характерная для быстро вра-
щающихся спиральных галактик,
в сравнении с распределением по-
верхностной яркости /(г).

тик (V«>200 км/сек) плотность аи обычно имеет мини-
мум в центральной области галактики (характерный вид
о„(г) для таких галактик схематически показан парне. 3).
Основная причина подобных, на первый взгляд странных»
зависимостей заключается в том, что от угловой и линей-
ной скорости вращения
галактики зависит форма
спиральных ветвей (воз-
можно, и само их сущест-
вование), степень сжатия
и темпы «гисчерпаяияо
газа в них. Вращение, по-
водимому, влияет па ин-
тенсив пость звездообразо-
вания и за пределами об-
ласти» содержащей спи-
ральные ветви — там, где
плотность газа низка. Так,
Квнрк (1972) обосновал
предположение, что во
вращающемся диске звез-
дообразование может пре-
кратиться даже до исчер-
пания газа, когда плот-
ность газа снизится до

некоторого критического значения рс, определяющего ус-
тойчивость газового слоя, причем во внешних областях
галактик плотность газа уже близка к ре. По-видимому.
этим можно объяснить то, что полная масса водорода R
дисках галактик коррелирует с произведением Vmr^,
которое практически не меняется со временем (Засов,

Изолированные галактики — явление не частое. Про-
странственная близость галактик приводит к их сильным
влияниям друг на друга, особенно в парах » тесных груп-
пах галактик. При взаимодействии меняются не только
скорости галактик, ни и их внутренняя структура, полная
анергия, дисперсия скоростей анезд, искажается <рису-
нок» спиральных ветвей. У близких взаимодействующих
галактик может появиться общий звездный «туман», об-
разоваться длинные «хвосты» или «перемычки», иногда
содержащие заметное количество ионизованного газа и
Рис» <5. Примеры форм взаимодействующих галакткк (из атласа Арпа). Спектры таких галак-
тик, как правило, во показывают особенностей, которые далп бы основание заподозрить их мо
лодость.
пыли (рис. 4). Интересно, что спиральные ветви взаимо-
действующих гал. ктик в некоторых случаях «стыкуются»
с «хвостами» или «перемычками». По-видим ому, внешнее
влияние со стороны близкой галактики при определенных
условиях может синхронизовать расщюстраненне волн
плотности в галактиках, благодаря которым возникают
спиральные ветви.

Заметим, что и в далеко уходящих от галактики рука-
y.jx, появившихся в результате взаимпдейепшя. также
наблюдаются области II II, очевидно, связанные со звел-
доибрааованием.

Другая возможность влияния «кише» ла процессы
внутри галактики — взаимодействие с межгалактическим
газом. Галактика, движущаяся в газовой среде даже с
такой низкой плотностью, как 10"2/ — 10"2* ?1см\ испыты-
вает со стороны газа динамическое давление, в некоторых
случаях достаточное для того, чтобы оно повлияло на
межзвездный газ (возможно искажение формы газового
слоя, «выметание» части межзвездного газа на галактики)
(Ганн. Готт. 1972; Засов, 19746). Па периферии галак-
тики, где ллитностъ межзвездного газа мили, он может
быть подвержен нагреву п ионизации у штраф иолетовым
п рентгеновским излучением. приходящим из межгалак-
тического пространства (Сюяпсв, 19(59). Все это. колеч-
ко, влияет на условия звездообразна ни-й во внешних
частях галактик.

Важную роль в эволюции галактик п образовании звезд
в них может играть падение межгалактического газа —
аккреция на галактики. Темпы аккреции газа при неко-
торых услалиях могут быть сравнимы с темпами ис.чер-
нзння газа пьза явездйобр^зовання. Аккреция способст-
вует поддержашно запасов межзвездного газа в галак-
тиках. препятствует увеличению относительной доли
тяжелых химических элементов в межзвездной среде, т.е.
как бы замедляет старений галактик. К сожалению, кон-
кретные оценки влияния кнепк ей среды на галактики
затруднены отсутствием надежных сведении о плотности,
стг пеня неоднородности и характере движения межга-
лактического газа. Ночшдимому, особенно большую
роль аккуишнн играла на ранних стадиях жизни галак-
тик, когда окружающая среда имела большую плот-
ность.
§ 4. Возраст галактик

Возраст старейших' образований нашей Галактики —
шаровых скоплений, оцениваемый по положению звезд
на диаграмме цвет — светимость, составляет более Ю1 лет
(ио-виднмому, 1,3 4-1,5 • К)10 лет (Руд, Ибен, 1970)).
Сходные оценки даст ядерная хронология для времени,
прошедшего с пачала образования тяжелых алиментов.

Определение возраста других галактик представляет
Солее сложную проблему. Значительно легче было бы об’
кару жить разность их возрастов. Вряд ли, однако, раз-
лично возрастов большинства галактик велико.

На первый взгляд, те из галактик, которые содержат
больше газа и молодых звезд, являются и более молоды-
ми. Но интенсивность происходящего звездообразования
еще не творит о молодости галактики. Так, во всех
близких к нам спиральных и неправильных галактиках,
богатых газом, обнаружено присутствие старых звезд,
аналогичных звездам шаровых скоплений нашей 1влак-
тлки. Распределение энергии в спектрах эллиптически к
галактик м центральных областей спиральных галактик
также говорит о присутствии в них старых звезд.

Спиральные, эллиптические, неправильные галактики
нельзя расположить в одну эволюционную последователь-
ность. бви отличаются друг от друга такими характери-
стиками. которые не должны заметно меняться за мил-
парды лет, например, распределением но массе, угловым
моментом, относительной светимостью диска, распределе-
нием вещества в галактике.

Делая различные предположения о темпах исчерпания
газа, можно построить модель эволюции галактик, рас-
считать изменение со временем их цвета, светимости, хи-
м чоского состава и т. д. Оказалось, например, что раз-
нчпе в показателях цвета В—V и С —В спиральных и
неправильпых галактик хороню объясняется различием в
Темпах звездообразования при одинаковом возрасте иоряд-
к.1 Ю10 лет (Сирль и др., 1973). Что касается гигантских
вл л нит им неких галактик, то л сходности их возрастов го-
ннрит почти идентичное распределение энергии в их спек-
тр IX. опять-таки близкое к тому, что наблюдается для
центра. 1ьпых областей спиральных галактик. Правда, кар-
ликовые эллиптические галактики более голубые, чем
гигантские, но это различие вызвано меньшим содержа-
нием тяжелых элементов в них.

Таким образом, все или но крайней мере большинство
наблюдаемых галактик, по пилимому, имеют возраст при-
мерно такой же, как и паша Галактика (т. е. 14-2- iO10
лет)< Разумеется, полного равенства возрастов нельзя
ожидать хотя бы потому, что образование звезд первого
поколения — не мгновенный П|хщесс. Даже продолжи-
тельность свободного падения частицы от периферийных
областей к центру для гигантских галактик может пре-
вышать 109 лет.

Возраст галактик и старейших звезд нашей Галакти-
ки хорошо согласуется с космолегпчоскнм временем рас-
ширения Вселенной, заставляя искать условия зарожде-
ния галактик в той эпохе, которая характеризовалась
быстрым расширением и высокий плотностью материи.
Тем не менее наблюдения образующихся или недавно
сформировавшихся галактик, в принципе, возможны. По-
иски молодых галактик ведутся ио двум направлениям.
Во-первых можно попытаться «увидеть* их в далеком
прошлом. Высказывалось предположение, что в период
формирования звезд первого поколения мощность сум-
марного излучения звезд благодаря интенсивному авездо-
образованию была в сотни раз выше, чем в настоящее
время. Если красное смещение, соответствующее времени
образования галактик, не слишком велико, то галактики,
в принципе, можно отыскать на фотографиях средн пре-
дельно слабых объектов. Пока подобные поиски не при-
вели к определенным результатам. Предлагался и другой
путь — искать газовые протогалактики по излучению во-
дорода на линии 21 с.«, «сдвинутой* из-за большого крас-
ного смещения в диапазон метровых волн (Новокрещеио-
ва, Рудницкий, 1974; Сюняев, Зельдович, 1975). <

Во-вторых, делаются попытки найти молодые объек-
ты. или доказать молодость некоторых галактик, среда
ьеобычных по свойствам звездных систем. В этом от-
ношении представляет большой интерес изучение голубых
компактных галактик, содержащих много газа и возбуж-
дающих его свечение звезд. Для подобных галактик, ио-
видимому. характерен дефицит тяжелых химических
элементов, что, казалось бы, подтверждает их небольшой
возраст. Однако и это обстоятельство не снимает еерьез-
пых возражений против молодости таких объектов (Снрль
и др.. 1973). Скорее всего, в этих галактиках звездооб-
разование носят резко выраженный «вспышечный* харак-
тер. В некоторых случаях ^заподозрить» молодость можно
по форме объекта или особенностям внутренних движе-
ний, указывающих на нсстационарвость образования. По
н здесь приходится быть историю мым: причина неста-
ционарное™ может быть связана с воздействием на га-
лактику соседних звездных систем, или с большой актив-
ностью ядра галактики.

Еще одним основанием для продиоложеним о молодо-
сти части галактик служит большая днсперсия скоростей
галактик в скоплениях. которую можно интерпретировать
как следствие пестационарпоств скоплений с характерным
временем распада, много меньшим космологического
(Амбарцумян, 1968). Однако подобная интерпретация
сталкивается с большими трудностями, делающими ее
малоубедительной. Назовем две из них. Во-первых, инди-
видуальные характеристики галактик скоплении не дают
оснований считать их молодыми. По структуре, спектру,
цвету, составу галактики скоплений если и отличаются, то
лить ненамного от галактик вне скоплений (галактик по-
ля) тех же морфологических типов. Во-вторых, при быст-
ром распаде скоплений к настоящему времени большин-
ство галактик давно бы покинуло их. В действительности
же число галактик вне скоп линия заведомо меньше поло-
пипы. Это делает молодость галактик скоплений по край-
ней мере сомнительной, но надо признать, что вопрос об
объяснении дисперсии скоростей галактик скоплений оста-
ется открытым (подробнее об этом см. в гл. I). Таким
образом, если вывод о «космологическом» возрасте боль-
шинства наблюдаемых галактик. по видимому, неизбежен,
то существование галактик, где в настоящую эпоху обра-
зование звезд только начинается, проблематично, хотя
и не исключено.
ГЛАВА I

ХАРАКТЕРИСТИКИ ГАЛАКТИК И ИХ СИСТЕМ

§ 1. Введение

Галактики — это гигантские системы, состоящие и*
миллиардов звезд разной массы, находящихся на разной
стадии своей эволюцин. звездных скоплений, газа и пыли,
собранных в отдельные облака, и ил более разреженной
и горячей диффузной межобл очной среды.

В мире гялпктмк мы столкнулись с огромным разно-
образием структурных особенностей и размеров, светимо-
стей н масс, темпов звездообразования л количества газа.

Существует ряд каталогов и списков галактик, отоб-
ранных по тому или иному признаку (сведения о них
см., на пример. Воронцов-Вельяминов (1972) t Вокудер
(1974)). В пих собраны сведения о десятках тысяч звезд-
ных систем.

Если говорить о спектрах галактик и о их лучевых
скоростях (или красных смещениях), то они получены для
относительно иеболыпого числа (около 2000) ярких га-
лактик. Самой далекой из известных галактик является
ралиоистпчник 3G 123, отождествленный М. Лонгейром
м Дж. Га. дом с эллиптической галактикой 2IW. Ее крас-
ное смеще '«е. согласно измерениям X. Сппнрада, состав-
ляет 0.637 (I). Это соответствует расстоянию около
3 000 Л/нс 10м е.ч) при //п = 50 км/сек/Мпс и д0 =

= У**). Начало п пнгомгрному определению лучевых

*) —константа Хаббла, т. е. коэффшиишт пропорциональ-

ности между расстоянием до объекта в скоростью его удале-
ния; flu —параметр замедления в модели расширяющейся Все-
ленной. = J/j сьптвмттвурт модели с критической плотноетъю:

Ч //я

(• — -4--— • Вря //., *= 30 хя/сек/Л1лс, — 5-10 * «’«л

с 6 nG
скоростей галактик положили наблюдении Хьюмасона.
Мейолла, Сепдиджа (1956), получивших данный для
Й(И) объектов. Грубые оценки цветов проведены для
10(41 галактик» а подробная фотометрия в 2-х цветах —
нгсго лишь для 100 самых ярких галактик. Вообще, бо-
400 пли менее подробно исследованы всего несколько де
гятков ближайших к нам звездных систем.

Изучение свойств ярких галактик ведется в широком
.шлпазояе длин волн от нескольких метров (рндноциаиа-
нш) до нескольких ангстрем (жесткий рентген). При
«том выявились интересные особенности центральных об
ластей некоторых типов галактик (активность л дор и
вспышки» звездообразования) и их периферии, где были
обнаружены слабосветящиося в оптике протяженные гало.
Например, у близкой гигантской эллиптической га гакти
mt М 87 на уровне поверхностной яркости около 27,ц на
квадратную секунду 1% от фона ночного неба) гало
тянется до 1 Л/пс!

Интересные данные получены при исследования га-
лактик в инфракрасном диапазоне. Оказалось, что ряд
объектов внутри пашей Галактики (например, компакт-
ные области звездообразования, эоны ионизованного
попорола. планетарные туманности, некоторые типы
звезд) являются сильными источниками инфракрасно! о
излучения в диапазоне от нескольких до сотен микрон.
Это относится также и к центральной области нашей Га-
лактики. Спектр этих источников имеет максимум в об-
ласти нескольких десятков микрон и формируется, пи-
нидимому. из-за присутствия пыли, нагретой излученном
горячих звезд до 50—100'К. 11с исключено, конечно, что
некоторый вклад в общее излучение в этом диапазоне вно-
сят и источники с нс тепловым спектром. Неточн ее цифра-
красного излучения в центре пашен Галактики • гфи общих
размерах порядка нескольких десятком парсек имеет
очень сложную тонкую структуру. Эш?р1Х)выделенне па-
шей Галактики в инфракрасном диапазоне достигает
1042 з ре/сек. В галактиках с активными ядрами мощность
инфракрасного излучения может быть существенно выше,
достигая 10й и даже 104S эрг!сек.

Исследования в рентгеновском диапазоне (Е~и,I —
— 100 кэе) начались сравнительно недавно. Так как зем-
ная атмосфера не пропускает кванты этого дшшазона, то
все наблюдения проводятся при помощи счетчиков, уста-
новленных на баллонах, ракетах пли спутниках. Наблюде-
ния показали, что рентгеновское излучение на уровне не
ниже 10" эрг(смгсен принимается от примерно 130 ис-
точников в нашей Галактике. Это остатки вспышек сверх-
новых звезд, нейтронные звезды в двойных системах,
некоторые шаровые скопления и центральная область на-
шей Галактики. Мощность излучения отдельных галак-
тических источников в диапазоне 1 — 10 кэв достигает
1038 эрг1сск, а суммарная мощность от всей Галактики —
около J041 зрг!сск. Несколько десятков рентгеновских ис-
точников отождествлено с внегалактическими объектами.
Это отдельные источники в ближайших к нам галактиках,
центральные области галактик с активными ядрами (как
У, так и Е). квазары и даже скопления галактик. Мощ-
ными рентгеновскими источниками являются, как пра-
вило, регулярные, богатые скопления, в центральных об-
ластях которых расположены гигантские эллиптические
галактики. Размеры реитгенонзлу чающих областей в скоп-
лениях галактпк достигают 1 Мпс, а мощность— 1043 —
104S эрг!сск. Рентгеновское излучение от скоплений га-
лактик вызвано, по всей вероятности, наличием нагре-
того до 7 ~ 103 °К ионизованного газа, общая масса кото-
рого может достшать 1013Э1е, т. е. примерно 1% от полной
массы бшатоп» скоплении. Вид спектра рентгеновского из-
лучения скоплений галактик не противоречит гипотезе его
теп швого происхождения. Однако, в центральных обла-
стях галактик с активными ядрами (сейфертовские галак-
тики, радногатактики) су ществуют гораздо более компакт-
> ые источники с нетепловым спектром и. возможно,
переменные во времени (например, в радиогалактике
Сел А).

Что касается данных об излучении галактик в радио-
днапа ише. то за 30 лот наблюдении выяснилось, что все
они в тон н in иаой мере ян ппотся ра.лиоисточннками.
Оказа ось также, что хппцтическпе галактики в радио-
дизиази'е являются, как правило, более мощными излу-
чателями. чем спиральные. Основная доля радиоизлуче-
ния в м» Щ"ых источниках идет от протяженных (сотни
кклопарсек и даже мегапарсеки!) компонентов, располо-
>’.е их но обо стороны от оптической галактики и часто
состоящих из отдельных более компактных (несколько
килопарсек) радноисточнпков. Около половины ил изу-
ченных эллиптических галактик имеют также и централь-
ные радиокомпоиенты размерами в несколько парсек и
меньше, отождествляемые с ядрами галактик. Их мощ-
ность порядка 1039 — 10м эрг!сек и заметно меняется за
характерные времена порядка нескольких месяцев, а иног-
да и меньше. Спектральные особенности и поляришцпя
радиоисточников показали, что их излучение вызвано вы-
сокоэнергичными электронами, движущимися с околосве-
товымн скоростями в магнитных полях радиокомпоиен-
тов. (Такого рода излучение носит название синхротрон-
ного или магнптотормозного.)

Спиральные галактики по своим радиосвойствам ко-
ронным образом отличаются от эллиптических (см., на-
пример, Екерс (1974)). Обычно мощность их излучения
в раднидиапазоие в сотни раз меньше, чем у нормальных
эллиптических галактик и в тысячи и десятки тысяч раз
меньше, чем у радиогалактик. Часто радиоизлучение от
участков диска спиральных галактик носит тепловой
характер и обусловлено излучением как диффузного иони-
зованного газа, так и газа в Н II областях. Однако, боль-
шая доля суммарного излучения имеет спектр и поляри-
зацию, характерные для иетеплового синхротронного
и мучения. Это излучение идет от ядерных областей галак-
тик. от спиральных ветвей, где усилено .магнитное полей
много источников релятивистских частиц, а также от об-
ширных областей над диском-—гало галактики (радиога-
ло). Выяснилось, что радиогало у спиральных галактик
тем интенсивнее, чем более мощвым радиоисточником
является ядро галактики. Чем ярче галактика в оптиче-
ских лучах, тем. как правило, она ярче и в радподнапазо-
не (по относится как к радиоизлучению от диска, так и
к излучению от ядра) (рис. 5). Кроме того, мощность
радиоизлучения ядер спиральных галактик коррелиру-
ет со степенью концентрации светимости галактики к
центру.

Исследования центра нашей Галактики в раднодиапа-
зопе показали, что структура радиоизлучающей области
чрезвычайно сложна. Обнаружено, что наряду с нетеп-
ловым протяженным (180X70 не) радиоисточником, вы-
тянутым вдаль п лоскости Галактики, есть п более компакт-
ный источник (Стрелец А) со сложной структурой. Его
'4 Под ред С Б Пикельнера
влппдиый компонент, совпадающий по положению с ядром

натек Галактике, наблюдаемым в инфракрасном диапазоне.

/S -% Цу

Рлс 5. Злпнспмость между суммарной рп дно хощя остью к фотогра*
фнчсской Абсолютной пиглдной вел целкой объектов ризных типов.

В сродном зависимость можно записать в виде

имеет угловые размеры меньше 0", 1 3 • 10lfl с.ч)

и яркостную температуру 107 С'К (см, Шкловский,
1975).

§ 2. Нормальные галактики

Классификация. За последние 5U лет разные исследо-
ватели предлагали много возможных классификаций га-
лактше. Однако mi одна из них но оказалась достаточно
полней, чтобы описать все многообразие наблюдательных
ЕО—7

свойств галактик и, в лучшем случае, опп отражали какпо-
то характерные черты более нлц менее прсдстаиятальпых
групп. Именно поэтому многие авторы при составлении
каталогов прибегают к методу простого описания струк-
турных особенностей отдельных галактик, приписывая
каждой из них свой символ. Наибольшее распространенно
получила классификация, предложенная Э. Хабблом в
1925 г., котирую называют хаббловской последователь-
ностью:

«Sa, Ь. с \

*SBa, b, с?Ггг’

где Е — эллипсоидальные (эллиптические» сфероидальные)'
галактики с разным отношением большой (я) и малой (6)
осей. цифры у буквы К означают величину, равную
10(1 — Ь/а); S — спиральные галактики; SB — спираль-
ные галвктлки с перемычкой (бар-спирали). буквы в, Ь,
с характеризуют степень яыделсппостп центральной обла-
сти. которая ярче к больше у Sa. я развития ширильной
структуры (сильной ц более открытой j Sc) (иногда Sa
называют спиралями раннего типа, a Sc — позднего), 1г —
иррегулярные галактики с аморфной или клочковатой
структурой.

Несколько позже (1938 г.) Хаббл ввел между класса-
ми L и S еще тип лпизовидных галактик SO и SBO. По
форме своей сферической составляющая они похожи на
спиральные галактики. однако не имеют заметных црпл-
нлков спиральных ветвей, т. е в них не заметно звезд
населения I. Такие системы часто встречаются в цент-
ральных областях богатых регулярных скоплений галак-
тик. Ряд авторов предлагал разные модификации хаб-
бловской ипследовательностн. Один пз самых подробно
разработанных классификации бы.,в составлена Вокулс
ром (1903) . Все семейство нормальных спиральных галак-
тик он характеризовал типами: SA. SAB SB и вводил
еще промажу точные типы между SO и SA: SAO, SABO и
SB0. Для характеристики вида самих спиральных ветвей
Вокулер нсполыовал буквы: s — нормальная спиральная
структура ветвей, г —помимо спиральных ветвей заметно
внутреннее кольцо (sr — промежуточный тип), К— впепг-
нее кольцо. После Sc вводятся еще типы Sd и Sm — с еле
заметным ядром. менее выделенными ветвями и меньшей
полной светимостью, нем у Sc. Иррегулярные галактики
типа Магеллановых Облаков обозначались 1m. а проме-
жуточные тины .между !гп и SA — Sin. Галактики с ир-
регулярной структурой, но сходные по форме <• SO. обоз-
начались 10. Переходный тип между S0 и Sa — SO/a* а си-
стемы низкой светимости между S0 и Е обозначались как
L. Для характеристики систем раннего, позднего или про-
межуточно го типов Вокулер использовал соответственно,
знаки —, + и 0. Иногда, для краткости, типы галактик
в такой расширен ной хаббловс коп шн’ледовйтел ьпостн
обозначают цифрами:

Тип (Т) —6 -5 -4 -3 -2 -4 0 44 +2
Класе Е" Е" E‘ 1 - 1/ f*- SO, о Sa Sab
10 sBn Я Bab
Тип (Т) +3 +5 +6 4-7 | 4-8 +« 4 ю 4-il
Класс Sb Sbc. So Scd Sd s<Jhi Sni Im Im*
SBb SB be SBc SBcti SUd SfJdm S Bin

Расширенная классификация Хаббла охватывает поч-
ти 95% всех наблюдаемых типов галактик и коррелирует,
в общих чертах, с некоторыми нх параметрами: такими.

например, как цвет, относительное содержание нейтраль-
ного водорода, мощность радиоизлучения и т. п. Так,
в галактиках от Sb до Irr заметен рост отношения
/Л/Н|\

< *7— ) от ОД до 1.0 в солнечных единицах. Однако в
\ Sgz о

галактиках более panmix морфологических типов (Т от +2

до *— 3) отношение остается на уровне прммер-

но ОД. Галактики типа «пересеченных* спиралей (бар-
ХЛ/ги\

спирали) имеют в среднем больше 7 — V чем галак-
\ Ъа z
тики |Ц|илигпчиых морфологических типов я светимостей,
ко Йон «б.||>пН4 (см., например, Биттштелли и Гугспхемм,
1974), Для галактик SO и, особенно, Е, величина х T^z
X *1Ж 7
пн i.ter ниже 0.01 (например, Галлахер и др.. 1975, psic.fi).
Гни деи Верг (1960) предложил 1^ассцфнкацню галактик
Ио1|Дних типов (Sb и Sc) по светимостям в завигпмости
нт степени раскрытое™ их спиральных ветвей. Он ввел
ин п> классов по абсолютной фотографической засадной
не нгпше галактик:

Кллгс 1‘’йеп|могтп г 1-И II 11-Ш г ?
4/ м/ l/7o = ад -20.2 -19,8 -10.4 — 1S.8
Нжишння Сиерхгнглаты Яркие гиганты
Клчес спетжиАс-™ ill Hl —IV 1 IV IV-V V
V г< ад -182 -18.0 -17,3 -10,1 — 15
Гпгнаты СуОгпглпты Кп рлнки

Метод ван ден Берга позволяет оценивать по внеш-
нему виду галактик их светимости с точностью примерно
и zbO’%5. Правда, сам автор отмечает, что галактики ед-
кого и того же морфологического вида и к шесов свети-
мости нередко имеют все же существенные различия, как
инпри.мер, галактики М 51 и М 101.

Отметим еще Л ер кг кую классификацию Моргана
(195!))» в которой делалась попытка подразделения S
и I гг галактик патины а, а Г. f, fg, g. gk, к в зависимости
мт вида спектра центральной области галактики. Галак-
тики бел заметной коп центра ими пялучення к центру,
имеющие спектры вида В. А пли F, относились к типу л,
л галактики с сильной концентрацией к центру, в кото-
рых доминировали спектры К-гигантов — к типу к.

Хаббл, вводя с ною класенфикашпи галактик, предпо-
лагал, что она отражает п лволюцнишше связи между
объектами разных типов. Однако за прошел шне годы бо-
лее пли менее выяснилось, что объекты разных топов в
последовательности Хаббла не могут превращаться друг

в друга, а развиваются ио

.:-I-1__1_£_

Е SO Sa SbaSb Зс Sal Sd
Тип Ш&агшМ

Рис. 6. Зя висим ость отношения
массы нейтрального водорада к
оптической ctfBTHMOcru галак-

не за пися м 1 л м ввел ю цво (г н ы м
мутям и соответствии с
характерными для данного
типа объектов начал ины-
ми условиями. Пока не
совсем ясно, в чем конкрет-
но выражалось разлцчне
начальных условий для
галактик разных типов на
момент кх формирования.
По-виднмому, здесь иг-
рали роль сразу несколь-
ко факторов: таких, на-
пример. как масса прото-
галактики. ее удельный

момент вращения, харак-
тер распределения веще-
ства вдоль ра диуса и сред-

тнки (н солнечных сдняидах) от
морфолог) 14ее кого tcuhi галяктнк.
Треугслышкамя Ыгощинены дан-
ные Галлахера к др. (Р.'75) о га-
лактиках типа SO и Е.

пня плотность, время гра-
вктапиониого обособления

протогалактнки от окру-
жающей Г]ЮДЫ II Т. D.

Если говорить о распре-
делении наблюдаемых га-

лактик по типу, то для иллюстрации можно привести дан-
ные Вокулсра по 1530 галактикам (обзор полон до —
« 13 и 5/Г1 = — 15):

Тип к so 3 hi 10 Пекуляр- ные
Число ЭД) 934 ге , 13 14
% 13 21,5 сид 2.55 0.85 0,9

Функции светимости и масс для галактик ноля и скоп-
лений. Очень важной характеристикой галактик явля-
ется так называемая функция светимости, которая пи.шо-
лист определять» сколько галактик в определенном пптвр-
nn.ro ннсолютяых свотимостеп находится в объеме» ран-
ном 1 Иле3. От функции светимости можно перейти к
Функции масс, используя известные соотношения между
массой и светимостью для галактик определенных мор-
фожи и четких типов» Этот переход стал возможным поело
пип как были оценены массы близких галактик различ-
ных типов. Правда, этот переход но всегда корректен и
подвержен большим ошибкам я связи с недостаточностью
данных об истинном виде распределения массы галактик
но радиусу. Ясно, что от того, какая доля массы галактик
сосредоточена на пх периферии {в короне)» зависит истин-
ное отношение массы к светимости.

Функции светимости, определенные равными автора-
ми. часто расходятся, поскольку зависят от выборки галак-
тик. метода обработки и оценок расстояний до них. Можно
записать функцию светимости для галактик скоплений в
виде (см., например. Воронцов-Вельяминов. 1972)

<₽GVpr) = Ig.V(;V„)=^^ + Z?,

где V(J/pr) — число галактик н I Мне3 при Ytf s= 1. па-
раметры .4 и В —числа, различающиеся у разных авто-
ров и изменяющиеся при .11* (рис. 7). По данным Эйбла

В = 19,6 1 иг .

А = 0,78 J ВРН >jWi'6>

А = 0,23} ... .

в = 4,41 J прц

излом функции светимости для скоплений галактик при-
ходится ял величину .И pg = — 21 (//9 = 50).

Для галактик поля, по-влднмому. получается более
сложный вид функции светимости с плато в днаппзоиа
абсолютных светимостей от — 201 до — 18 \

Сравнивая функции светимости для галактик скопле-
ний и ноля, можно заметить, что отношение числа галак-
тик в богатых скоплениях к числу галактик в поле (н
единичном интервале абсолютных светимостей) растет с
ростом светимости.

Мы уже говорили. что переход от функции светимости
К функции масс галактик затруднен. Здесь пока можно
говорить л» шь 0 грубых оценках. Холмберг (i960) полу-
чил функцию масс (ряс. 8) з интервалу

ОТ 8,9 ДО 11.3 в виде

^18^=0,018 12,1 - lg
\ л./

Суммарная плотность галлктнк согласно Холмбергу
оказывается равной ~ 2.5 • Ю~31 г!с.к~* (в диапазоне аб-

Г -с. 7 Усрсявеимая функция
CMOTlIMOCTtP ДЛЯ СЫНКИ’» НМ ГД-
лактин по Эйбау. Ясно ютдок
характерный излом при т*. ги-
ппн‘тстиуш1.Ц1гй пр»гмср1Ю блес-
ку Ri-й шг яркости гялзьтнкц
скол.юиля Дде нгследпванных
ciajiKieiiHH аГнишотнаи яисзд-
ная полнима излома ЛМ рпняа
примерам —21’" (Я»«=- 50).

Рис. 8. Функция маСс ятя га-
лактик разных тиной, получеп-
ная но данным о 270 кар.тнко
Пых гллагтн ня х-спутника к.

раснп-тРтонных нблнлн гигант-
ckvx спиралей (по Хол «пергу).
Обрппцвдг на wCft кпнмаиио
Отсутствие 3jajitn!3cciiuBii»x спи-
рал >й.

сплютпых снотимостсй: от —10^,6 до —22^; при Wu =
50 ^ч1сек!.Нпс),

11абл[одс1зия н 1ПНИИ 21 ся ноанолили обнйружпть сипе
одпм интересный феномен н маспггаПлх тя тактик. Течь
идет об открытии вблизи нашей н некоторых других га-
лактик облаков пейтральпогп водорода (гм., например,
Мэтыисоп и др.. 1975). Саш.н б^лынме облака имеют
следуяицие xiapaMuTpfa: d 5И) кпс. ® 3 • HP Э1э,Лу

л 30 kjh/cck К настрад^му времени найдено более сотни
tai их иблдкон Плотность их оценивается примерно
н 7 ’ Г) 3 см . Они имеют скорости относительно центра
। nnirii Гпл ктяки порядка сотен километров в секунду,
прнч б льше облаков, приближающихся к нам.

Ii Настоящему пременц обнаружено около 10 облаков
газа, ра кможеш ы.х на небольших угловых расстояниях
<н некоторых б. изкнх к ням гал ктик (в том числе Магел-
лановых Облаков).

Интересно, что псе ати «облака» находятся вблизи
сперма ктнческою акватора и вытянуты ириблнлите.тьио
вдоль того. Ото. по-вндпмому. свидетельствует об их вне-
1алактпчес|Ю|1 природе и принадлежности ялн к Сверх-
галактике. или к Местной группе галактик, или. соглас-
но Воку, юру • к Местному облаку (см. стр. 45).

§ 3. Скопления, группы я пары галактик.
Сверхскоплеяпя

Для ярких галактик из каталога Шепли —Эймс ван
дои Вгрг получил примерный процент галактик разных
типов, входящих » состав скоплений или поля:

К -SU S-ftrr cD
В относ и тел hrui богзт.мх скоил НИЯХ и % 38% 93
В бедных 20% н% G
В ЛмЩрН подо 2-5% 48% 1

Парным занялся планомерны м исследованием скопле-
нии галактик Эйбл (1958). катары i опубликовал кагалиг
почти 2700 богатых скоплений галактик. При подсчетах
галактик Яйбл пользовался паломарскими картами, кото-
рые послужили исходным материалом для составления
многих каталогов. Палгдщрскип карты увидели свет ь
1932 г. О in были по. учены фотографическим путем на
|20-ёаятим&тровой камере Шмидта в красной и синей
областях спектра для 935 участков неба, охватывающих
всей площади небесной сферы. Условен» разрешение
карт обзора (-* 1 ) позволяет выделить объекты разме-
рами до 0,6 кис на расстоянии 100 Мне. Предельная
фотографическая звездная величина галактик — 21”*, что
соответствует на расстоянии около 20 Мне абсолютной
величине около— W',6.

Д tn полноты и однородности своего каталога Эйбл не
учитывал галактики слабое 13 н избегал областей с га-
лактической широтой |6| < 20е, где существенны эффек-
ты поглощения света в Галактике. В общей сложности
подсчеты галактик, выполненные Зяблом, охватывают
около 40% небесной сферы.

Все отобранные скопления Эйбл разделил на пять
групп по «богатству! (/?). За критерий было выбрано
число галактик в скоплении» видимая величина которых
на 2* слабее третьей по яркости галактики (.Vrf ^•Ока-
залось, что в среднем абсолютные величины первых трех
но яркости галактик (при IJ — 50 км/сек/Мпс) тако-
вы: Л/v, =»- ^>3. 22,39, Mr. =-22.35, причем

для первых по яркости Е и SO галактик в центрах
скоплений Л/v» не очень сильно зависит от богатства ско-
пления.

К настоящему времени красные смещения галактик —
членов скоплений — определены для более чем 100 скоп-
лений (cal Нунан. 1973). Правда, подробно исследованы

Л 0 1 2 3 4
jVV,+2 4^49 50-79 8й—Г29 130—199 200-280

только самые близкие и самые богатые из них. Так, на-
пример. красные смещения 15 членов или больше изме-
рены лишь в 20 скоплениях. Лучше других исследовано
скопление в Волосах Вероники, в котором: красные
смещения измерены для **- 20U членов.

Статистические свойства изучались Эйблом по 1682
скоплениям (см. Эйбл, 1965). Оказалось, что богатых ско-
плении (ft 3) всего около 4%, а бедных скояледпй
(Д=; 1) больше 70%. Больше 50% скоплений оказались
при красных смещениях z2>0.j.

Неоднократно делились попытки классификацмй скоп
Ленин галактик по морфологическим признакам. Напри-
мер. Цвмккн ввел понятие компактных и рассеянных скоп-
ланий, Эйбл — схидпое понятно регулярных и яррегулир-
и их, которые отличаются п по морфологии галактик —
членов скопления. В последние годы появился ряд ра-
бфТ, в которых особое внимание обращается на особен-
ности центральных галактик скоплений. Баутц и Моргая
(1970) на этом основании вводят четыре класса скоп-
лений:

I. В центре скопления есть ярчайшая cD-галактнка
(гигантская Е-галактпка с обширным гало).

II. Ярчайшим членом скопления является галактика
промежуточного между с!) и Е тяпок.

Ш. В центре скопления нет выделяющихся но ярко-
сти cD или Е галактик.

IV. Ярчайшим членом скопления является S галактика.

Кроме того, вводятся промежуточные тины 1 —11 и
Н- III.

Авторы отмечают. что н богатых скоплениях встре-
чаются все типы от I до 111. Более бедные псоплеция
галактик бывают ] и Щ типов. Типы И и Ш часто
имеют в центре две галактики, окруженные общей
оболочкой.

Руд и Шастри класс йфициро вали все скоплении в виде
«камертонной» диаграммы:

сП-В

/L—F (более плоские скопления)
\С— 1гг (более сферические скопления)*

Здесь cD — скопления, в центре которых расположена
гигантская галактика; В — скопления, в центре которых
находятся две гигантские галактики; L — скопления,
в центральных областях которых есть цепочка ярких
галактик; F — распределение галактик в скоплении имеет
уплощенную форму; С — распределение галактик в скоп-
лепи.ц имеет форму ядра и гало; 1гг — иррегулярное рас-
пределение галактик в скоплении.

До сих пор мы говорили о скоплениях нормальных га-
лактик. В последние годы получены сведения о сущест-
яоваинн скоплений компактных галактик, которые сначала
были приняты за звездные скопления. Появился уже пер-
вый список таких систем (Шахбавящ 1973). включающий
около 30 скоплении. Как правило, в них входят всего
несколько десятков галактик в общие размеры систем
около 500 кпс. Исследование этих образовании только
началось.

Кроме скоплений галактик, часто встречаются и батш>
мелкие структурные образования: группы и пары га.чак-
’ппс Первый каталог двойных галактик был составлен
Холмбергом еще в 1937 г. и включал 837 пар. выбранных
так, чтобы удвоенная сумма угловых диаметров компо-
нентов была не больше расстояния между их центрами.
По данным Холмберга получалось, что почти 50% галак-
тик входит в группы или кары, а в пары —около 23%.

В последующие годы появились каталоги цар галактик
(например. Караченцева (1972)). Караченцевым отобра
цы около 600 нар, которые, ио-видимому, в своем боль-
шинстве являются физическими. В настоящее время ве-
дется работа по получению спектров компонентов прел-
шьчагвемых пар с целью определения их красных СМ^-
ЩиИИН.

Кроме пар галактик, иногда встречаются л очень тес-
ные группы, часто со следами взаимодействия между
членам». Характерным примерам такого рода систем мо-
жет служить открытый Стефаном в 1888 г. квинтет галак-
тик, названный впоследствии его именем. Приведем, ос-
новные характеристики членов этой системы:

Га лютита Тип Рпаикч» ьнеш- Hlix qWlaCTMl С». (хл/ • г к) nnpVfHY n (Mtv >
NGC 7317 15.3 Е1 0/4 X 0/4 7014 НО
NGC 73186 нд SBbc 1ДХ 1.0 59!6 !40
NGC 7318а 14.8 Е2 0.4 X 0,4 ОДНИ 140
NGC 731S [3.7 ЯВЬ UX 0.9 0935 J40
NGC 7320 ia,e Sd 5.0 X U 1073 ю

Видно. что самая яркая галактика «шпштета Стефа-
на» (NGG 7320) имеет лучевую скорость почти в семь
раз меньшую. чем лучевые скорости остальных компонен-
тов. Всесторонние исследования этой системы в оптиче-
ских лучах, в линии 21 rev. и в линии Н* показали, чти
NGG 7320 является близкой к нам галактикой фешв. со-
ставляющей виру с гигантской спиралью NGC 7331. Этот
пример показывает, что надо с большой аккуратностью
ио (ходить к вопросу принадлежности той или иной га-
лпкшки к группе.

Иокулер (197U) опубликовал подробный анализ ярких
членов в .74 ближайших группах галактик, содержащих
от К) до 100 членов. В их число входит и Местная груп-
па. одним из самых ярких членов которой является наши
I '«.тактика.

Всего в Местную группу входит около 30 объектов,
в том числе три спиральные системы. К ним относится
пата Галактика с Магеллановыми Облаками и еще девятью
известными спутниками; удаленная от нас на 700 кпе
туманность Андромеды (М 31) со спутниками, абсолют-
ная звездная величина которой достигает — 20"'. 3, а так-
же туманность в Треугольнике М 33. Остальные члены
Местной группы — ото иррегулярные и.ш сфероидальный
карликовые звездные системы с ЛА- около — 14. но-види-
мому. объединенные в несколько групп. Гигантских сфе-
роидальных систем в Местной группе пет, хотя недавно
в инфракрасных лучах были обнаружены две довольно
большие галактики (Маффея 1 и 2), которые не видны в
оптическом днвпвзопе из-за поглощении в пашей Галакти-
ке; одна из них (Маффей 1), по-пилимому, оллиптическая.

План Местной группы представлен на рис. 9. По мне-
нию Вокулера (1975), Местная группа и некоторые
близкие к нам группы галактик образуют уплощенную
систему — Местное облако галактик Толщина Местного
облика около 2 Мпе, длина ~ 6 Л/лс; плоскость Облака
па (5° отличается от плоскости местного с верхе коплении.

Одним из интереснейших аспектов исследования скоп-
лений, групп и нар галактик является определение их
«впрвя.тьных масс» (Ф^) «о дисперсии скоростей их
членов. Выяснилось, что во многих системах галактик
2Япвр систематически превышает массу, определенную по
суммарной светимости всех галактик системы и что рас-
хождение увеличивается по мере увеличения размеров и
числа членов. Это несоответствие получило даясе специ-
альное название «ннриального парадокса»*). Для его

•) Следует заметить, что для некоторых систем «вириальпый
парадокс* может быть связан с ошибками или и определен пи длс-
иерсни скоростей яв счет ксвравнп.носо учета галактик поля, или
к определении истинных размеров системы; pre это, естественно,
ичоент ошибки в определенно
объяснения была выдвинута гипотеза об относительной
молодости таких систем» которые обладают положите.! ь-
iiuii гравитационной энергией и за время порядка 103 —
10* лет распадаются. Однако наблюдения не показали у

МС

seo

icia
X

---г

JCM3

/0MDf2

/*М«1

SbxA
х

UM
>

-sos о seo ж

Рас 9. Схематическое изображение относительного расноложеяпл
галактик в Местной группе (ио Вокулеру). 1 — JJoa I, 2 — Лев 11,
Л —Секстан С, 4 — Б. Медведица, 5 — м. Медведица. 6* —Дракон.
7 —Пегас, 8— Печь, Р — Скульптор, 7а—Малое я 11 — Большов
Магеллановы Облака,

галактик в системах с «виряальшым парадоксом» каких-
либо свойств, сильно отличающих ях от нормальных
звездных систем, не входящих в состав групп или скоп-
лений. возраст которых заведомо превышает 10й лет. По-
этому для объяснения «вирдального парадокса* было
сделано предположен де о наличии в лих большого коли-
чества «скрытой массы» с низкой оптической светимостью»
обеспечивающей гравитационную связанность таких сис-
тем. В последние годы появился ряд свидетельств того,
что «скрытая масса» может быть сосредоточена в пери-
ферийных областях галактик — их коронах (см., напри-
*<ер,Зйнасто и др., 1974, ОстраЦкер и тр.. 1974) или в
моа^галактическом пространстве внутри групп и скоилс-
лий галактик. Какая доля массы сосредоточена в коро-
лях, пока не совсем ясно. Указанные выше авторы счи-
тают, что плотность вещества в коронах пропорциональна
а значит, их масса растет ~ г (так называемое изо*
термическое распределение, когда вирнальпые скорости
Ссзк V'*

—I остаются постоянными на всех г). При
таком распределении вещества в коронах может быть со-
средоточена масса, превосходящая массу всей оптически
наблюдаемой галактики. У гигантских эллиптических га-
лактик ожидаются короны более протяженные, а значит,
и более массивные, чем у спиралей. Для согласования с
имеющимися наблюдениями, отношение массы к свети-
мости для корон должно быть не меньше 100. Такую ве-
личину могли бы обеспечить карликовые, маломасспаиые
(<0,1®1в) звезды населения II. Однако такие звезды
должны были бы наблюдаться и вблизи Солнца с плот-
ностью ~ 10~2 яс-3, но нх обнаружение сталкивается с
рядом трудностей (см. Шмидт, 1975). Массивные короны
вокруг галактик (отвлекаясь от их природы) можно было
бы заметить, исследуя пли движение карликовых спутни-
ков галактик или кинематику периферийных областей
в линии нейтрального водорода Ко = 21 см. Оба этик
направления а настоящее время активно разраба-
тываются.

Коснемся еще кратко «опроса о сверхскоплениях га-
лактик. Вопрос о существования скучиваяня скоплений,
отличного от случайного, привлекает внимание исследо-
вателей уже несколько десятилетий. Обстоятельные иссле-
дования по этому вопросу провел Цвикки в конце 50-х го-
дов. Он и его коллеги пришли к выводу, что сверхскоп-
леиий ганаши к не существует. Метагалактика, по их
мнению, состоит на «ячеек* с диаметром около 40 Мпс,
внутри которых находится, в среднем, одно скопление га-
лактик; диаметры наибольших из таких скоплений сос-
тавляют примерно 8 Мпс и одинаковы на всех расстоя-
ниях. Начиная с 1959 г. Воку лер я группа шведских аст-
рономов развивает и ряде статен (например, Вокулер,
1959) представление о том, что окружающие пас скопле-
ния и группы в свою очередь входят в состав гигантского
сверхсконлепня. названного локальным сверхскоплением.
Центр этой достаточно сплюснутой системы, как полага-
ют. находится в скоплении Девы пл расстоянии около
20 Мне от нашей Галактики, плоскость которой перпен-
дикулярна к плоскости сверхскопленмя. Размеры всей
системы около 50 Клг. Однако вопрос о существовании

локального сверхскоплопмя до сих пор не может считать
ся окончательно решенным. Так, па пример, в работе Ба-
кала и Посса (1975) делается вывод, что наблюдаемое

окучивание групп галактик

*5А '<*'*

-28

afwTO М3(

\ &№ И 31

\И52
\

М1’\я8С Ц«
\
\

Ylrjo Е \

црмше Соек 1

-J-------<---kJ

X & 28

Ряс 10. Связь между средней
плотностью в системе пли под-
системе я ее размерами. Со-
гласно Вокулеру (Ш71) в шп*
роком диапазоне плотиостей
(от 10'16 до 10-за е/оР) н раз-
меров (от Ю* f-м до ilP* с.н)
за UHCUMGCTL удо вл отвори тел ь-
но описывается одним и тем
Же законом (см текст).

в локальное сверхскоплеиие»
может быть объяснено за
счет ряда селекционных эф-
фектов, в частности, поглоще-
ния света в нашей собствен-
ной Галактике и близости на-
шей Галактики к богатому
скоплению в Деве, угловые
размеры которого, по мнению
авторов, могут достигать 15*.
Вопрос о влиянии галактиче-
ского поглощения на види-
мое распределение галактик
подробно рассматривается и
в ряде других работ (напри-
мер. Холмберг. 1975).

В последние годы ряд ав-
торов (пор.. Караченцев ц
др., 1974) проделали е по-
мощью ЭВМ большую рабо-
ту по статистическому ана-
лизу данных о распределе-
нии галактик в существую-
щих каталогах. II. Д. Кара-
чепцов и его соавторы
приходят к выводу о реаль-
ном существовании сверх-
с колл епл й. Ти п и ч и ыо разме-

ры сверхскоплеинй оказались
равными примерно 20—30 Л/нс, а число членов (т. е. скоп-
лений галактик) в сверхскопленип. в среднем, всего 2—3.
Распределение сверхскоп.тснпп по населенностям прибли-

женно выражается законом

.V(nu+ 1)~2~со’+п,
। V* N — число свархскоплений с числом членов (Но+t).
Отсюда видно, что число скоплений, 1тв входящих в скоп
яемня второго иорядка (nfl = 0). равно примерно половп-
М всех. Укажем еще» что ряд авторов отмечал обратную
связь между размерами и средней плотностью систем га-
лактик. Вокулер (1971), например, дает эту связь в виде

|gp~ _ 21.7 — 1.7 (Igr — 21.7),
где р в г/см3 и г в с.и (рис. 10).

§ 4. Необычные (пекулярные) галактики

До сих пор мы говорили о классификации п некоторых
свойствах более или менее «нормальных» звездных сис-
тем. Однако наблюдательные данные последнего десяти-
летия показали, что довольно часто мы имеем дело сине-
гдлактичьткнми объектами, обладающими во совсем обыч-
ными свойствами. Такие объекты несколько условно
выделяют я группы по какому-либо отличительному при-
знаку, хотя не всегда ясно, является лк эта особенность
временной или опа характерна для данного типа объектов
всегда и связана с аномальными условиями уже на ста-
дии их формирования.

Компактные галактик и. Первый представи-
тель этой многочисленной группы был открыт еще в 30-х
годах Цвтгвки и Хьюмасоном (HZ 46). Цняккн называет
объект компактным, гели его поверхностная яркость выше
(19 — 20)’*7D" и относительно высока концентрация из-
лучения к центру. В каталогах Цппкки па 30000 галак-
тик приходится около 4000 компактных систем. Подроб-
ней» нсс.гедовлпир этих объектов только начинается. по-
этому о сяогтствзх объектов этого класса известно пока но
очень много. Размеры их колеблются от 100 нс до
2,5 кпс. массы от 10е дп 1П122УМ, средние поверхностные
яркости от 4- 19 до 4- 23<*/О" и абсолютные звездные ве-
личины пт — 10 до —23 (светимости Ю5-? Ю11Лв).

Средн компактных галактик много голубых объектов с
пекулярными спектрам л, но много также и объектов с
нормальными цветами н с обычными звездными спектра-
ми. Петепловыс спектры и оптике показывают лишь 5%
объектов этого класса. Плотность звезд » компактных
галактиках, судя по дисперсии скоростей, не сально
отличается от соответствующей величиям для нормальных
звездных систем; высокая же их поверх постна я яркость
обусловлена, по всей вероятности, особенностями фу к кин и
светимости звезд — относительным избытком ярких звезд.
Большое число горячих звезд обеспечивает наблюдаемое
возбуждение ионизованного газа, приводящее к излу-
чению пекулярных эмиссионных линий. Данные наблю-
дений в линии 21 с,и показали, что в компактных га-
лактиках достаточно много нейтрального водорода (II I),
расположенного на периферия систем, причем отно-
шение массы Н 1 к полной массе выше у компактных
галактик, чем у нормальных. Наблюдения также по-
казали, что пространственное распределение компакт-
пых объектов не совсем обычно —они имеют тенденцию
встречаться небольшими группами. Мы уже упоминали,
что встречаются компактные скопления компактных га-
лактик. Однако группы п скопления компактных галак-
тик пс имеют тенденции к скученности большого мас-
штаба, как это имеет место для нормальных галактик —
скоплений в сверхскоплепия.

Компактные галактики часто встречаются вблизи ги-
гантских систем и, по-видл.мому, физически связаны с
ними.

Карликовые галактики Эти системы по разме-
рам близко примыкают к компактным галактикам. Одна-
ко у карликовых галактик —низкая поверхностная яр-
кость и размытые края. Пока подробно изучены лишь
близкие карлики (Я 300 кпс) и всего их известно око-
ло 1000 с абсолютной звездной величиной ярче —10’.
Многие из карликовых систем являются спутниками ги-
гантских галагпик (таких, как наша Галактика или га-
лактика в Андромеде). Iio, по-ннднмому, существуют и
многочисленные независимые карликовые системы, про-
странственная плотность которых достаточно велика
(> (И Л/пс’3). Средние размеры карликовых галактик —
около 2 кпе, массы ~ IU — IO8 ЭД*. Карликовые галак-
тики бывают красные и голубые. Абсолютные звездные
величины их составляют — 14й* 4---1.8 А Цветовые харак-

теристики многих красных «карликов* сходны скорее
с шаровыми скоплениями, чем с гигантски мн эллиптиче-
скими системами. Интересно, что такие красные карли-
ки—это, как правило, системы эллипсоидального вида,
причем часто эллиптичность возрастает для более слабых
илифот. Это опять-таки роднит их с шаровыми скопле-
ниями.

Карликовые галактики, как отмечал еще Бааде (1963).
по встречаются средн спиральных галактик. Повышенная
светимость голубых карликовых галактик, вероятно, свя-
зана с большим количеством горячих звезд классов О — В.
В ряде работ делается предположение, что красные кар-
лики представляют собой спокойную стадию развития, на
которой темп звездообразования невысок, а голубые —
стадию бурного звездообразования в объектах того же
типа. Эти стадии могут повторяться неоднократно (Снрл,
Сарджент. Батнуоло, 1973).

Голубые галактики Л р о. Маркаряна и
галактики с «горячими пятнами». В 1956 г.
Лро, производя на одну пластинку снимки в трех цветах,
обнаружил около 30 необычно голубых объектов. После
определения расстояний он нашел, что размеры их коле-
бались от 2 до 10 хпс. а абсолютные светимости от — 15"*
до —20'*. Объекты этого типа были подразделены на две
группы.

В первую группу входят спиральные и неправильные
галактики высокой светимости. В их спектрах линии излу-
чения присутствуют во всем объеме галактик и возбуж-
дении газа обусловлено, по-ввднмо.му, излучением звезд
высокой светя мости.

Вторую группу образуют карлики со эпачлтельпой
ядерной областью. Возбуждение газа в них обусловлено,
ко всей вероятности, присутствием сильного нетеплового
излучения от ядра. Средние поверхностные яркости этих
объектов различаются не в очень широких пределах в по
величине меньше, чем у центральных областей обычных
галактик.

С 19G5 г. в Б то рака не па метровой камере Шмидта
с объективной призмой начал наблюдения Б Е. Марка-
рян. Он получал на одной пластинке спектры с дисперси-
ей 2500 А/лья для большого числа внегалактических объ-
ектов. Было «осмотрено» около 6000 квадратных градусов
небесной сферы и к 1975 т. составлено семь списков объ-
ектов. куда вошло около 700 галактик, имеющих более
ранние спектры по сравнению с цветом или морфологиче-
ским типом (см., например, Маркарян, 1973). Объекты
Маркаряна быадот как компактные. так и диффузные.
Примерно для 400 из них известны спектры и оценены
красные смешении (наибольшее пз известных 2 2=0,08).
Подсчеты показывают, что объекты Маркаряна составля-
ют около 5% от обычных галактик. В области абсолют-
ных светимостей от — 21й1, 5 до — 16 "t 5 пространственная
плотность объектов Маркаряна составляет примерно 7%
от плотности нормальных галактик в том же интервале
светимостей. Около 10% объектов Маркаряна имеют
очень широкие линии в спектрах — это объекты Сейфер-
товского типа.

В последние годы выяснилось (см., например. Хачц-
кян, 1972), что объекты Маркаряна со «звездоподобиым*
(s) спектром имеют аномально яркие и голубые ядра,
в то время как объекты Маркаряна с диффузным (d)
спектром часто имеют более или менее нормальные ядер-
иые области. В последнем случае наблюдаемые аномаль-
ные свойства имеют одна или несколько гигантских зон
II 11 или сверхассоциаций (размеры их достигают не-
скольких килопарсек, а абсолютные величины — 17”),
встречающиеся в галактике и имитирующие ее «маркаря-
невские* аномалии.

Небезынтересно отметить, что галактики Маркаряна
избегают областей, занятых богатыми скоплениями галак-
тик. Кроме toid, ио предварительным данным они чаще
образуют пары, чем обычные галактики. Отметим также,
что около 40% галактик Маркаряна — спирали с пере-
мычками.

Близка по своим свойствам к объектам Маркаряна
и ио очень многочисленная (несколько десятков) группа
галактик (в основном это спиральные галактики с пере-
мычками), выявленная сначала Тпффтом по цветовым
особенностям, а потом исследованная Серенном и Пасто-
jitt.iofi (см., например. Пасторша. 1973). Эти галактики
отличаются от нормальных тем. что по мере приближения
к их центру цвет становится не краснее, а голубее. Оли
делятся по виду на две группы: галактики с «горячими
пятнами* н галактики с аморфными ядрами (структура н
центральной области, до-внднмому. отсутствует). В этих
галактиках центральные области, размеры которых дости-
гают 1 кпс. несмотря на относительно небольшую нонерх-
постную яркость, имеют суммарную абсолютную величц-
ну в среднем Mv — 17 4-----18,л. Сами ядра этих объек-

тов более или мелев нормальны как по светимости, гак
и по цвету. Аномальные цвета, спектры и светимости
центральных областей этих галактик связаны с наличием
в них нескольких гигантских областей 11 II (размеры до
100—300 пс). возбуждаемых десятками тысяч горячих
звезд О-В. Таким образом, в галактиках этого типа мы,
по-видимому, сталкиваемся с продолжающимся звездо-
образованнс’м в центральных областях. Есть ряд указаний
на то, что гигантские зоны II 1Г — горячие пятна, образуй
кольцевую структуру вокруг ядра, расширяются (или
сжимаются) со скоростями около 30—50 м/сек.

Интересно также, что анализ совокупногтя данных об
окрестностях ядра нашей Галактики показал, что комп-
лекс, представляющий с<гбой совокупность центральной
протяженной облпстн П II (350X 150 пс) п дискретных
компактных областей Н И, напоминает горячие пятна в
центральных областях галактик, исследованных Пясторп-
эой (см.. например, Мецгер п др.. 1974). Л так как горя-
чие пятна часто встречаются в центральных областях пе-
ресеченных спиралей, то можно сделать предположение,
что и наша Галактика относится к типу SB. Интересно,
что согласно данным Вокулсра, об этом же свидетель-
ствует и наличие векруговых движении в нейтральных
областях нашей Галактики.

Галактики с активными ядрами. Наблюде-
нии шпеазывают. что ядра — яркие компактные образова-
ния в центрах галактик — заметны лишь у галактик с
абсолютными светимостями выше — 15 я. (Это верно как
для эллиптических, так и для спиральных галактик.)

Чем. массивнее «ядро» в галактике, тем. по-влдимому,
более заметное вл ниц ио оказывают процессы, происходя-
щие в нем, на всю галактику. На важную роль активности
«ядер» и ее распространенность указал ещо в 1958 г.
В. Л. Амбарцумян. Особенно очевидным эти стало после
обнаружения в 1963 г. квазизвоздвых радиоисточников
(квазаров), а позднее нболее многочисленного отряда ква-
зиэвевдньгх объектов (квааагов), похожих но своим
свойствам на «ядра» некоторых типов галактик (да что
еще в 1965 г. обратил .внимании И. С, Шкловский),.

«Ядра* галактик —это не просто массцппьге грашгтв-
цкопно связанные комплексы газа и звезд, а образования о
аномальными свойствами, резко отличающимися от свойств
других областей галактик (шшрамсу, по спектру, цвету,
мощности энергпвыделспил, плотности звезд, скорости
врпщепия п т. п.). В «ядрах» некоторых типов галактик
происходят иногда гигантские катаклизмы, сопровождае-
мые рядом необычных явлений. В таких случаях гово-
рят об «активных ядрах», хотя термин «активность ядра»
нельзя считать строго определенным.

Какого-то одного универсального признака активности
ядер не существует. Можно перечислить HOKOTnpi.it) из
них: петепловой характер спектра в широком диапазоне
длин волн; переменность излучения как вспышечною, так
и. возможно, ква апериодического характера с временами
изменения, соответственно в месяцы и годы: сильные ли-
ния излучения в спектрах; компактные ряднонсточники
размерами 1 пс с плоскими спектрами: выбросы газа
с большими скоростями.

Активность ядер в спиральных галак-
тиках. Галактики Сейферта.

Первая галактика этого класса — NGG 1068 — была от-
крыта в 1908 г. Е. Фэтом; в 1917 г. В. Слапфер. У. Кемп-
белл и Ill. Мур на Лицевой обсерватории (США) нашли
в спектрах галактик NGC 1068 и NGC 4151 необычайно
широкие линия излучения.

В 1943 г. К. Сейферт (США) опублякова г список пл
12 галактик, обладающих рядом характерных свойств:
1) спирали с ярким звездообразным ядром. 2) излучение
ядра в оптическом диапазоне составляет заметную долю
от полного излучения галактики, 3) в спектрах ядер при-
сутствуют ещькые, очень широкие линии водо-
рода в более узкие липни О П (3727 А) и ионов
высокой степени ионизации (как в планетарных
туманностях).

В ядрах Сейфертовских галактик происходят какие-то
бурные процессы, приводящие к выбросам плотных
(~ 104— 107 ел-3). компактных 10й — l(Jt6 c.w) обла-
ков таза с массам» в десятки п сотни масс Солнца со
скоростями в тысячи км/сек. Этот рсч^уррентиый, длитель-
ный (10е— 10е лет) процесс приводит к выбросу на ядра
ва цикл активности юза с общей массой 105 — 107И.,
азяимающего в центре галактики область размерами по-
рядка сотни парсек. Газ внутри этой области имеет клон-
коватую структуру, возипкаюшую за счет выбросов из
ядра отдельных плотных облаков.

При мощности излучения в оптическом диапазоне по-
рядка IO40 эрг/сек за цикл активности может быть выде-
лена громадная анергия, равная 1050 — 10м эрг.

1Ь'Тёиловой спектр излучения ядер Сейфертовских га-
лактик имеет сложный вид с максимумом в инфракрас-
ном диапазоне. Центральные области таких галактик
дают сильнее излучение и в рентгеновском диапазоне.
Излучение их ядер в оптическом диапазоне меняется в те-
чение месяцев и даже недель. Некоторые ядра характери-
зуются изменением интенсивности линии излучения
водорода.

В последние годы появились данные о том, что а цент-
ральных областях сспфертовскпх галактик присутствуют
компактные переменные радиоисточники с плоскими
спектрами. Они часто имеют двойную структуру и хорошо
наблюдаются в сантиметровом диапазоне.

Пространственная плотность классических галактик
Сейферта составляет всего 14-2% от пространственной
плотности спиральных галактик типов SA, SAB, ьВ сход-
ных светимостей. Это соответствует плотности 0,05 Л/нс-5.

Если относить к Сейфертовским галактикам объекты
по особенностям линейчатых спектров ядер, т. е. в основ-
ном по ширинам линий, а не по морфологическим харак-
теристикам самих галактик, то число известных галак-
тик такого рода сильно возрастает, достигая 100 (см., на-
пример. Воронцов-Вельяминов, Иванишевич, 1974).

Отметим еще. что _щш исследовании спектров объек-
тов с Сейфертовскими ядрами было выявлено, что их мож-
но разделить на два основные класса (см подробнее, на-
пример, \дамс к Видман. 1974):

I. Широкие бальмеровские и узкие запрещенные ли-
нии. Электронная плотность газа около 10г слга и масса
ионизованного газа ~5- l(P2Jbrt. Фотоионизация осуществ-
ляется центральным источником непрерывного излучения.

II. Широкие бальмеровские и широкие запрещенные
линии. Электронная плотность около 103 слс3 и масса го-
рячею газа ~ 10?3)Ь. Особенности спектров можно объ-
яснить присутствием большого количества горячих звезд,
которые не проявляют себя в наблюдаемом непрерыв-
ном спектре из-за сильного покраснения на пыли,
Ширила липни в спектрах типов I к II объясняется,
по-индпмому. доплеровским мехапи >мом уширения от
быстро движущихся облаков газа, хотя полной ясности
в атом вопросе пока нет. В частности, удивляет отсутст-
вие линии промежуточной щирицы.

Активное т ь я дор в ал л и и с о и д а л ь и ы х
с и с т е м а х. Радиогалактика Дева Л.

Если говорить об активности ядер в сфероидальных"
звездных системах, то хорошим примером мшкет служить
близкая к нам (20 Мне) радиогал актина Дева Л (М 87=
= NGC4486). Она расположена и центре богатого скоп-
ления в Деве. Основное тело галактики имеет размеры
25 X 20 кпс и классифицируется как тип ЕО или cD. Види-
мая звездная величина ~ 10”, а абсолютная — около—21 ”.
Внешняя корона галактики тянется на расстояние около
Г. достигая размеров порядка 1 Мне и занимая почти
1/10 всего сконлеями. Суммарная масса галактики оцени-
вается в 10’3 ЭД .

В ядре Отой галактики наблюдается яркий выброс,
тянущийся на 1.5 кпе и состоящий на 5 отдельных
сгустков. Самый яркий пз ппх имеет m= |9, Jf = — 12
и отстоит нт ядра почти ла 800 пс. Общая ширина струн
порядка сотнц парсек и суммарная абсапотнал звездная
величина — 15". Это соответствует энерговыделен ню в оп-
тических лучах порядка iO42—10 й эре/сек. Общая мас-
са газа в струе оценивается в КГ ЭД®.

В спектре ядра М 87 видна сильная широкая линяя
[О И] 3727 ангстрем, имеющая сложный профиль, что
свидетельствует о движениях газа со скоростями в тыся-
чи км/сек. Кинетическая энергия выброса оценивается в
10s5 эрг. Спектр излучения выброса имеет ярко выражен-
ный iirTi иловой характер. Излучение я оптике поляризо-
вано, причем направление плоскости поляризации изме-
няется на 90° при переходе от сгустка к сгустку. Есть
данные, что самая яркая оптическая конденсация в вы-
бросе изменяет со временем свою яркость. Бремя жилки
выброса около 5 • К? ют.

Кроме ярком струи, и центральной области галактики
NGC 4486 в Оптическом диапазоне виден еще ряд инте-
ресных деталей: коитрвыброс и слабый перпендикуляр-
ный «веерный» выброс. Ради пстру ктурл источника в
М 87 исследовалась подробно на 5 Ггц Турландом (1975),
пл 5 кпломстрпяой антенной системе в Кембридже. Оказа-
лось. чти радшщстичник вытянут в направлении вы-
брос— контрвыброс, прячем общие раздсры достигают
4 кпс. Ярчайшим оптическим сгусткам и ядру галактики
соответствуют поярчспня и в радиолиния лоне. Излучение
нейтрального ряднонсточнлка поляризовано. Степень по-
ли риза цнп от областей оптических сгустков достигает в
радиодиаплзоне 20%, что позволяет оценит], электронную
плотность в выбросе 1<J4 с.ч 3. Интересно, что весь цент
ралвпый радиопсточиик единицт к югу от осн симметрии,
совпадающей с направлением выброса. Общая энергетика
итого радшшеточннка достигает па 5 Гщ примерно
104‘ эрг/сек. Кроме того, ла частотах меньше 5 • 10е гц
за moth biii вклад начинает вносить радноизлученко гало,
пмеющего размеры порядка 10' и совпадающего с глав-
ным оптическим телом галактики.

Примерно и 10й эре/сек оцеиивпется мощность рент-
геновского излучения от скопления галактик в Деве в
дшшазоне 2—8 кзв. Размеры области излучения оцени-
ваются примерно в 200 кпс. Есть, tio-впдимпму, и более
компактный источник рентгеновского излучения, совпада-
ющий с Девой Л.

Ра ди он сто ч ян к и. За 30 лет. прошедшие с момен-
та открытия первого дискретного раднопсточнвка (радио-
галактика Лебедь Л), были обнаружены десятки тысяч
внегалактических радлоисточнпкон. сведен ил о которых
собраны в многочисленные каталоги — обзоры, выполнен-
ные на разных частотах, на разных антеннах п в разных
участках небесной сферы. Наиболее хорошо исследованы
около 200 самых ярких источников (наблюдаемые пото-
ки больше 9 • 10~2* ат/м*щ, вошедшие в третий Кемб-
риджский ревизованный каталог (ЗСВ). выполненный на
178 Мгц для участка небесной сферы, заключенного
между 6 = —5° и 6 = 4- 90*. К настоящему времени
почти 80% этих раднонсточ инков отождествлены с ра-
дногалактпками пли квазарами. Около 70% мощных вне
г. 1.1 пктических радшжсточников имеют двайну ю радио-
структуру — протяженные (сотни килопарсек) радиоком-
иогкшты, расколожеипые по обе стороны ат оптической
галактики (плit квазара) на расстояниях до нескольких
сотен килопарсек и даже нескольких мегапарсек (!).
В протяженных радищюмионелтнх сосредоточена есщ>в-
пая доля радиоизлучения. В последние годы выяснилось
(см.т например. Пулей н Хенбест, 1974). что в протяжен
пых компонентах встречаются относительно компактные
(несколько килопарсек), яркие радиосточпикя. уступаю-
щие в несколько раз протяженным радвокомпоиеитам по
суммарной мощности излучения. Часто (если но всегда)
с ядром оптической галактики (или квазаром) бывает свя-
зан центральный раднокомпопент размерами всего в не-
сколько парсек или меньше, иногда с признаками пере-
менности во времени. В среднем, мощность радинпсточпн
ков в ядрах раз в 10 меньше, чем у протяженных компо-
нентов, причем их мощности пропорциональны. Есть
заметная корреляция между радио- и оптической пере-
менностью ядер галактик п квазаров. При атом но ис-
ключено, что относительный уровень мощности перемен-
ного компонента может зависеть и от ориентации осп
радиннсточинкя относительно луча зрения.

Спектры протяженных рндпрком noire нтов довольно
крутые, с показателем спектра а >0,7*). Спектры ком-
пактных и нейтральных раднокомпонентов гораздо болев
пологие, а<0.5, и иногда на низких частотах {v< 10* гц)
имеют «завялы». Все это по теории синхротронного излу-
чения свидетельствует о том, что возраст компактных ра-
диокомпонентов меньше 105 лет, а протяженные радио-
структуры — более старые (10* лет и более).

N-га л а кт ики. N-галактпки по своим радио- и оп-
тическим свойствам занимают промежутки егов положение
между радиогалактикам и « квазарами (см. Комберг,
Озерной. 1070). Не так* давно (с.м., напр/мер, Сепдидж.
1973) было окончательно установлено, что N галактики —
ото более или менее обычные эллиптические галактики,
но с необычно ярким в ультрафиолетовом (Г) и голубом
(#) диапазонах ядром. В диапазонах U п В излучение от
ядра совершенно «замазывает ? вклад звездного компонен-
та — самой галактики. Однако в желтом фильтре (I )
вклады от нетеплояого излучения ядра и от звезд при-
мерно равны и удается исследовать ход изменения ярко-
сти л цвета с растояпнем от ядра — mi оказывается сход-
ным с тем, какой наблюдается у гигантских Е галактик.

•) Обычаи вид спектра описывают пая псп местью Л ~ Vе. где
Г»~ поток в ат/м2'*ц я v — частота в гц.
Являются ли квазары, по аналогии с N-галактикамп, так-
же гигантскими сфероидальными звездными си темами с
еще более аномально яркими ядрами — сказать пока труд-
но. Вокруг ближайших и не очень ярких квазаров дей-
ствительно видны диффузные красноватые туманности
ра мерами б несколько десятков килопарсек. Их иссле-
дование только началось. Так, например, в работе Вам-
ллера и др. (1975) получен спектр туманности па расстоя-
нии около 4" (12 кпс) от квазара ЗС 48 (шг=16, красное
смещение 0.367). Спектр оказался удивительно похожим
на спектры газовых туманностей в нашей Галактике и на
спектры ядер активных галактик. Это свидетельствует о
более или менее нормальном химическом составе горя-
чего газа периферийной области квазара ЗС 48, что в
свою очередь может быть связано с протекающими сей-
час там процессами звездообразования. Фотоионизация
может осуществляться или горячими звездами или ульт-
рафиолетовым континуумом самого квазара.

Трудности с объяснением энерговыделен в я от ядер
галактик1 и квазаров усугубляются тем. чти генерируемые
в илх каким-то образом ролятикисткяе частицы должны
почти без потерь пройти сотни килопарсек, чтобы попасть
в области протяженных радиоком но пептон.

В последние годы предложен также ряд механизмов
генерации релятивистских частиц «ва мостах». т. е. в ком-
пактных источниках, вкрапленных в протяженные радио-
компоненты. Такая генерация могла бы происходить, на-
пример, на фронтах ударных волщ создаваемых в окру-
жающем ядро веществе при движении через него выбро-
шенных сгустков релятивистских частиц и тепловой плаз-
мы с вмороженным в них магнитным полем.

В центральных областях нормальных эл шптпческих
галактик, которые в 20% случае» являются радиоисточ-
нпкамп с мощностью выделения энергии на уровне
5 • Ю37 4-5 • 1040 зрг!сек согласно последним данным
Колла и др. (1975), часто (в половине случаев) сущест-
вуют компактные раднопсточппки размерами ^4 кпс.
В 2/3 случаев компактные источники сосуществуют с про-
тяженными радиоко.мисшептами, давая на Ь см до 40%
от общего радиопотока. Обладая плоскими (а <0.5)
радиоспектрами, они заметно искривляют суммарный
спектр. Мощность компактного центрального ниточника в
рлдиоднапазоне примерно пропорциональна третьей сте-
пени V. галактики. и то время как мощность протяжен-
ных радпокомшшентов пропорциональна квадрату Afv.
Интересно отметить. ’гго функция радносветнмости ядер
сфероидальных систем плавно с гиапется с функцией ра-
ди осветим ости квазарояодобных объектен (рис. 11). Не
исключено, что такое сходство не случайно. Можно пред-
положить. что квазары зволюционцруют в ядра обычных
эллиптических галактик. В такой схеме эволюции квада-

Рис. н. Функция радиосветимпс-
in ядер нормальных Е-газактнк
п слабых квл ;ар<н1 планаr.ix pnanci-
нсточикков {Kjmшов QSC4- Со-
гласно данным нтдльлвскпх ра-
ди пас триномов ат и функции «сты-
куются*. что. но вилимону. может
свидетсльстМ1вать пб их пиолю-
Ц11<и1Ш)й спн-ш. Пи пен пбгцщ-с —
мощность вал учения па 5000 Мяц.

ры не являются стадной в
жизни кпазнзвеэдпой га-
лактики, а стадия сильной
рад по галактики не являет-
ся фазой в жизни нормаль-
ной яркой Е-галактикн.
Значит, Е галактика будет
или не будет сильным ра-
дпипсточн ином в влвиси-
мостя от того, было ли яд-
ро этой галактики ня ран-
ней стадии своего форми-
рования квазаром пли ква-
эигалактикой. При этом
предполагается, что радпо-
номиояенты, сформиро-
ванные на стадии квазара,
расширяясь и удаляясь
от оптического объекта,
продолжают излучать в
радиодиапазопо па протя-
жении миллиардов лет.

К в а з а р ы. В настоя-
щее время известно уже
около 1000 объектов, явля-
ющихся кандидатами в

квазары — это радиинсточ-
пики с характерной для квазаров радиоструктурпй, отож-
дествляемые с голубоиптыми объектами от 17м до 21
Для примерно 300 нз них получены спектры к измерены
красные смещения по линиям излучения. Самый дале-
кий из известных (на кетен 1976 г.) квазаров 0Q 172
имеет z 3t53. Из-за больших красных смещений
и гигантской абсолютной светимости квазаров, аст-
рономы получили в некоторых случаях возможность
изучать с Земли спектры вплоть до длин = 900 А
(из-за красного смещения Л = Хо (14* этот диапазон
смещается в видимый пл Земле: X 3300 А). В спектрах
квазаров встречаются мощные и широкие водородные
линии и резонансные линии ряда попов тяжелых
элементов: С IV, Mg II. Ге II п др. Они формируются
в плотных (~К.Р — 10r сзг3) облаках небольших
размеров (1011"13 ел) и массы 1 3JT ), звнолпяющпх со
скважностью 10* — 107 протяженную (сотни парсек)
область — оболочку квазара. Фотоионизация, вероятно,
осуществляется мощным ультрафиолетовым излучением
квазара. Кроме линии излучения, в спектрах квазаров
встречаются многочисленные узкие линии поглощения,
имеющие, как правило, меньшие красные смещения, чем
липин излучения. Повидимому, линии поглощения встре-
чаются двух сортов. Одни формируются на более холод-
ной периферии расширяющейся оболочки квазара, дру-
гие—в галактиках или газовых облаках, расположенных
далеко от квазара п случайно попавших на луч зрения.

Пространственная плотность мощных радиогалактик
и квазаров в настоящую эпоху составляет примерно
10“* J/щг*

В оптическом диапазоне квазары являются раз в 100
более мощными излучателями, чем галактики. Их средняя
абсолютная звездная величина — 25^.5. а наиболее яр-
кие из них достигают —ЗГП. Для них. как и для ядер
галактик, характерны колебания блеска н континууме.
Иногда амплитуда изменения яркости достигает 2—З"4
и более. Наряду с отдельными мощными вспышками, слу-
чающимися в одном объекте достаточно редко (одни раз
в несколько десятков лет) происходят и более плавные
квазнпериодические колебания яркости с периодами в
сотни дней или несколько лет. Из 100 исследованных
квазаров около 70% имеют амплитуду 0 \5 и всего лишь
около W% — больше 2ад в видимом диапазоне. Помимо
мощного излучения в оптическом и радисдиаиаэопях ква-
зары. по всей видимости, являются очень сильными из-
лучателями в инфракрасном и рентгеновским диапазонах.
Однако в силу их удаленности и не очень высокий чувст-
вителъпостп аппаратуры в этих диапазонах наблюдения
дают пока статистически значимые* результаты лишь для
самых близких квазаров, в частности. для квазара ЗС 273
(л = 0,16).

13 1.963 г., через два года после открытия квазаров,
Се иди ДЖ обнаружил, что на высоких галактических ши-
ротах существует много голубых звездообразных объек-
тов. которые но своим оптическим свойствам напоминали
квазары. (Еще до открытия квазаров на объекты подоб-
ного типа обратил внимание Цвпкки.) Однако эти объек-
ты. в отличие от квазаров, являются очень слабыми ра-
диоисточннками. Такие «радноспокойные» квазары полу-
чили плавание лквазизвездных галактик» (сокращенное
QSG, или нвазиги). Объекты типа квазаров и к-в&змзздзд-
ных галактик вместе стали называть «кв а а и.звездными
объектами* (QSO). Пространственная плотность каазагов
оказалась в 50 раз выше, чем плотность квазаров. Инте-
ресно. что примерно такое ;кс соотношение пространств
венных плотностей наблюдается у сильных радпогалактнк
и нормальных, слабо налу чающих в радиодпапазоне ярких
эллиптических галактик. В среднем квазары мощнее и
компактнее, чем радпогалактякн. спектры их более
пологие, их нейтральные радиокомпоненты гораздо мощ-
нее. чем у радпогатактик, и сильно переменны.

Интересным отличием радиогалйктяки и X-галактик от
квазаров является факт избегания последними скоплений
галактик, в то время как частота встречаемости я скоп-
лениях радиРгалактяк пропорциональна, частоте встречае-
мости в скопленннх эллипсоидальных систем. Это разли-
чие, вероятно, связало с разным временем жизни оптиче-
ских объектов, отождествляемых с радпогалактикячн и
N-гялактпками, с одной стороны, и квазарами —е другой.
О короткий шкале времени жизни квазаров в оптических
Лучах ( 10 лет) свидетельствует также отсутствие фи-

зических пар квазар — квазар. Квазары являются. по-нн-
димому, объектами типа ядер Е галактик *), паходящпмп-
ск в необычно бурной фазе своего развития*

•) На исключено. конечно, что будут наблюдаться и объекты,
являющиеся равней стадией зарождения ядер в спиральных галак-
тиках. Кстати, по многим признакам как и радио-, так* я в оптиче-
ском дашгааоне, квазар 3G 48 может являться как раз объектом
такого типа.
По-вндпмому. между квазарами и ядрами сфероидаль-
ных авеадных систем существует и более глубокая эволю-
ционная связь. Например. возможно, что квазар, пред-
ставляющий собой бурную стадию формирования ядра в
образующейся галактике, будет, эволюционируя» превра-
щаться сначала п ядро N-галактпкн» а лотом —в ядро
рэдиогалактикл. Правда» па этот счет существуют и дру-
гие точки зрения. Ряд астрофизиков считают, «по кваза-
ры—это кратковременные (10е-7 лет)» повторяющиеся
раз в 108 лет, вспышки в процессе эволюции каких-то
неизвестных ням объектов (см. главу IV)»

Общая энергия, выделяемая радилгалактиками. N га-
лактиками м квазарами, колоссальна. За время жизни по-
рядка миллиардов лет они излучают в раднодпапазояе
jffM-Gi Зрг оТКуда берется эта чудовищная энергия п в
результате никого процесса ускоряются до ультра реляти-
вистских энергий (миллиарды электрон-вольт) ответствен-
ные за синхротронное излучение электроны—пока не
ясно.

Квазары, ча -за огромной своей яркости, влдны с ко-
.шгеальных расстояний, что позволяет использовать их
для построения моделей Вселенной (правда, это затруд-
нено большой дисперсией светимостей квазаров). Во-
первых, для ярчайших квазаров, так же как п для ярчай-
ших галактик скоплений, можно строить диаграммы
Хаббла» т. е. зависимость т от 5. Во-вторых, по абсорб-
ционным особенностям в спектрах далеких квазаров мож-
но делать некоторые выводы о свойствах межгалактиче-
ской среды. В-третьих. по виду зависимости величины
фарадеевского вращения в радио диапазоне от расстояния
до квазаров можно получить некоторые ограннчения вели-
чины регулярного межгалактического поля. Цо имеющим-
ся оценкам, ноле оказывается меньше 10_® ге.

§ 5, Заключение

Мы кратко рассказали об истории обнаружения п
свойствах некоторых основных типов метагалактических
объектов: от нормальных галактик до квазаров. Ясно, что
при этом мы по могли останавливаться на отдельных
очень интересных системах или группах объектов (па-
lipiniep, на «ааДертндахэ — объектах схожих по свойств
вам с объектом BL Lacertae), которые в будущем могут
оказаться представителями очень важных метагалактиче-
ских популяции. Криме того, история астрофизических
открытий показывает, что по мере развития технических
возможностей (новый диапазон, большая чувствитель-
ность или лучшее угловое разрешении) становится воз
можпым обнаружение (пли переоткрыгна) объектов с но-
выми свойстннми. существование которых могло и не вы-
текать из анализа ужо имеющихся наблюдательных
данных.

Несмотря на всю неопределенность и неполноту имею-
щихся в нашем распоряжении наблюдательных фактов и
Большой Вселенной, представление о том. что основной
к самой ярко выраженной структурной ячейкой являются
галактики — вряд ли изменятся. Понимание же условий
и процессов, приводящих к образованию галактик, а так
же путей их дальнейшей эволюции. тесно связано с по-
ниманием условий ц процессов, ведущих к звездообразо-
ванию. Можно с уверенностью сказать, что ключ к пони-
манию природы тех или иных объектов Вселенной лежит
в знании природы и темпа звездообразования в них.
а это в свою очередь тесно связано с условиями в окру-
жающей диффузной газояо-пылевой среде. По-впдпмому.
и для возникновения. активных ядер важны процессы коп
денсагши газа пли звезд к центру галактики, где форми-
руется глубокая потенциальная яма —тогда выделенке
гравитационной энергии может составить сутцествепную
часть энергии покои падающего вещества. Правда, мы
пока не знаем, посредством какого конкретного механиз-
ма гравитационная анергия (а может быть, я энергия
вращеняя) перерабатываете л в мощное нетепло вое излу-
чении.

В последние годы все яснео вырисовывается связь ос
новпых характеристик галактик (таких, как масса, удель-
ный момент вращения, средняя плотность и се распреде-
ление по радиусу, содержание газа. вхождение в скопле-
ния и Др.) с темпом и пространственной структурой
явездообрпзовання. которые в конечном счете определяют
все особенности эволюции и наиболее характерные иа-
блюдвтельщя? проявления галактик того нлп иного типа.
ГЛАВА II

АДИАБАТИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ ОБРАЗОВАНИЯ
ГАЛАКТИК

Существование галактик представляет собой важней-
шее свойство Вселенной. Космология — учение о Вселен-
ной — не будет полной до тех нор, пока не будет внесена
ясность в вопрос об образовании галактик.

Существование галактан означает огромную неравно-
мерность в распределении вещества во Вселенной: сред-
няя плотность вещества в галактиках в миллион раз
больше плотности вещества, усредненной по всей Вселен-
ной. Значительная часть галактик вращается и этим объ-
ясняется их форма — сплюснутая или спиральная.

Теория галактик не может развиваться без привлече-
ния результатов из других областей астрономии.

В начале века единственным твердо установленным
законом в астрономия был закон всемирного тяготения.
Вызывает почтительное восхищение та целеустремлен-
ность и настойчивость, с которой астрономы изучали
спектры и движенце звезд, в то же время сознавая, что
не решен основной вопрос — об источнике энергии звез-
ды, о том. что делает заезду звездой.

Но, может быть, именно забвение этого вопроса, ото-
двигание его в подсознание, было условием, позволившим
астрономии спокойно и методически выяснить те внеш-
ние параметры звезд, которые поддаются наблюдению?
Пусть читатель простит это отвлечение в психологию
ученых и логику пауки. Ситуации повторяются. В насто-
ящее время, в конце века, мы исследуем более трудные
и более глубокие вопросы. В частности, мы исследуем
движение заезд, понимая полностью, что такое звезда.
Мы исследуем возникновение галактик в расширяющейся
Вселенной. Но остается (пока) без ответа вопрос о том,
^Пед род. С. В ПД|«е.-н>лерд
почему Вселенная расширяется. откуда взялась Все-
ленная? Может быть, правильный выбор вопросов, кото-
рыми нужно и можно заниматься в данный момент, и. во
в меньшем степени, выбор вопросов, которые надо отло-
жить, является необходимым залогом успеха работы, за-
логом реального поступательного движения пауки вперед.
Итак, зная только звездную динамику, астрономы
пнвлнэирошипг распределение заезд по скоростям и при-
шли к выводу, что для установления наблюдаемого рас-
пределения нужно 1012-г-10гб лет. Появилась тик назы-
ваемая длинная шкала возраста галактик.

Однако в системах из большого числа частиц появля-
ются своеобразные коллективные эффекты. Учет их по-
казал — в это большая заслуга академика В. Л. Амбар-
цумяна—что звездная динамика согласуется с гораздо
меньшим возрастом галактик, порядка 1010 лет.

Тем временем возникла теория эяпл|оцин звезд, осно-
ванная на представлении о термоядерных реакциях как
источнике энергии. Простая арифметика позволяет найти
полный запас энергии — сколько может выделиться энер-
гии при превращения данной массы водорода в гелии или
в железо (эти две величины отличаются всего в 1.25 ра-
за). Сравнивая запас энергии со светимостью, получим
предельный возраст звезды, за которым наступа?: ее
угасание или катастрофа. Этот возраст порядка 10|0 лет
для звезд с массой, близкой к массе Солнца. Полностью
подтверждается «короткая* 1мкала энолюццд галактик.

Исследование распространенности различных химиче-
ских элементов п изотопов, особенно радиоактивных. так-
же подтверждает тот факт, что 1010 лет назад особенно
активно проходит синтез ядер в звездах и выбрасывание
этих ядер в межзвездную среду. Простой и убедкте.чьпый
пример дает нам уран. Можно полагать, что в ходе
синтеза изотопы урана U-238 н U-235 образовались при-
мерно н одинаковом количестве. Для характеристики со-
временного состояния вопроси отметим, что идут споры —
равно ли начальное отношение U-235/U-238 = 1,6 или
1.2. Сегодня U-235/U-238 = 0.007. Скорость распада
U-235 больше скорости распада U 238 (полураспад U-235
происходит за 0.7 ♦ 10° лет. (J-238—за 4,55 • 10* лет).
Современное отношение соответствует интервалу от об-
разования до сегодняшнего дня ~ 3 • 10е лет.
Итак, нс подлежит сомнению, что галактики в совре-
менном их виде (т. е. как скопления звезд) не вечны,
имеют возраст порядка 10'° лет (это близко к современ-
ным оценкам возраста Вселенной).

Дальнейшее развитие астрономии в огромной степени
зависело от радиоастрономических результатов. Соотно-
шение между радиоизлучением источников и чувствитель-
ностью радиотелескопа таково, чти радиометоды позво-
лили проникнуть дальше. чем оптические.

Статистические подсчеты источников в разных участ-
ках кеба подтверждают (с еще большей надежностью ко
сравнению с оптическими) сделанное выше заключение
об однородности Bet ленной в большом масштабе.

Еще большее принципиальное значение имело откры-
тие первичного, так называемого реликтового излучения,
равномерно заполняющего Вселенную. Свойства релик-
тиного излучения донизывают, что к прошлом Вселенная
прошла стадию горячей плотной плазмы, в которой уста-
нови юс ь полное тьфмодн мимическое раннонеене п. в част-
ности, ршшовесный, планконский спектр излучения.
В ходе дальнейшего расширения менялась температура
излучения, но равнплеспый вид спектра сохранился. В це-
лом эта концепция получила название теории горячен
Вселенной: иногда говорят о горячем «большом взрыве»
(английские термины «hot Universe», «Big Bang»). Обра-
зованно галактик необходимо рассматривать как часть
эволюции горячей Вселенной. В горячей Вселенной излу-
чепно постепенно охлаждается в ходе расширения. Тем-
ПОротуря его падает; наивысшая температура бесконечна
(или по крайний мере сверхвысока, гораздо выше СК)
в момент сннгуля]нгпсти. т. е. в момент начала современ-
ной эры расширения. В настоящее время температура
иэлучшпш Т = 2.7 К.

Для теории нбразомшия галактик в этом интервале
температур от оо д<> 2,7 пли от I0’2 до 2.7 К критическим
является период, когда Т 4000 4- 3000 °К. Закон охлаж-
дения таков, что этот период характеризуется «красным
смещением*. z, ровным К00 4- 1 ИЮ. Это —эпоха реком-
пнпацин водорода, т. с. соединения р + е“—> Н.

При в >1400 Вселенная заполнена ионизованной
плазмой (р. е" — ядра Не) л излучением. Взаимодействие
между электронами и излучением велико, так же как ве-
3*
шко взаимодействие между электронами и положительно
заряженными ядрами гелия и протонами. При z У> Н00
плазма имеете с излучением движется целиком. как одна
жидкость. Упругость этой жидкости очень велика, ско-
рость звука в ней около половины скорости света.

В противоположность этому при z <2 1000 нейтраль-
ные атомы практически но взаимодействуют с нзлученп-
ем. В этот период Вселенная заполнена двумя газами,
которые движутся независимо друг от друга даже когда
Находится в одной точке пространства. Одни газ. фотон-
ный, благодаря своей легкости и огромной длине пробега
частиц (фотонов) оказывается почти однородным. Откло-
нения от идеальной космологической модели вызывают
лишь малые возмущения фотонного газа. Эти возмущения
тем не менее интересны, так как точные радионзмеренля
дают принципиальную возможность исследования откло-
нений Вселенной от однородности.

Второй таз состоит на нейтрального водорода и гелия.
Малые возмущен ня плотности и малые отклонения ско-
рости от всеобщего расширения с течением времени уве-
личиваются. Давление во втором газе мал б и не может
помещать силам тяготения увеличивать возмущения
плотности. В этой связи говорят о «гравитационной не-
устойчивости*. Гравитационную неустойчивость необхо-
димо привлекать для объяснения того важнейшего фак-
та, что во Вселенной, мало отличающейся от идеального
«фридмановского» решения на ранней стадии (до реком
бинации). выработалось в настоящее время весьма нерав-
номерное распределение вещества.

В соответствии с этом симой общей картиной дальней-
шее изложение распадается на следующие параграфы.

Параграф первый посвящен рассмотрению периода до
рекомбинации. Исследуются различные типы движения
плазмы: колебания плотности и вихревые движения, роль
вязкости и дру] их диссипативных процессов в сглаживании
возмущений. Рассматриваются также возмущения состава
плазмы (так называемые энтропийные возмущения).

Замочатся г !Ый вывод теории заключается в том. что
затухают движения плазмы в масштабе, соответствующем
массам меньше (G14 масс Солнца (SOU)- Напраши-
вается соиоставлечпо этого результата с данными о мас-
сах больших галактик и скоплении галактик.
Второй параграф посвящен движению нейтрального
газа. Изложение естественно подразделяется па теорию
малых шимущеинй я теорию завершающем стадии ой-
рвзоваппя плотных облаков, Специфика движения газа,
начальное давление которого мало, заключается в том, что
нет сил, препятствующих сближению траекторий отдель-
ных частиц газа. Лишь н последний момент пересечения
частгщ возникают ударные волны, останавливающие
сближение. Теория предсказывает, что плотные облака
газа должны быть сравнительно топкими. Для уяснения
этого весьма существенного (!) вывода сначала рассмат-
ривается упрощенная задача о движении газа с задан-
ным случайным начальным распределением скоростей,
без каких-либо внешних пли внутренних сил.

В третьем параграфе рассматриваются следствия об-
разования плотных облаков газа и появления ударных
ноли. Сюда относятся вопросы о температуре сжатого
газа, о его излучении и охлаждении. Далее естественно
возникает вопрос о превращении облака газа в скопление
галактик, т. с. о дальисйтом распаде одного облика мп
более мелкие облика н об образовании звезд в этих об-
лаках. Существенную роль играет возникновение вихря
скорости и турбулентности в сжатом газе. Теоремы, за-
прещающие возя и «новей не вихря при движении под дей-
ствием силы тяжести, недействительны после образова-
ния ударной волны.

В четвертом параграфе излагается турбулентная тео-
рия. авторы которой объясняют вращение галактик не-
посредственно вихревым турбулентным движением плаз-
мы еще де рекомбинация. За последние годы подробно
разобраны практически все варианты такой теории—от
прел положения о начал ином движении с огромными ско-
ростями (0/ скорости света) до скромной начальной ско-
рости 0.01с или меньше. Большая скорость приводит к
сильным возмущениям идеальной космологи ческой моде-
ли. к искажению спектра излучения. Облика газа дви-
жутся с большой скоростью, сталкиваются очень рано и
дают протогалактпкп с недопустимо большой плотностью.

Эти трудности кривели к теории «тихой» турбулент-
ности с малой начальной скоростью. При таком выборе
начальная турбулентность приводит к возмущениям плот-
пости, которые затем усиливаются за счет гравитацией-
ной неустойчивости; иротогалактнкн образуются доста-
точно поздно, прячем плотность получается в разумных
пределах. Но теперь начальная турбулентность вс объяс-
няет вращение галактик.

Последний, пятый, параграф посвящен некоторым
следствиям различных гипотез, которые могут быть про-
верены радиоастрономическими методами.

Общие выводы заключаются и том, что возмущения
плотности и соответствующие нм продольные движении
малой амплитуды (р « 1G 3 с) в первичной плазме до
рекомбинации, является наиболее вероятной причиной
возникпошуяня наблюдаемой в настоящее время структу-
ры Вселенной — выделения скоплений галактик и самих
галактик, их движения и вращения.

Выход в свет весьма подробной монографин Я. В. Зель-
довича и И. Д. Новикова «Строение и эволюция Вселен-
ной» (1975 г.) позволяет нам в данной глию.' ограни-
читься более кратким, почти тезисным наложением, опус-
кая промежуточные формулы н доказательства.

§ I. Состояние н движение ионизовянннго вещества

Рассматриваем период, когда температура Т Z> 4ГНЮ К,
z > 1400, газ почти пол постою ионизован. Численные
оценки в дальнейшем приводим, полагая плотность веще-
ства и настоящее время равной критической р — Р =
— 3H2/8xG ~ 10 23 г}сА(2 при постоянной Хаббла // =
= 75 км f сек/М пс. В конце рассматриваемого периода,
через 101а сек = 3 • 10е лет после сингулярности, плот-
ность обычного вещества составляет 10'20а/сл3. я и глтнисть
излучения 2 • 10~21 г!см\ В более раннюю эпоху плотность
излучения превосходит плотность обычного вещества.

Весьма многозначителен тот факт, что движение плаз-
мы к моменту рекомбинации нс может быть произволь-
ным; фундаментальная теория существенно ограннчпваст
свойства движения (Спак. 1968). Ограничение заключи
ется в том. что невозможны мелкомасштабные движения:
если, например, на момент t~tJ2 задать скорость в виде
кривой рис. 12, в, то к моменту / = t, мелкие коле-
бания кривой сгладятся, получится кривая кпда рис. 12.
Затухание мелких зигзагов кривой скорости экспоненци-
ально зависит от их крутизны; никакие увеличение ам-
пл«туды мелких зигзагов пе спасет их от затухания. Ме-
ханизм затухания заключается о обмоле фотонами между
соседними облаками. Расчет зависит от длины свободного
пробега фотонов между двумя актами рассеяния ла элект-
ронах. При заданной плотности вещества в пашу эпоху
расчет принципиально ясен. Характерный размер незату-
хающих возмущений (нолуиернод на рис. 12, б) порядка
А/2 « 5 • 1022 <*.и л более да момент L. Характерная масса
получается умножением плотности ла (Х/2)3 и равна
IO’*-? !OH®U (Пиблс и 10, 1970; Чибисов, 1972).
Возмущения скорости в большем масштабе никак не ог-
раничены фуидаментальной теорией. Лишь на наблюде-
ний можно сделать вывод, что эти возмущения малы.

Рис. 12 Изменений распределения скорости в зависимости от коор-
динат па-за ди сс штата иных процессов в расширяющейся Вселенной.

В зависимости пт закона спадания возмущений средняя
масса образующихся облаков газа и скоплений в боль-
шей нлп меньшей стенени превосходит %. К этому во-
просу мы вернемся позже. Независимо от деталей, оста-
• ется впечатляющим совпадение приведенной выше вели-
чины ЭДд, зависящей от заряда и массы электрона, и ха-
рактерных величин мира галактик: средняя масса скоп-
лений галактик приблизительно равна 5Л3.

Движение плазмы естественно делится па два типа:
поперечное и продольное, или, другими словами, вихревои
и потенциальное (сжимаемое, акустическое). Эти типы
иллюстрируются рис. 13 (общее расширение для просто-
ты на этих рисунках не учтено).

Два типа движений приведут к разным результатам
позже, после рекомбинации,— сб атом в следующих па-
раграфах. Но и далекое прошлое этих двух типов движе-
ний оказывается различным.
Продольные движения, связанные с возмущениями
плотности, могут получиться за счет малого возмущения
Фридманом кого решении. Они вполне совместимы с
«идеальным» законом расширения вещества вблизи син-
гулярности: без изменения остается стандартная теория
синтеза голик, устоявшаяся и в целом подтвержденная
наблюдениями.

Поперечные — вихревые скорости —* ведут себя по-
другому. причем это отличие специфически связано с
общей теорией относительности. Ньютоновская теория
тяготения подобна электростатике. Общая теория отно-
сительности подобна электродинамике» она включает ана-
лог магнитного поля» зависящего от движения материи.
Поперечное движение за счет такого рода эффектов вы-
зывает вблизи си и гул яр пости сильней шее изменение

Гис. 13. Гвшипый вид распределения скорости вихревою (а) и щ>-
тепцвальиого (б) движений.

метрики пространства и сильные отклонения от идеаль-
ной картины расширения.

Поскольку сингулярность была в прошлом, то пра-
вильнее вместо «вызывает изменения» сказать так: для
того чтобы были вихревые движения плазмы в данный
момент /, нужно» чтобы раньше, а момент сингулярности,
расширение происходило очень своеобразным способом,
не похожим на теорию Фридмана. В последнее время Чи-
бисов (1975) показал, что все же можно совместить
идеальную сингулярность п вихревое движение: нужно,
чтобы какие-то частицы, двигаясь в сторону, противопо-
ложную движению плазмы, компенсировали влияние им-
пульса и момента плазмы. По для этого нужны такие
частицы, которые могли бы проходить сквозь плазму нс
взаимодействуя с ней, без трения, без замедления. Грави-
тоны, т. е. поток гравптациоипых воли, являются подхо-
дящими кандидатами на такую роль.

Итак, фундаментальная теория оказалась достаточно
гибкой п допускает в принципе любой вид движения. Об-
щие принципы, которые позволили бы сделать выбор, еще
недостаточно надежны. О характере движения плазмы
придется судить на основании астрономических следст-
вии той или иной гипотезы.

Но сначала упомянем еще об одном типе возмуще-
ний идеальной однородной картины. Плотность частиц —
протонов, электронов, ядер гелия — .может быть различ-
ной в разных точках пространства при одинаковой плот-
ности фотонов. Последнее условие (постоянство плотности
фотонов) обеспечивает постоянство давления, а также
(вблизи сингулярности) постоянство общей плотности:
в которую фотоны вносят главный вклад, и идеальный
характер расширения. Такие вовмущенмя называются
энтропийными: удельная энтропия вещества пропорций-
нальна числу фотонов, приходящихся па одно ядро,
а число это оказывается непостоянным по пространству.

§ 2. ВозникновсЕше плотных уплощенных облаков газа
в нейтральной среде с милыми
начальным» возмущениями плотности

Линейно стадия роста возмущений плотности. При-
ступим к рассмотрению второго этапа (см. Введение)-*
движения пей трального газа. Нейтральный газ практиче-
ски не взаимодействует с излучением, так как темпера-
тура излучения мала и ничтожно число фотонов, способ-
ных ионизовать газ.

Давление нейтрального газа (которое вычисляется по
закону Клапейрона. pV = НТ) также мало, и им можно
пренебречь. Здесь уместно уточнить условия пренебреже-
ния давлением.
Движение вещества непосредственно зависит тол [.ко
от градиента давления. В спою очередь градиент давле-
ния связан с неоднородным распределением плотности.
Но неоднородность плотности приводит и к гравитацион-
ным силам (дополнительным по сравнению с силами в
строго однородной Вселенной). Таким образом, нужно
сравнить две силы — давления и гравитационную. Обе
силы лроиорциоиальны амплитуде возмущении (т. е. от-
клонению плотности газа от сроднен плотности),
но они совершенно по-разному зависят от простран-
ственного масштаба возмущений, т. с. грубо говоря,
от расстояния между максимумами и минимумами плот-
ности L Градиент давления, очевидно, порядка Др/Z, т. в.
обратно пропорционален L Си.:я тяготения по закону
Ньютона порядка GXmjl2. где Л/п —масса возмущения —
порядка ДрА так что получается G XpZ, величина, проппр-
циональнан /. Силы тяготения превосходят силы давле-
ния в случав возмущений большого масштаба. В преды-
дущем параграфе было отмечено, что общее движение
плазмы — фотонов, электро-нов и ионов — подвержено дей-
ствию фотонной вязкости, особенно в конце первого пе-
риода. Возмущения типа общего движения малого про-
странствевного масштаба затухают. Остаются только воз-
мущения. большого масштаба. Распределения плотности и
скорости движения оказываются гладкими, плавными
функциями координат. Этот результат относится к концу
первого периода (плазменного), н он наследуется вто-
рым периодом (нейтрального газа). Отсюда следует важ-
нейший качественный вывод: движение нейтрального га-
за практически не зависят от его давления.

В лабораторной газодинамике ролью давления можно
пренебречь в том случае, если движение сверхзвуковое:
Оллы давления нужно сравнивать с ншерадей*, с кинети-
ческой энергией газа. В космологической задаче играет
роль тяготение. Начальные возмущения скорости могут
быть малыми, дозвуковыми -- и все же давлением можно
пренебречь, если выполнено условие, касающееся масшта-
ба возмущений.

Сила тяготения с течением временя увеличивает не-
однородности плотности и связанные с ними отклонения
скорости: это явление называется гравитационной не-
устойчивостью (подробнее о ней см. главу V). Относи-
тельные возмущения плотности 6 — (р — р)/р растут про
1Г(И)ЦИ<ша;1ьно росту всех линейных масштабов, т. е. как
L2^ или (1+ *)“*• Возмущения скорости, связанные
с возмущениями плотности уравнением неразрывности,
растут пропорционально квадратному корню из этой ве-
личины, т. е. i' 3 иля (1+з)“1А Между тем скорость
звука уменьшается в ходе расширения, потому что умень-
шается температуря реликтового излучения л плазмы

Нелинейная стадия (одномерное рассмотрение). Рано
или поздно настуиает момент временя, когда возмуще-
ние плотности и скорости становятся порядка единицы
(6^1). Мы уверены, что такой момент и действитель-
ности имел место, так как существующие в настоящее
время структурные образования (скопления, галактики)
соответствуют 6» 1. Переход от дозвукового движении
к сверхзвуковому ничем не выделяется в ходе эволюции
возмущений; очевидно лишь, что для возмущений в ин-
тересующих вас больших масштабах он происходит при
б С 1, задолго до начала шминейцон стадии Однако на
последних стадиях роста возмущений (б>1) сверхзвуко-
вой характер движения приводит к образованию ударных
волн (Зельдович, 1970). Этот факт поясним сначала на
примере свободного движения вещества.

Рассмотрим простую задачу: в начальный момент ве-
щество имеет постоянную плотностьро. Скорость р (поосп
х) задана в начальный момент времени С —0 как функ-
ция координаты х, cz = Po(z). Каждая частица движется
с постоянной (не зависящей от времени) скоростью, но
для разных частиц эта скорость различна. Фупкгня ity(xo)
гладкая. Как найти распределение скорости и плотности,
получающиеся позже, при I > 0? Легко найти траекторию
каждой частицы

х(л0> 0 = Ха-|-У(хоК (2.1)

благо на нее ис действуют силы и скорость ее постоянна.

Найдем плотность малого слоя частиц, расположен-
ных вначале между zg н zg+tirg: толщина слоя с тече-
нием времен и меняется по закону
dz (!) -х0 + dz0 + р0 (z0 + dzu) I - (z,, 4- ц, (zj t) =
Очевидно,
толщине

плотность меняется обратно пропорционально

/ //1 н \

р(х0,П = ра[1 +^) •

(2.3)

Представим себе область, в которой скорость убывает с
ростом xq: передние частицы с большим х движутся мед-
dVo

пеннее, чем задние, <Ui производная отрицато-тька:
согласно формуле (2.3) бутет момент, когда плотность
станет бесконечной, знаменатель обратится и нуль! Для
этого нужно i = — '[ jy) • Это условно необходимо для
того, чтобы пересеклись траектории двух соседних частиц.
Зная кривую и = Рй(хо), можно найти ту частицу, кото
рая первой средн всех остальных подвергается бесконеч-
ному сжатию.

В действительности при сильном нарастании плот-
поста уже нельзя будет пренебречь давлением; даже при
малом начальном давлении оно вырастает при неогра-
ниченном сжатии так, что остановит сжатие — максималь-
ная плотность останется конечной. И все же. при малом
начальном давлении простой расчет предсказывает харак-
терную картину распределении плотности с растянутыми
областями пониженной плотности к узкими областями вы-
соком плотности (рис. 14 и 15). Если кривая начальной
скорости симметричная и плавная, то области с данным к

</с0

положительными и отрицательными j— встречаются оди-
наково часто. Ло в тот момент, когда отрицательная об-
ласть дает 1 Р = положительная даст

। ь у n =Jk

Нелинейная стадия (трехмерная задача). В трехмер-
ном общем случае движение' происходит ио любому на-
правлению и скорость зависит от всех трех координат

“ vx (*о> Уо> «о); У» = (*<р Уо« гУ);

у. = ».(*„, у0, sM). (2.4)

Если в начальный момент выделить ориентированный ио
осям координат кубик с ребрами Ax-j = Ayj = го он

Pirc, 14, Характерный профиль плотности в зависимости от одной
координаты.

Рис, 15. Типичная картина распре деления материальных точек на
плоскости, полученная С. Ф. Шандарнпым при численном модели-
ровании двумерной задачи (см. текст). Числа обозиачпют число
частик, попавших в одну ячейку. В начале счета частицы расио
да годись и узлах правильной сетки с точностью до малых случай-
ных смещений,
превратится с течением времени в косой параллелепипед
(каждая грань куб як а, квадрат, превратится в паралле-
лограмм, противоположные грани останутся равными и
параллельными друг другу). Однако, всегда можно повер-
нуть осп координат так. что кубик превратятся в процес-
се движения. в прямоугольный параллелепипед. В стати-
стически заданном поло скоростей есть такие сонокуп-
мости частиц, для которых все ребра параллелепипеда уве-
личиваются .по сравнению с ребрами начального куба, но
есть и такие, где уменьшаются все три ребра, а также и
все промежуточные случаи. Размеры каждого ребра ля-
HcffHG зависят от времени. Дх' — Axq( I + cU). При отри-
цательном а в определенный момент времени I = (—а)’г
ребро становится равным нулю. Одновременно стремится
к нулю и объем куба, а следовательно, плотность вещест-
ва в нем обращается в бесконечность. Качественно все
происходит как в одномерном случае, некоторое (конеч-
шх>!) сжатие или расширение по другим осям нс меняет
принципиально картину сжатия. Нужно лишь проследить
за выбором оси, но которой сжатие идет наиболее быстро?
Можин найти также ту точку, в которой раньше всех
соседних достигается бесконечная плотность. При глад-
ком распределении скорости в пространстве в начальный
момент можно быть уверенным в том. что вслед за этой
первой частицей сожмутся соседние. В силу той же глад-
кости направление оси. вдоль которой происходит глав-
ное сжатие, также мало отличается для соседних частиц.
Значит, вся область сжатых частиц представляет собой
тонкий диск. В начале процесса, вскоре после достижения
бесконечной плотности первой частицей, диск малень-
кий и плоский, с течением времени он увеличивается в
размерах, становится в общем случае кривым, увеличи-
вается его толщина и удельная (на 1 см2) масса — все
новые частицы наталкиваются яа диск и, останавливаясь,
как бы пряли па ют к нему.

Эта картина элементарно прослеживается для невза-
имодейстпуюших частиц. Но оказывается, что гравита-
ционные силы приводят к качественно сходному движс-
яйю; единственное условие заключается и том, что дви-
жению не должно мешать давление, чтобы можно было
пренебрегать силами давления почти до конца снятия.
Различие между свободным движением (при котором
скорость частицы постоянна) й дпижепиом под дейст-
вием сил тяготения проявляется в начале движения, т. е.
и начале той второй стадии, когда газ становится ней-
тральным. Процесс нарастания возмущений в результате
гравитационной неустойчивости был описан выше.

К сказанному можно добавить одну существенную де-
таль. Пусть в момент начала движения задано произволь-
ное стати ст я четкое (случайное) распре деление скоростей,
ограниченное только условием гладкости. В таком поле
скоростей есть и вихревая составляющая; и потенциальная
(дивергентная). Дивергентная составляющая немедлен -
ни вызывает возмущения плотности. Эти возмущения
(складываясь с начальными возмущениями на момент
рекомбинаций) создают растущие возмущения гравита-
ционного потенциала. Но потенциал вызывает в свою оче-
редь потенциальное, дивергентное движение. Вихревая
часть скорости. ив подвергается усилению. Палее того,
вихревая скорость убывает в ходе расширения.

Пусть в начальный момент задана малая произвольная
скорость, в которой обе составляющие — вихревая и по*
тенциальная — одного порядка. К моменту когда воз-
мущения станут большими, скорость окажется почти
строго потенциальной, вихревая составляющая окажется
ч ньше потенция льном в отношении увеличения масшта-
бов в ходе расширения

р гг . .

сиг| * сиг! 1т2| /9

г—’ р— t I "»

L pol L rot .• = »!(, 1 i -II

iU“ & 1400

Пьлнс, излагая картину сжатия кубика в прямоуголь-
ный нарлдлелеиипсд (брусок), мы уже молчаливо исполь-
аовзлн условие потенциальности скорости. В расширяю-
щемся мире е потенциальными возмущениями каждое
ребро параллелепипеда меняется по закону

h tw + «/А

(2.6)

Числа а. для трех ребер разные (в той области, где хотя
бы одно ребро сжимается. аг может быть отрицательным).
Благодаря потенцнальнпсти движения ориентация бруска
в пространстве для каждой частицы с течением времени
остается постоянной.
Наличие трех осей с независимыми заколами расши-
рения или сжатии но каждой оси» ориентация этих осей
и характерные зиаШшя ан а2;аз—все эти свойства дви-
жения заложены уже в начальном распределении скоро-
стей (и начальном возмущении плотности, если оно отлич-
но от нуля).

Пи заданному v = v(r) находим divv;=if(r), а по
уравнению

Д£/ = ф(г) (2.7)

находим потенциал скорости

U = L(r)- v„t = gradt7. (2.8)

Остаток уйиГ1 = v — vpht представляет собой вихревую
часть скорости, которой суждено затухать. Зная потенци-
альные скорости vpnl = grad U. можно построить тензор
скоростей деформация и связанный с ним тепэор де
формации й1Ч. Очевидно, эти тензоры симметричны, откуда
и следует возможность диагонализировать их: существует
система координат, в которой оба тензора сводятся к виду

вцС^ dj | = CCj; й221-4-^12 = CC2J = ССз|

все остальные компоненты их раины нулю.

Плотность в заданной частице выражается формулой
р - ?(1 + а | I**)"1 (I + а2Г* 3) -1 (1 + W*'3) *1 (2.9)

ц пока возмущения малы,

Р « pft - (ai + а2 + азИ2'8] =7(1 - ^’8); (2.10)

возмущения зависят от одной только функции координат
/ — «I + + т. е. растут пропорционально 3 (закон

для й), сохраняя форму.

По очевидно, что позже, когда 6 становится порядка
единицы, это подобие разрушается и не безразлично, чему
равны eq; а2; аз в отдельности при заданной их сумме
/ = /(г). В точке с большим (по модулю) отрицательным
«I плотность достигает бесконечности, как описано выше.

Детальное исследование показало, что при наличии
гравитации приведенные формулы: 1) асимптотически точ-
ны при малых возмущениях любой формы: 2) строго вер-
ны в частном случае одномерных возмущений, 3) строго
удовлетворяют общим теоремам: сохранения вещества, со-
хранения импульса, отсутствия вихря; 4) в общем случав
нравильно кая ест ввило описывают общий характер сжа-
тия в тонкий диск (блин), но дают ошибку 204-30%
в количественных показателях — моменте образования
бесконечной плотности, в давлении возникающей при этом
ударной волны и т. п. Пр» оценке метода ладо иметь в
виду статистический характер задачи, при котором на-
чальное распределение скорости нам неизвестно — мы де-
лаем о нем лишь те или иные гипотезы. В этой ситуации,
как пам кажется, приближенная теория достаточно хоро-
ша. Уточнение движения под действием гравитационных
сил полезно, однако главной задачей является исследова-
ние физических процессов после стодкйовення частили
к которому мы и перейдем в следующем параграфе. По
предварительно следует обосновать сделанное выше пред-
положение о том. что начальное (на линейной стадия
роста возмущении) распределение скоростей не было сфе-
рнческм-симметркчным. а было анизотропным.

Анизотропия распределения скоростей на линейной
стадии роста возмущений. Следует подчеркнуть, что ани-
зотропный характер сжатия не является специфическим
свойством нелинейной теории пли специального зада-
ния начальных скоростей. Анизотропия возмущений тен-
зора деформация заложена уже в линейной теории гра-
витационных возмущен ий.

Для доказательства этого принципиального утвержде-
ния рассмотрим частный случая, когда в начальный мо-
мент заданы возмущения плотности 6= (р —р)/р- я воз-
мущешгй скорости нет, пекулярная (сверх хаббловокого
расширения) скорость ровна нулю. Линейная теория воз-
мущении приводят к выводу, что это начальное состоя-
ние надо представить как суперпозицию растущего воз-
мущения

б| - 4 50I) = div Vi =--------|

(2.11)

и затухающего возмущения

Sd - 46ft(v) *• Dd llivVtf = * (2,12)
Легко убедцт^щ что при таком выборе в начальный мо-
мент

6=(6j+6d)|,^=6rt;

Z> — £>rl- /Л/It ..r< = О, j

v «= v, + v4 = 0.

(2ЛЗ)

С течением времени затухающим возмущением можно пре-
небречь и остается только растущее возмущение. Спра-
шивается, какое распределение скорости получилось в ра-
стущем позмущеини? Непосредственно задано распределе-
ние дивергенции скорости. Кроме того, известно, что
вихрь скорости равен нулю, поскольку в начальном со-
стоянии ноя скорость, а значит, и вихрь ее —равнялись
пулю*). Поэтому скорость, соответствующую растущему
возмущению, представим как градиент скаляра U — по-
тенциала скорости. Согласно приведенным выше форму-
лам предстоит определить скорость v по заданному рас-
пределению и пространстве ее дивергенции D = div v

Р = div v = - ~ f-’/a/72'%; v=grad U. (2Л ',)
О

В терминах потенциала

D = Д67 — — | So. (2.15)

Итак, уравнение потенциала скорости подобно (отли-
чается только знаком в множителем, не зависящим от
пространственных координат) уравнению Пуассона для
гравитационного потенциала возмущения

Дгр = 4л(7рб. (2.16)

Процедура решения уравнения Пуассона хорошо извест-
на. Она сводится к определению потенциала

<р«4лСр

(2.17)

В этом решении проявляется дальнодействие грнвятацли:
значение ф в данной точке и значения производных

*) В общем случае, если вихрь п no рал он пулю п плчалыюм
состоянии, ти он становится впоследствии в хп.ю расширения отно-
сительно малым и мм можно пренебречь но срившчтшо с диверген-
цией в растущем ре шоп пи.
Лф ^5ф

tTT9 dr or зависят в принципе от всего поля плотности, от
i i h

рисврелелемпя плотности вдали от данной точки. Какио
же выводы следуют «з всего сказанного для тензора ско-
ростей деформации, т. е. для величин

«й =

&*1 _ sfiv ,

Йг„ #ri,lrh

Л 1 л

(2.18)

Первый вывод сделан раньше—симметрия. «„ = аЛ», т. о.
отсутствие вихря, вращения.

Второй вывод заключается в том, что тензор
нс сводится к единичному из-за несимметричного распре-
деления масс вдали от данной точки. Только след этого
тензора e« —divv определяется локальной величиной
плотности. Отдельные компоненты тспзора зависят от
всего поля плотности. В рассматриваемой задаче (v = О
при I = tn) скорость возникает за счет гравитационных
сил, вызванных неоднородностью плотности. Гравитацион-
ное поле даиного возмущения плотности не исчезает вне
области возмущения. Вне этой области возникает хорошо
известный тензор ири.тпииых сил. Точечная масса в на-
чале координат создает и точке г тензор

г4
♦ Л ’

(2.19)

Анизотропия тензора деформации есть результат при-
ливних сил внешних возмущений. Эта анизотропия суще-
ствует уже в первом порядке теории возмущении. Теперь
можно отметить и то новое, что возникает в нелинейной
теории по сравнению с линейной. След части тензора де-
формации, зависящего от приливных сил (я соответствую-
щая часть дивергенции скорости) равен нулю.

В лилейном приближения изменение плотности зависит
только от начальной дивергенция (пропорционально на-
чальному возмущению плотности) и но зависит от прилив-
ного действия соседних сил. В нелинейной теории, уже
в следующем, втором приближении,— это положение из-
меняется. Представим себе куб, в котором две плоскости
начали сближаться с определен пои скоростью, а две дру-
гие—с той же скоростью удаляться. Его объем V =
= 1(1 — I?/) (/ + г/) не постоянен, div v = 0 только в мо-
мент t = 0, дивергенция скорости возникает сама, при дви-
жении по инерции *). Поэтому, когда мы выходим за рам-
ки линейного приближения, оказывается, что рост плот-
ности в данной частице зависит и от распределен ня плот-
ности в соседних областях. Как апофеоз, именно влияние
приливных сил приводит к одномерному сжатию в «блнн»
вместо симметричного комка. Прослеживая весь расчет,
легко убедиться, что ориентация блина н пространстве
определяется именно начальным распределением плетись
стн вокруг данной частицы (в том числе, в принципе,
н вдали от лее!).

§ Зн Картина сжатия газа па нелинейной стадии

Как было показано выше, решающим для достижения
больших плотностей является движение вдоль одного из
направлений. Па соответствующем оси существует одни
точка, в которой сжатие идет наиболее быстро и впервые
достигается бесконечная плотность (в пренебрежешь на-
чальным давлением) Малая окрестность этой точки сжи-
мается адиабатически, но основная масса вещества натал-
кивается на уже сжатый газ: образуется ударная волна,
бегущая по падающему веществу. Таким образом, в ос-
новной массе вещества сжатие происходит в два этапа —
сначала адиабатическое, а затем в ударной волне, оста-
навливающей вещество. В результате возникает очень
своеобразное распределение вещества в форм нрующ *мся
диско — «блине», с острым .максимумом плотности в ок-
рестности центра и быстрым убыванием на периферии.
Изложение следует работам: Сюняев. Зельдович (1972)ч
Дорошкевич, Зельдович, Сюнпев (1977), Доронкепич,
Шапдарнн (1973).

Дальнейшая эволюция сжатого вещества в галактики
и звезды: определяется всей совокупностью процессов,
протекающих в сжатом в аблпн» веществе, и фпзичоски-
ми условиями в нем — распределеинем плотности, темпе-
ратуры и скорости в сжатом веществе с одной стороны,
различным к неустойчивыми, развивающимися в эволш-

) Иначе можно сказать, что дивергенция в пространстве лаг-
ранжевых начальных координат остается равной нулю, но изме»
ней,во плотности повисят от дивергенции в эйлеровых коордннатлх
физического пространств в.
ционирующем веществе.—с дру.гой. Важную роль играет
возникающее в сжатом вещество вихревое движение (на*
ном я 1-м, ито до сжатия в ударной волне движение веще-
ства было безвихревым). Однако для анализа процесса
возникновения ударной волны и последующей эволюции
распределении температуры и плотности r сжатом газе
достаточно рассмотреть упрощенную одномерную модель.
Ниже мы увидим, где одномерное приближение перестает
соответствовать действительности.

Предположим для простоты» что средняя плотность
3//-
вещества во Вселенной равна критической р ^_£ =

1 8лСг

= 5- 10~зд г/см т. е. параметр £2 « -Н- = I. Здесь принято
t-

знач ение постоянной Хаббла, равное 50 км/сек/Мпс” р —
средняя современная плотность вещества во Вселенной»
Динамика сжатия. Зададимся законом движения

(2.20)

где ж и q — эйлерова и лагранжева координаты частицы,
/? —характерный размер возмущений, /а—произвольный
момент времени, Л — амплитуда возмущения в данный
момент. Условна малости возмущений в начальный мо-
мент времени приводит к требованию 4<1. В этой фор-
муле первое слагаемое описывает обычное хаббловскоо
расширение вещества, а второе — смещение частицы из
положения равновесия под влиянием возмущения. Не-
трудно убедиться, что для одномерного движения этот
закон является точным решением уравнений гидродина-
мики с тяготением. Выбор конкретной зависимости
д' — x(q) определяется структурой возмущений в началь-
ным момент времени t = В качество примера смещение
выбрано пропорциональным sin(g//?).

Бесконечная плотность впервые достигается в точке
7 = 0 в момент I = tCy определяемый условием

(2.21)
Подставляя красно» смещение 2, связанное со временем
соотношением

/ 9

+ • <22->

где //q=5U км/сек/Мпс — современное значение постоян-
ной Хаббла, получим для моменте возни кно вел ня блина

1 + ze (1 -I- zu) J = (2.23)

Вводя вместо амплитуды А момент образования «блина*
4С (или ъ) и вместо лагранжевой координаты точка q без-
размерную координату р = д/лЯ, перепишем (2.1)
в ряде

/ / \Zr'3

х—Л|— (пр — т sin л|1)т (2.24)

\ *И f

( t 1 +

где х — = L Скорость движения набегаю-

\ е / * Т *

щего на диск вещества определяется соотношением

U = зг(т) д(^“2т51п,-ц|). (2 25)

При т л 1 и л|1< 1 получаем

Яяр- (2-2й)

Параметры газа, сжатого ударшиЧ волной. Найдем па-
раметры сжатого в ударной волне вещества, пренебрегая
возможными потерями тепла, т. е. предполагая адиабати-
ческое мзмепенно температуры и плотности в снятом
газе. Сжатое вещество рассматриваем как полностью
ионизованный водород, причем аатратами энергии па
ионизацию пренебрегаем. Примем показатель адиабаты
* — 5/3, ударную волну считаем сильной, так что во
фронте плотность возрастает в четыре раза (pj = 4pi).
При этих условиях нетрудно проверить, что положение
фронта ударной волны описывается соотишвеииямп
п плотность, давление и температура в сжатом газе рав-
ны (скорость определяется (2.26) при ц=р^):

Р«» 4pi 'j 10~м(1 + 2„)а (лЦ.(,) 2г!а?,

р3=4 4 =3 • 10~'5 <*4 ба^'

^-^-^2.10^1+ гс)2(ль^К.
₽

С'а = Н (4) 1>с^ М • <Л7(| 4. 2е)’ *с.н 'сек,

(2.28)
где р — (Олб/2) Л Сд—теплоемкость при постоянном
объема. Величина определяет долю вещества, прошед-
шего через ударную волну. Численные значения даны
для характерного размера возмущений ft = Rt —
-= 6 • 102ч(1 4- z)-i ем u p = 5 • 10"®° (i + *)3 г/с.к3.

Полученные формулы дают представление о структу-
ре сжатого вещества. Центральная часть иблипа» но про-
ходила через ударную волну и осталась сравнительно хо-
лодной и плотной. Учет малого (но конечного!) начального
давления устраняет бесконечную плотность в центре
«блина», не меняя сделанных выше оценок при
р > |Лтп> Ю^(1 -рг)3 ш при выбранных выше пара-
метрах. Во внешних частях «Слипа» с ростом быстро
убывает плотность, но возрастает температура газа. Если
не учитывать гравитационного давления вещества (оно
мало но сравнению с давлением набегающего потока ри2
при ц 1). то рост температуры н падение плотности в
точности ко мне ис и ру ют Друг друга п давление остается
постоянным. На Самом деле при не очень милых значениях
р давление медленно убывает со временем.

Однако охлаждением нельзя пренебрегать в интервале
температур 104 К Т 5 • 105 К В этой области темпе-
ратур эффективно сказывается радиационное охлаждение,
и температура газа быстро убывает до воличииы 10ч К.
Как известно, оптически топкая водородная плазма ре-
комбинирует при Т 104°К и практически перестает
терять энергию на излучение. Поэтому температура осты-
вающих областей «блина» должна стабилпавроваться на
значениях, близких к 10000 градусов. Наоборот» самые
горячие внешние слои «блина» пе успевают остыть и за
все время жизни Вселенной. Отметим, что остывание га-

за происходит при постоянном внешнем давлении.

В рассматриваемой одномерной задаче остывающий
до температуры Т ~ 104 К газ сжимается к центральной
плоскости; возникает единый слой холодного газа, окру-
женный с обеих сторон слоем горячего, пе успевающего
остыть газа (рис. 16). Этот вывод не всегда справедлив
в условиях реальной трехмерной задачи, что важно для
проблемы фрагментации «блина» на галактики; подроб-
нее он обсуждается ниже. Приближенная тепловая кар-
тина сжатия «блина» была построена Сюияевым и Зельдо-
вичем (1972). Численные расчеты тепловой к гидродина-

моеть температуры от лагрнн-
жевой координаты о напранли
ним, ортогопалыюм плоскости

«блина».

мической задочп для различ-
ных начальных возмущений
приводились Дорошкевичем и
Шандвриным (1973).

Остывание газа сопровож-
дается высвечиванием тгп
тепловой энергии. Светимость
и спектр излучения еблина»
сильно зависят от момента
его возникновения гъ вида
начального смещения и па-
рамет ров космологической
модели. При расчете спектра
излучения «блина» необходи-
мо также учитывать расшн-

ренис сжатого газа в плоско-
сти «блина», сопровождаю-
щееся понижением темпера-
туры. Характерный вид рас-
пределении давления, темпе-
ратуры я плотности и вад
спектра излучения ♦банка»..

рассчитанные численно, приведены ня рис. 17 и 18.

Нагрев и ионизация межгалактического газа. Очень
важен вопрос о судьбе газа, не вошедшего в состав «бли-

нов» и остающегося между скоплениями галактик.
В предлагаемой теории часть газа, сжатого уДарпъй вол-
ной, остывает к превращается в галактики, часть остается
Рнс. 17. Зппиёииость плотности М. температуры (4) я давления
(и) от лагранжевой координаты, ортогональной плоскости «блина»,
согласно численным расчетам одномерной задачи.

Рис. 18. Характерный вид спектра излучения «блина* согласно од-
номерным НДС ленным pacHvTUM,
горячей и входит в состав скоплений галактик. Но прошед-
ший через ударные волны газ остается холодным и иони-
зуется излучением «блинов» и, возможно, квазаров.

Излучение отдельного «блина» довольно слабо зависит
от момента возникновения «блина»/ но очень енлыго от
начального вида спектра возмущений плотности и от мас-
сы «блина*. Результаты расчетов излучения отдельного
«блина» с 2Л = 10н2Иэ приведены на рис. 18.

Экспериментально мы знаем плотность нейтрального
водорода в окрестности квазаров с красным смещением
z > 2 (верхний предел «к < 10’11 еле3) ц интенсивность
фонового излучении Вселенной в ультрафиолетовом и
мягком рентгеновском диапазонах. Для сопоставления '
теории с этими экспериментальными данными требуются
сложные расчеты, обязательно учитывающие статистнч-

Рнс. 19. Возможная зависимость
плотности нейтрального водорода
от красного смещения (числен-
ны й расчет). Показаны экспери-
ментальные топки, полученные по
изучен ню спектров далеких ква-
заров.

ность задачи, иеодповре-
мнтость возникновения и
различие и массах отдель-
ных «блинов».

Первые (очень грубые)
попытки произвести такие
расчеты были сделаны До-
рошкевнчем и Шандарн-
ным (1975). Было пока-
зано, что существующие
эксперименты но противо-
речат рассматриваемой те-
ории. Однако необходимы
болео тщательные расче-
ты. прежде всего распреде-
ления блинов по массам
и но моментам образова-
ния zc. Кривая зависимо-
сти плотности нейтраль-
ного недорода от крас-
ного смещения, рассчитан-

ная н этой ратюте, при-
ведена на рис. 19. Для сравнения приведены значении
плотности нейтрального водорода, соотнетстиующие опти-
ческой толще т = 1/2 п линии L*. Рассчитанный в этих

уловинх интегральный спектр излучения межгалактиче-

ского газа и «блинов» праведен на рис. 20 вместе с экс не-
ри ментальны и и данными о фоновом излучении, собран-
ними в обзоре Ломгейра и Сюшщка (1971). Наиболее
чувствительным методом детектирования межгалактиче-
ского излучения газа, нагретого в блинах, является

Рис. 2R Рассчитанный спектр мечкгалактйчоткого фтювлго ихчу-
чгнпя Никнзв.яы экснериментальные верхние границы.

изучение водорода на периферии современных галактик
(Сюняев. 1969).

Происхождение вращения галактик. Два важнейших
типа галактик — спиральные и неправильные — представ-
ляют собой уплощенные структуры из звезд и газа, обла-
дающие большим моментом вращении. Означает ли это,
что момент вращения галактик имеет реликтовую приро-
ду. т. е. что еще на радиацнонно-домппированной стадии
расширенна Вселенной возмущения скорости были вих-
ревыми? Озерной и Черкни (1968), Озерной и Чибисов
(PJ71), Эймс н Снлк (1973) и ряд других авторов счи-
тают, что вращение галактик можно объяснить лишь
в вихревой теории образования галактик.

Пиблс (1908) первым отметил, что враш&ипе галактик
можно получить в теории чисто потенциальных возмуще-
ний плотности. Оно возникает из-за приливного взапмо-
дейстпнй протогалактик как на линейной, так н на иелн-
шчишй стадиях их сжатия. Авторы этой стать» полагают,
что наблюдаемое вращение галактик можно объяснить в
теория потенциальных (адиабатических или энтропийных)
возмущений плотности, но связывают его происхождение
с иным физическим механизмом.

Отличительной особенностью предлагаемой теории об-
разования галактик является безвихревой характер дви-
жения вещества вплоть до прохождения через фронт
ударной волны. Как уже отмечалось выше, лишь такое
движение совместимо с ростом возмущении под действи-
ем гравитационной иеустои ч отгости. Но при прохождении
вещества через фронт ударной волны безвихревый харак-
тер движения вещества нарушается, и в сжатом вещест-
ве вихревые компоненты скорости соизмеримы с потен-
циальными скоростями. Этот факт отмечался Черппгшу
(197(1). В рамках данной теории возникновение враще-
ния галактик рассмотрено Дорою ковичем (1972). При
анализе этого вопроса необходимо отказаться от рассмот-
рения одномерного движения и учесть, что на самом дело
в задано присутствуют все три компонента скорости.

Потенциальность скорости на начальных этапах дви-
жения означает, что

rot v ~ О,

оу _ оу

ду * дл дл ' ду ’

(2.29)

где г — перпендикулярная к фронту волны координата,
х и у — тангенциальные. В ударной волне вещество теря-
ет нормальную составляющую скорости, идущую на на-
грев вещества, тогда как тангенциальные компоненты
скорости при пересечении фронта ударной волны не из-
меняются. (Это описание пе учитывает всех особенностей
сжатия вещества в ударной волне, но тем не менее дает
приближенное описание возникающей ситуации.) В ре-
зультате за фронтом ударной волны скорость обладает
вихревой составляющей:

4 fjs = tn

o' дц di *

(2.30)

ft ротор скорости лежит в плоскости возникающего *блп-
на». Этот простой пример иллюстрирует известную воз-
можность появления .мощных вихревых движений в удар-
пых волнах, образующихся на нелинейной стадии эволю-
ции неоднородностей. Таким образом, первая часть зада-
чи решена —мы можем отказаться от первичных релик-
товых вихревых движений и объяснить возникновение
вращения в теории с первоначально чисто яотеиця я льны-
ми движениями. Наличие мощных вихревых движений
как в горячем, так и в остывающем газе, приводит к быст-
рой турбулизации сжатого н «оикпи» газа. Большие гра-
диенты скорости, плотности и температуры в направле-
нии. и •ригпдикулярном к плоскости «блина», тепловая
неустойчивость, сопровождающая процесс остывании газа
в «блине», достаточно большие значения числа Рейнольд-
са как в горячем, так и, особенно, в остывающем газе,—
все эти факторы способствуют развитию гидродинамиче-
ской неустойчивости я турбулизации вошедшего в «блин»
газа.

Турбулентные движения в горячем газе поддержива-
ются потоком вихревой скорости через фронт ударной
волны. 1U поздних стадиях эволюции, когда поток ве-
щества черев фронт ударной волны прекращается, турбу-
лентность затухает. Рассматриваемая картина на этой
стадии очень близка к той, которую стремятся получить
авторы вихревых теорий образования галактик. Однако,
еще раз необходимо подчеркнуть, что возникающая тур-
булентность является вторичной, и появляется лишь на
поздней, нелинейной стадии эволюции возмущений плот
и (юти. Более того, она является мелкомасштабной — ха-
рактерные размеры возникающей турбулентности много
меньше размеров «блина».

Возникающие за фронтом ударной волны вихревые
скорости являются дозвуковыми но отношению к горяче-
му газу. По при быстром остывании газа до температуры
Т = К)* К скорость звука уменьшается; и вихревые ско-
рости могут стать сверхзвуковыми. При этом вновь возни-
кают ударные волны, неоднородности плотности — все это
способствует возникновению турбулентных движении
и распаду Облика» на отдельные облака. В свою очередь
учет этих процессов необходим во внешних частях «бли-
на». где вихревые движения достаточно мощны и сильно
влияют на параметры образующихся галактик. Наоборот,
в центральных областях «блина», где вихревые скорости
малы, их вл ял кием на процесс фрагментации диска п об-
разования галактик можно пренебречь.

Фрагментации диска и образование галактик н цент*
рольной части «блина». В центральных областях «Гитина*
вихревые движения сравнительно слабы и нс препятст-
вуют образованию единого топкого слои холодного реком-
бинировавшего газа. Этот слои обладает весьма малым
удельным моментом вращения, поскольку толщина слоя
невелика. Простые оценки показывают, что удельный
момент вращения объектов, возникающих в этой области,
не превышает величины

/( Ю*°Й-‘ 2(1 + z)"3/2 см*/сек, Г (2.31)

что очень лило по сравнению с характерным удельным
моментом спиральных галактик Ц Ю*у -ь 10^ см'Чсек.

В холодной плотной чисти диска соз деются условия,
благоприятные для образопапия отдельных объектив ма-
лой массы. Главную роль в этим процессе играет грави-
тационная неустойчивость, развивающаяся в специфиче-
ских условиях: внешнее давление. ранное давлению на
фронте ударной волны, намного превосходит силы тяго-
тения (Сюняен и Зельдович; 1972). Как известно, для
плоского слоя в случае длиннопол новых возмущений
(длина волны возмущения велика по сравнению с толщи-
ной диски) давление но играет роли, и скорость пара ста -
пип возмущений пропорциональна е*\ где со = I 2n6’oAi
а — поверхностная плотность вещества и диске.

Нискольку о) "v J то быстрее нарастают самые ко-

роткие волиы, для которых еще применима формула
со xj J А*. Граница применимости этой формулы связана со
стабилизирующим влиянием давления газа. В том случае,
когда внешнего давления нет. давление стационарного
слоя тоже определяется его поверхностной плотностью
(Р„г — 0.5 nG<^) л новых параметров во сравнению с
обычной теорией Джинса (для безграничной среды) не воз-
никает. В этом случае максимальное значение и> опреде-
ляется толщиной слоя /Гщлх » rf 4. Поверхностная плот-
ность о = 2pd и поэтому о)ГП1Х« | 4лО’р в согласии с тео-
рией Джинса.

Но если тяжелый слой сжит с обоих сторон легким
газом и давление на поверхность слоя много больше гра-
витацнпнвого давления, то гравитация играет роль лишь
и плоскости диска. При этом критический размер возра-
> —1 ИР

стает в том же отношении» что и давление «тах~^р—•
' gr

Сравнение с классической теорией Джинса показывает,
что характерные массы, играющие роль массы Джинса,

я время нарастания возмущений в рассматриваемых ус-
ловиях увеличиваются в 6 — (Ajd)-V раз (d — толщина
слоя, fr; = ajht at — скорость звука, th = (4nGp)~t/2 —
гидродинамическое время среды). Чцеленные оценки
(ДорошКения и Шаидарин; 1974) показывают, что цент-
ральный холодный слой распадается на массы, близкие к

10a(Q)“r2(l + z)^S?U.

(2.32)

Эти объекты в ходе дальнейшей эволюции распадаются
яд отдельные звезды и превращаются в шаровые скопле-
ния (звезд).

После распада па отдельные облака в центральной
части «блина» возникают наиболее массивные образова-
ния типа гигантских эллиптических галактик с массой
® 1012-т- обладающие небольшим удельным

моментом. Параметры возникающих галактик определя-
ются процессом сфериэнцнн «блиим.

Эволюция внешних частей <<б«тншр>. В эволюции
внешних частей «блина» большую роль играют вихревые
скорости, приводящие к турбулизации сжатого в «блин»
газа. Поскольку энергия турбулентных движений велика,
то не образуется единого топкого слоя остывшего газа
(что характерно для центральных областей «блина»), но
из за тепловой неустойчивости остывающего газа возника-
ет толстый слой отдельных облаков остывшего газа, дви-
жущихся в горячем газе. Толщина слоя определяется со-
отношением гравитация и кинетической энергии движе-
ния облаков. Оценки показывают, что средняя плотность
слоя, занятого облаками, близка к средней плотности газа
до остывания, я слой распадается под действием гравита-
ционной неустойчивости на облака, масса которых опре-
деляется толщиной этого слоя. Характерные параметры
образующихся галактик примерно следующие:

SR « 1010 4-Юи Кэ,

/«3 - 10*’(1 +2) •‘okW- (2’
Эти цифры близки к принимаемым сегодня значениям
массы и удельного момента вращения спиральных галак-
тик. Характерная (минимальная) масса облаков, возника-
ющих из-за тепловом неустойчивости остывающего газа,
определяется теплопроводностью горячего газа и близка
к значению

Л/С1 « l(K>-|Zi 2%. (2.34)

что в спою очередь близко к массе шаровых скоплений
и карликовых галактик.

§ 4. Обсуждение вихревой теории

Вихревая теория образования галактик имеет длин-
ную историю. Ее истоки восходят к теории образования
Солнечной системы: вращение всех планет вокруг Солн-
ца в одном направлении, практически в одной плоскости
подсказывает образование всей системы из одного вра-
щающегося облака газа.

Обратимся к большим структурным единицам. Враще-
ние спиральных и части эллиптических (сплюснутых)
галактик можно считать убедительно доказанным. Боль-
шой прогресс произошел в связи с развитием радиоастро-
номии — доплеровское смещение радиолинии X — 21 сл
нейтрального водорода позволяет определить скорости
газовых облаков с точностью лучшей, чем определение
скоростей звезд оптическими методами.

Нет сомнения, что центробежная сила в спиральных
и эллиптических галактиках компенсирует силу тяготения
и обеспечивает длительное сохранение формы. Возраст
нашей Галактики порядка 10!0 лет. время оборота
2 • 10s лет, характерное время на дел ня Солнца на центр
(если бы не было центробежной силы) 5 • 107 лет—сопо-
ставление этих чисел убедительно говорит о стационарно-
сти Галактики л о роли вращения.

Гораздо менее определены данные, касающиеся вра-
щения скоплений галактик. Не исключено. что авторы,
утверждающие существование вращении скоплений га-
лактик, подвержены сильному психологическому влиянию
аналогии между структурными единицами разных масш-
табов. между галактиками и скоплениями галактик.

Отметим, что попытки обнаружить общее вращение
реей наблюдаемой Вселенной (с таким вращением было
бы связано существование выделенного направления
н пространстве — общей ocitt) привели к отрицательным
результатам.

На этом наблюдательном фоне п возникли теории,
б основе которых находится непосредственное объясне-
ние вращения галактик — вращением или вихревым дви-
жением того первичного вещества, из которого они про-
изошли *).

Поскольку нет общего вращения Вселенной, прихо-
дится говорить о турбулентности; различные части со-
вершают разные статистически распределенные вихревые
движения. Первично, до рекомбинации, вещество состоя-
ло преимущественно из фотонов (так называемой рядпя-
U нои но-до минированный период). Трение электронов и
протонов при движении относительно фотонов было ве-
лико, все вещество могло двигаться только вместе с из-
лучением. Отсюда. попвляется идея и название «фотон-
ная турбулентность*, «фотонные вихри*.

В цепи рассуждений, ведущих к фотонной турбулент-
ности, важную роль игрЛет теорема сохранения вихря.
Грвкнтацнонные силы ттггенцпальны. они не могут ав-
нертеть вещество, всякое вращение, казалось бы, первично.

Отметим сразу, что этот аргумент оказывается отнюдь
пс таким строгим и незыблемым, как кажется на первый
взгляд. В самом деле, вращение н вихрь это по одно и то-
же. Гравитационное взаимодействие асферических тел
может привести к их вращению. В первый момент вра-
щение это своеобразное, безвихревое (противоречия здесь
нет), а уже потом диссипация — вязкость — переведет
систему на рельсы вращения с вихрем, отличным от ну-
ля. В бесстолкновительных звездных спстсмчх эффектив
пая диссипация велика (Кибле. 1974; Рузмайкнщ 1973).

Теорема о сохранения вихря справедлива для сплош-
ного газа лишь до тех пор. пока не возникают ударны?

•) Список работ, посиягцетпах этой томе, следует начинать
си статей Войнзекксра п Гамова. Однако наивнейший период в рди-
вмтнп вихревой теории обрэлования галактик начался после по-
явления серин статей Озерного и Чериппд (19Б8; 1970). Многие ас-
пекты зтой теории рассмотрены в риботах Озорного п Чибисова
(1970: 1972), Чибисова (1972). Озерного и Кур с кона (1-374)» Чпрннпп
(t973). и также Оорта (197 П, Пиблса (Л970), Эймс и Силка (1973),
Томиты д др, (1972). Джонса (ИП4) и других.

4 Цид |и?д. с. Б. Tin кельнера
видны. Но теория роста потенциал ьяых воем ущелий как
раз и и ри водит к необходимости ударных волн. Как от
мечено выше, отсюда, естественно, следует вазникяовеппё
вихря на сильно нелинейной стадии развития нотенциаль
пых возмущений.

Таким образом, вихревая теория во всяком случае не
является обязательной или неизбежной. Перед тем как
ниже мы перейдем к иолуколнчестненным оценкам и со-
доставлению с наблюдениями остановимся вкратце на
другой стороне дела, на том, почему желательна вихревая
теория, в чем секрет ее привлекательности.

В астрономии путь познания часто идет в следующей
иоследовлтельности: 1) свободно выбранная гипотеза.
2) теоретические, расчетные следствия гипотезы. 3) со-
поставление следствий с наблюдениями. 4) выводы л при-
емлемости гипотезы. Сам «свободный* выбор гипотезы
обусловлен акилогивмп с другими явлениями, общими
принципами и. не в последнюю очередь, принципам ориги-
нальности. необходимостью высказать почто ранее не пы
сказываншееся.

Каковы причины выбора гипотезы фотонных вихрей?
В обыденной жизни турбулентное движение встречается
часто. Упорядоченное движение воды в реке при взаимо-
действии с руслом рождает турбулентность. Энергия вих-
ревого дннжекия воды во много раз превосходит энергию
акустического движении. То же самое происходят при
размешивании воды в стакане ложечкой. Общая причина
заключается и том. что имеется фактор, вызывающий на-
рушение термодинамического равновесия,— дозвуковое
движение, течение или движение ложечки. Имелся ли та
кой фактор на ранних стадиях расширении Вселенной?

Какие гипотезы можно сделать о состоянии Вселен пой
вблизи сингулярности? Одна гипотеза — консервативная,
по терминологии Пиблса.— гипотеза о возмущениях, но
нарушающих метрику Фридмана. Так мы приходим к
представлению о квази изотропном решении (локально
фридмановском вблизи сингулярности). В этом решении
вообще нет места вихревому движению.

Недавно Чибисов (1975) показал, что возможен все*
таки специальный режим движения: вещество (включая
фотоны) вращается в одну сторону, а грн витоны — в дру-
гую. Общий (усредненный по обоим «жидкостям*-—«лая-
ме н правителю) вихрь равен пулю и метрика подобна
фридмаяовекой. Искусственна ди такая картина? Это по-
ка не ясно. Нельзя отрицать, что она возможна и непро-
тиворечива. Не будем останавливаться здесь на вопросах,
связанных с теорией сингулярности, с квантовыми явле-
ниями при плотности ЦР5 г! см* я другой подобной экзо-
тиной. Мы надеемся, что анализ этих вопросов приведет
к созданию фундаментальной теории, определяющей
характер возмущений. Но в настоящее время этого еще
нет. Поэтому мы будем ограничивать себя в выборе того
или иного характера движения на момент ре ком би на rm Щ
основываясь только ня наблюдательных данных.

В нлетонщоо время развитие теории вихревых возму-
щений привело к отказу от ее первоначального варианта
с сильной турбулентностью. Согласно последним работам
Курскова и Озерного (1971) более вероятным является
вариант теории со слабой турбулентностью*).

Вариант с сильной турв$лонтностью. Турбулентная
скорость в энергосо держащем масштабе с ЭДо
ЛгЗ- 10l7Q24^ и /?0« ---^очень велика: — ^0,ЗЙ‘ *
на момент = 2 • IQ1 Q, когда плотность вещества по
Вселенной равнялись плотности излучения рг — ^т- ’ Прп
z, < z < скорость уменьшается по закону г ~ (1 J- z).
Тем но менее после рекомбинации. когда резко падает ско-
рость звука, вихревые скорости оказываются сверхзвуко-
выми и столь большими — 2^-0.015(2 J j, что должны
возникать ударные волны. Быстрый отбор энергии у плаз-
мы при комптоновском рассеянии реликтового излучения
на «горячих^ электронах приводит к охлаждению н силь-
ному (в миллионы раз) сжатию вещества, прошедшего че-
рез ударную волну. В результате должны образовываться
сверхплотные тела большой массы Ц)134- Юи3йэ, К обра-
зованию наблюдаемых объектов этот вариант теории при-
водить не может. В этом варианте чрезмерно велики иска-
жения спектра ргл и кто наго излучении, связанные с дисси-

•) Эти ПОНЯТИЯ ПГ ТОЖ.ЮСТЯС1ГНЫ С ПППЯТПЯМИ «fivpffWlh U KT1I-
хн fl» варианты теории, негре чающим лея а следующей главе.
(Нрнм. рсд.}
нацией энергии вихре к их лаижеяпй как на дорскомбпнп-
цпонной, тик и па поел ерекомбпнацноиной стадиях расши-
рения Вселенной.

Вариант со слабой турбулентностью. Скорости малы:
“<0,ЗЙ1 4 на момент Ztq. Ударные волны после рекомби-
нации не образуются. Вихревые скорости при z <
уменьшаются но анкону и ~ (1 +*). Они никогда сами
не могут привести к ибргшовннпю неоднородностей
с А р/р 1.

Однако кпхревые движения после рекомбинации гене-
рируют малые потенциальные возмущения плотности, ко-
торые могут, нарастая, со временем приводить в дальней-
шем (пи описанной к предыдущих параграфах схеме)
к образованию наблюдаемых объектов. 11а более рвнней
стадии затухающие вихревые движения генерируют так-
же энтропийные возмущения. Таким образом, в варианте
со слабой турбулентностью вихревые движения являются
источником потенциальных возмущений плотности, кото-
рые становятся главными на стадии расширения после
рекомбинации. Масштаб, в котором теплопроводность
и вязкость на дорекомбннакнонной стадии приводят
к диссипации вихревых движений, несколько меньше,
чем в случае потенциальных возмущении. Зтот масштаб
соответствует ЭДП = 5-1(Г* Q 2 ЭД. Энерго несущий мас-
штаб ЭД 2> ЭДа при J2 > 0,1.

При z«j > з > zr<e в масштабах ЭД г, <Z ЭД < ЭД0 уста-
навливается колмогоровский спектр р ~ Л 5 ~ ФГ у.
При ЭД < ЭД& движения эксипиенцпальпо слабы. Генери-
руемые турбулентностью послерекомбппацполные потен-
цнальпые движения максимальны в масштабе ЭДО, так
как после рекомбинация именно в этом масштабе макси
мальии отношение турбулентной скорости к хдббловской
-jj-fi ~ К 3. Поэтому характерным масштабом дли ра-
стущих возмущении является ЭД и, л не Ио.

Вклад первичных вихревых движений вл вращение
галактик. Так как масштаб ЭД0 намного превышает массу
ординарной спиральной галактики, то, по аналогии с по-
тенциальной теорией, ему следует поставить в соответст-
вие скопления галактик. Оценим вклад первичных вих-
ревых движений во вращение скопления,
На момент рекомбинация скорость в масштабе ЭДо
была порядка

~ (Ф1 0)« (И 0)(Ь?У ’ <5-Ю-’й-^,
V v \ «V» (J {

средняя плотность вещества в наблюдаемых скоплениях
галактик близка кЛ’~ 10“3 сде3, что в 3-li)6 Q раз мень-
ше средней плотности вещества во Всслепной в период
рекомбинации z 1000. Значит, вихревая скорость в мас-
штабе Зй» должна была уменьшиться в (3*10е
~ 10* Q 3 раз «5 • 1(Г"5Й“1в'и, При дроблении
л ротос копления на отдельны о галактики с ЭД ЗЯ» основ-

ная часть момента вращения должна сосредоточиться в ор-
битальном движении галактик, а не во вращении индиви-
дуальных галактик.

Если в скоплении п галактик, то при однородном вра-
г
щеклн притоскопаення с угловой скоростью со ~ -^-каж-
дая протогллактнкя будет иметь начальную скорость
вращения в п1 3 раз меньше, чем все скопление. При ежа
тии иротогалактикл скорость вращения возрастет в 20 раз.
так как средняя плотность вещества в галактиках в 10
раз выше, чем в скоплениях галактик.

Для галактик с ЭД 10й ЭД имеем
п=^£~50<2 7/2

и окончательно получаем

— < 0 3Q,/4 *r f ‘V™nn ‘* ( ®LV/3 / А md У 3 _

с zeq у Л'й*? / снопу

= 0,3'"'J- I_^УУ'М' 3 ~ 1.5 10~‘Q~s’12.

ге<1 < ДО <|IR у ) \ А о /

При любом эта скорость меньше наблюдаемой

скорости вращения основной долл вещества нашей Га
.тактики, для котором ~ 10 ~3. Более точные оценки,
оперирующие с удельным угловым моментом вещества, нс
меняют основного вывода: в варианте со слабой турбулент-
костью вихревой теории первичные вихри не могут обес-
печить наблюдаемое вращение галантин.

Отметим, что Курской н Озерпой (1974) выбрали гра-
ницу между * бурным» н «тихим» вариантами таким обрв-
Йим, что при граничном у’ 0,ЗЙ1 '•значении скорости

в эпергосодержаще>1 масштабе 13% всего вещества про-
ходит через ударные волны и сжимается до экстремально
высоких плотностей и массивные объекты уже при з ~ zr.
Это трудно связать с наблюдаемой Вселенной.

Вариант с сильной турбулентностью противоречит
наблюдательным данным.

Вариант слабой турбулентности представляется нт-
кугстиепкым. Теория после короткого периода затухания
вихрей переходит ил рельсы теории гравитационной неус-
тойчивости. Разница та, что для данных возмущений
плотности в конце (сегодня)» необходимы большие ско-
рости вихревого движения на момент рекомбинации по
сравнению с чисти потенциальным вариантом. Поэтому
труднее согласовать теорию с измерениями флуктуации
реликта*), так как флуктуации температуры реликтового
излучения прямо пропорциональны скорости движений,
Отметим. что даже при равной амплитуде скоростей вих-
ревые движения приводит к большим флуктуациям ре-
ликт. чем потенциальные. При этим начальные враща-
тельные скорости не дают заметного вклада во вращение
галактик! Если ясе предположить, что на ранних стадиях
расширения вихревые и потенциальные днижепкл были
одного порядка, то ясно, что малые вихревые скорости
вообще не сказываются пи па растущих возмущениях
плотности и образовании галактик» ин па происхождении
галактического вращения.

Таким образом, ио существу, получается теория мало-
го иачальпого потенцпальяого движения с до иол Интел ъ-
ным у ткоржденкем. что введение дополнительного малого
начального вихревого движения ее не меняет, не портит,
по и заметно не улучшает. Вряд ли такую теорию пра-
вильно называть «вихревой».

•) Вторичный разогрев логялшп-ичесиого вещества, нриппдя-
щий к большой толще Щки-пний но том соло век о му рассеян и к» в
иииыгшаию флуктуаций реликтового излучении, но пат ему ши$-
шпо, маловероятен (Дорощксвнч, Зельдович, Сюниев, IU76).
§ 5. Наблюдательные тесты

Описанная выше картина образования галактик к
скоп iciHiii галактик дает ряд наблюдательных предска-
заний. Пожалуй, наибольший интерес представляет поз
мощность наблюдении змпсспк в линии 21 с.ч от холодной
центральной части «б. ина», которая в последствия должна
превратиться в галактики. Как известно* вещество в га-
лактиках собрано в звезды и лишь несколько процентов
их массы рассредоточено в виде нейтрального межэвезд
кого газа. Протоскоплелне галактик на дозвездной стадии
уникально по своим свойствам: масса его центральной
холодной (Т xz 104 К) части ранил суммарной массу
всех будущих галактик скоплений ОТ « 1(Г*I0lJ ОТ.
звезд еще пет, и вся эта масел представляет собой практи-
чески нейтральный («„Мн «С 1) водород с высокой спино-
вой температурой Т Ю4 К. Угловые размеры объекта
О^Ц-т-К))' и высокая яркостная температура излу-
чения л липин Гй » Т./(t + z) позволяют надеяться на
обнаружение протоскоплений этим методом. Из-за крас-
ного смещении длина волны А^Ао (1 + 2) н лежит в
интервале 21 ел А 2 м (Сюпяев, Зельдович. 1975).

Внешние — охлаждающиеся и рекомбинирующие —
зоны протоскопленнд могут, в принципе, наблюдаться
в сдвинутых красным смещением рекомбинационных ра-
диолиниях водорода (переходы между высоко воэпуж-
денными уровням]!). Красное смещение должно быть
такое же. как я у линии 21 см. К сожалению, мера эмис-
сии ионизованных низкотемпературных слоев достаточно
велика только в вариантах теории ей* i.

Охлаждение центральной части скопления приводит
к быстрому 0 ~ Ю7 4-10* лет) сбросу энергии
с « НЯ jpe, причем существенная часть энергии выде-
ляется в одной липин 1их водорода. Ито открывает воз-
можность наблюдения мощных {L ж 1043 4-10м эрг/сек)
объектов, основная доля светимости которых сосредото-
чена в узкой (ЛАД 10“*) липин с длиной волны, З-ШИ-
епщеи от красного смешения. при котором формируется
объект А ~ лД1 +«) (Курт, Сюнясв. 1970).

При образовании звезд в л рптотал антиках мы встре-
чаемся сп следующей фазой мощного ны деления энергии
при термоядерных реакциях в звездах. Партридж п Иного
(1975) показали, что можно ожидать большой яркости
молодых галактик, поскольку молодые галактики в зна-
чительной мере состоят из ярких массивных звезд. Све-
тимость протогалактики намного превышает современ-
ную. Этот период в жизни галактики продолжался нс- t
долго, около 10й лет. Энергия излучалась в основном
в ультрафиолетовом диапазоне к в значительной части
попадала в линию L*. По при этом все же светили от-
дельные галактики, а по все протоскопление. Отметим
также, что образование галактик, и. главное, звезд в га
.тактиках из водородно-гелиевой плазмы очень сложный
процесс* который может быть сильно растянут во време-
ни. Поэтому может оказаться растянутой п яркая фаза.

Бесспорно, ключом к решению многих космологиче-
ских проблем являются квазары. Время жизни квазаров
столь мало по сравнению с космологическим, что эволю-
ция плотности квазаров может объясняться лишь изме-
ненном скорости их рождения.

Исследования зависимости плотности квазаров от
красного смещении (Лонгейр, 1969) приводят к выводу,
что плотность этих объектов быстро увеличивается с par
стоянием вплоть до х ~ 3 и в дальнейшем не нарастает
(пли нарастает очень слабо). Если квазары обязаны
своим рождением росту возмущений плотности, то воз
япкать они могут к то же время, что в галактики,
и скопления галактик (Сюняев, 1971). В связи с этим
отметим, что в последнее время широкое распространение
получила точка зрения, что квазары — это ядра галактик
(Шкловский, 1964). Детальные наблюдения квазаров
(особенно с большим z) могут дать чрезвычайно полез
ну ю информацию о процессах пропс хождения галактик
и скоплений галактик. Кроме того, изучение круниомас
штабной неоднородности в распределении квазаров мо-
жет дать информации» о возмущениях плотности в боль-
ших масштабах.

Исследования различных сторон космологической
теории продолжаются. Нельзя отрицать, что уже сегодня
получены важные определенные результаты в теории рос
та возмущений, теории нелинейных возмущений, в карти-
не тепловых процессов, предваряющих образование галак-
тик в той форме, в которой мы нх знаем.
ГЛАВА 1П

ВИХРЕВАЯ ТЕОРИЯ ПРОИСХОЖДЕНИЯ ГАЛАКТИК
И ИХ СИСТЕМ

§ 1. Введен не

С тех пор как современная космология постулирова-
ла. что галактики и их системы суть конечные продукты
некоторых начальных условий, неотделимых от самого
явления расширяющейся Вселенной, проблема образова-
ния галактик свелась в значительной мере к выявлению
природы этих начальных условий- Сейчас нет априорных
оснований предпочесть один начальные возмущения дру-
гим. Поэтому теория образования галактик должна не-
предубежденно исследовать эволюцию всех возможных
типов начальных возмущений, даже если они представля-
ются недостаточно общими с какой-либо точки зрения*).
Это. конечно» сильно усложняет проблему, но служит
известной гарантией от грубого просчета.

Между двумя крайним л представлениями о ранней
Вселенной —одним, что она была в высокой степени изо-
тропной и однородной с ничтожно малыми и притом без-
вихревым и возмущениями» к другим, что она была пол-
ностью хаотической.— имеется промежуточная возмож-
ность. Допустимо и, более того, вполне естественно пред-
ставить себе, что расширяющаяся Вселенная на самых
ранних стадиях была не только анизотропной, но и обла-
дала динамической структурностью, в которой присутст-
вовала заметная вихревая составляющая. Другими слова-
ми» в раднациаяно-домипировакиую эру (где излучение
по плотности энергии преобладало над веществом) су-

♦J Впрочем. уникальность самой Вселенной, «созданной в един-
стве ином экзем ил яре* (Пуанкаре), во» можно. н не требует поисков
«наиболее вероятных* начальных условий.
шествовали совместные вихревые движения излучении
л о и р и вяза и ний » к нему плазмы. Для определенности
предположим, что амплитуда соле ион дельных (попереч-
ных тензорных) волн была больше, чем потенциальных
(продольных векторных) ваш. Тем самым ведущая роль
в первичной структурности отводится не возмущениям
плотности. а вихревым движениям.

Такая гипотеза была сформулирована Озерным п Чер-
HHiibbt (1967. J968) как развитие и обобщение на t горя-
чую» Вселенную пионерских работ Вейцзеккера (1951)
и Гамова (1952) о догалактической турбулентности, при-
водящей к возникновению галактик Сочетание представ-
ления о догалактмческой турбулентности с концепцией
«горячей» Вселенной вносят три радикальных момента,
делающие это соединение весьма нетривиальным. Во-
первых, физический масштаб турбулентных движений
меняется по мере расширении немонотонным образом:
вначале растет, а затем уменьшается, поскольку крупно-
масштабные движения «замораживаются». Это замора-
живавпе и предотвращает турбулентность от полного
затухания. Во-вторых, при переходе космологических вих-
рей из дозвукового режима в течение раднационно*домп-
нщювапиой ары к сверхзвуковому режиму в момент,
когда происходит рекомбинация плазмы, скорость звука
падает от величины, почти равной скорости света, до не-
скольких километров в секунду. В результате этого пере*
хода, а хаосе предшествующей эволюции, генерируются
неоднородности плотности, которые* впоследстиии дадут
жизнь галактикам и их системам, без необходимости по-
стулировать существование таких неоднородностей как
первичных В-третьих, если догааактическан турбулент-
ность была врожденным свойством Вселенной, ранние
стадии ее расширения оказываются существенно пефрпд-
мановскимн (анизотропными).

При первом поверхностном взгляде на вихревую кос
могонню может возникнуть вопрос: зачем считать вра-
щение реликтовым если оно, как утверждают сторонники
энтропийных или адиабатических возмущений плотности,
может быть получено в качестве следствия из эволюции
этих лозмушеилй- Однако, как аргументировано ниже
(§ б), результаты соответствующих работ далеки от убе-
дительности. С другой стороны, нужно подчеркнуть, что
и род положен но и реликтовой природе вращения вовсе не
означает введения какого-то дополнительного параметра
Наоборот, фигурирующая в теории начальная вихревая
скорость есть единстве акын существенный параметр.
В вихревой теории, в отличие от адиабатической п антро-
пмйнон. нет произвола в выборе начального спектра ско-
ростей. Таким образом, то, что пи первый взгляд может
показаться недостатком теорлл. в действительности ока-
зывается ее привлекательной чертой.

Вихревая теория, разлития в работах Озерного и Чи-
бисова (1970), Озерного (1971), Курекова и Озерного
(1974а, б. в: 1Я75), позволила найти установившийся
спектр космо,логической турбулентности, построить тео-
рию ее распада и найти максимальную массу, охвачен-
ную з;|гу\1пммц движениями объяснила происхождение
и величину вращения галактик и их систем, дала оценки
момента об розова пня галактик и систем галактик, а так-
же их основных динамических параметров —и все это
посредством единственного параметра, характеризующего
амплитуду начальных вихрей, Если при этом учесть
трудности я недоказанность других гипотез происхожде-
ния галактик, становится попятным, почему вяхревяи
космогония вызвала целый поток новых исследований,
выполненных в СССР. Голландии, Японии. Италии и дру*
гнх странах (ем. обзор Джонса. 1975). Многие лэ этих
работ основаны па идеях, почерпнутых из первого, еще
довольно грубого наброска эволюции «фотонных вихрей»
(Озерной и Черния, 1968). Поэтому не будем входить
здесь в критическое рассмотрение соответствующих ста-
тей (которое дается в другом месте), а изложим ниже
современное состояние вихревой теории, делая упор на
результатах, которые могут быть сопоставлены с наблю-
дательным я данными.

§ 2. Эволюция вихревых движений
до рекомбинации плазмы

Общие сЕойгтва эволюции. Согласно исходному
предположению в раднацлонио-домппированную эру
существовали крупномасштабные вихревые движения,
причем их начальная скорость была дозвуковой
во всех масштабах (т. с. безразмерная амплитуда
В дальнейшем изложении под м пешта-
бом понимается не зависящая от времени величина R,

( вязанная с физическим размером г посредством соотно-
шения Я = (1 -f- z)n Масштаб 11 охватывает но завися-
щую от времени массу 5Я =**улр,/Р (где pi — нынеш-

няя полная средняя плотность материя). Ограничимся
дли простоты рассмотрен нем лишь тех стадий космологи
чсского расширения, когда размер максимального вихря

не выходит за пределы горизонта.

Отметим некоторые основные результаты, относящие-
ся к эволюции космологических вихрен.

Эволюция вихревых движений определяется тремя
процессами — космологическим расширением, гидродина-
мической (инерционной) переработкой и вязкой дисси-
пацией, имеющими свои характерные времена:

Трхр — “* ТЛ — ~ И Trf — (vfr-)

Соотношения между ними различны для разных масшта-
бов, так что эволюция движений а больших, промежуточ-
ных н малых масштабах различается радикально. Удобно
ввести характерный масштаб R,t = p/s. н котором гидроди-
намическое время равно космологическому.

а. Большие масштабы (R /А, т«# 22> т„ тГ1 )

Здесь определяющим является космологическое рас-
ширение, в силу которого скорость меняется по закону

const» если z>zeq;

const—-- если z<xcqi

1 ’I’

где хи=1,8*1О4 QA2—красное смещение в
венства плотностей вещества и излучения*).

(3.1)

момент ра-
Ностоянст-

•) Здесь л всюду далее Q ; р |Ц=1.05 10~**Л-*?/е-м3—

(\нг

критическая плотность для фрпдмапонгкпх моделей, k — корми ро-
лвивои ва 73 км/еек-Мпс постоянная Хаббла. В соответствии с име-
ют ци мне я паяными внегалактической астрономии и космологии,
будем полагать юшке 0J ЙА* I что штпяяег считать
5eq>^r*» ^510*. отмечающему моменту космологической рскомби
нации горячен плазмы.
во г вплоть до z ж zen. ни гучгпиое дли идеального космо-
.нпнчесюлт) субстрата Лифшицем (1946), немедленно
следует из сох ранен ня углевого момента. Сохранении! ни
времени скорости в Нншюльшнх масштабах, где. вязкость
действительно пренебрежимо мала, является весьма щш-
влекитсльнон чертой ри^пнваемой теории; хотя характер-
ные размеры Вселенной гигантски у вел) pin па юте я в ходе
расширения, вихревая скорость, несмотря на расширенно,
поддерживается па начальном уровне вплоть до сравни-
тельно близкой к нам эпохи г ~ г<ч.

б. Промежуточные масштабы (/?и < Я « т*
< Tr*i> < T.f).

Здесь первичный вихревой спектр претерпевает пере-
стройку вследствие потока энергии из больших масшта-
бов в меньшие. В этих ииерционных масштабах устанав-
л и кается ко; i м огоро вс кп й си е ктр. I ’ ра иица уста нови вше-
гося спектра /? ипачале увеличивается как х*1, достига-
ет своего максимума при z « н затем уменьшается
Как з1 2. Масса, отвечающая верхней границе колмого-
ровского спектра, составляет Ж (z^) ^5-!(Р IV3 £> 2Ж-
(Эта величина приближенная, как и вся шкала масс,
используемая ниже, поскольку неточность в шкале длин
сильно возрастает щш пересчете ва массы.) Для разум-
но больших значений IV 0,1—0,5 эти масса достигает
значений, характерных для бозатых скоплений и даже
сисрхскотиимпш.

в. Малые масштабы (Л «С Я* т4 << ъ.).

Движения в этих масштабах диссипируют вследствие
вязкости. Величина /6 со временем растет. Максимальная
масса Ж* в пределах которой турбулентные движения за-
тухнут, указана ниже.

Чтобы получить из турбулентности, порожденной пер-
вичными вихрями, галактики и скопления галактик, необ-
ходимо знать основные хариктернстикм космологической
турбулентности к моменту рекомбинации (zr<e я* Юэ).
когда вещество «отключается* от излучения. Начиная
с этого момента неоднородности, произведенные турбу-
лентностью, могут расти без противодейств ня со стороны
реликтового излучения.

Дорскомбкипинанная шюлющвя вихрей была детально
исследована, аналитически н численно, Курсковым и
Озерным (1973нр б). Результат эволюции зависит от без-
размерного параметра а = &uVot,„*x ~ 21И(£?Лг)_| X
Х(/?о/КЮ Л/мс)~ , определяемого начальной величиной ос-
новного экергоеодержащего масштаба R (волновое чи-
сло ко — п/Нс,}. начальном амплитудой вихревой скорости
Vo в этом масштабе, я также величиной

= 5,0^и - 6.5 • 10” (ОЛ«) ’1 сак, (3.2)

которая определяет эффективную длительность эволюции
турбулентности до ее перехода через скорость звука. Ко-
нечная продолжительность этой эволюции (выход на
асимптоту при рщ>рг) отражает «замораживание» гид
родннампческнх движений при z<z^. Физический
смысл параметра а состоит в том. что он характеризует
гидродинамическое расплывание вихрей. Число оборотов
ширя масштаба Яо до момента составляет Л’ ~ а,
если а< 1. иЛ’ ~1пв, если а > 1.

В заинеимости от величины а тШ0Х/тЛ., т. о от соот-
ношения между т(1|Я1 и начальным гидродинамическим
временем вихрей наибольшею масштаба = 7? u/vatэволю-
ция космологических вихрей может иметь различный
характер:

1. Если а <С 3 (т. е. тЛ то скорости в энерго-

содержащих масштабах не успевают сильно измениться
в течение всей дозвуковой эволюции и турбулентности.
Поэтому начальный спектр скоростей трансформируется
в колмогоровский ТОЛЬКО ДО некоторого Ш1ерЦН(Н1Н0ГО
масштаба /?, <С /?&. В масштабах И, < В л0 спектр
сохраняет свою реликтовую форму. Вязкая диссипация
энергии несущественна.

2. Если а — 3(т. е. тЛ — т(|ИХ). инерционный масш-
таб Z?, вырастает к моменту /w «плоть до /?о. Следова-
тельно, во всех масштабах, пт внутреннею Вл до внешне-
го Яо. устанавливается колмогоровский спектр. Дцсснпп
решавшая турбулентная энергия — порядка начальной
вихревой энергии.

3. Если а 3 (т. е. космологическая тур

булентяость имеет вполне достаточное время, чтобы ус-
петь распасться. Масштаб Я успевает дорасти до Я),
после чего наступает рясллыванме вихрей. Энергия гене-
рированной турбулентности мп ia сравнительно с начали-
ной вихревой энергией, ток как последняя почти пол-
ностью диссипирует в тепло.

В вихревой теории паи лучшее объяснение парамет-
ров галактик и их систем имеет место при выборе
И ~ 0.2 я масштабе горизонта на момент t ~ /и. Это
означает, что а ~ 3, т. е. реализуется как раз «промежу-
точным* тип эволюции космологических вихрей.

Инерционная перестройка спектра в колмогоровский.
Определим спектральную плотность энергии Е(к) no-
te
1 ~ *

средством соотношения— <;а | Е(А)М. Оказывается, что

если начальный вихревой спектр имел степенную форму
Л’и(А‘) «J кто он будет видоизменяться автпмодельно.
Максимальный масштаб турбулентных движении Лц,„
увеличивается со временем вследствие расплывания,
а энергосодержание турбулентности уменьшается по

анкону

2m j-2
ju - Ч

где

Л & 1

3 / 3 V 2

Vfc) "Р"

— константа порядка единицы, слабо зависящая от т.
Пирный член в (3.3) есть начальное энергосодержание,
второй член соответствует адиабатическому уменьшению
энергии, а третий член описывает потери энергии, пере-
ходящие в тепло в ходе ги пюдипамическоб перестройки
начального спектра.

В масштабах Н < Япм начальный степенной спектр
перерабатывается в колмогоровский:

E&.l^A V5/3. (3.4)

где Л ~ t’J'^iuex3-Численный фактор, входящий в Л,
достигает своего максимального значения, когда а имеет
оптимальное значение а..и ат(гп + 3)/(2/я + 2) ~ 3.
Максимальная вел тина А меняется ничтожно (в грани
цах 0,334—0,411), когда т меняется от 0 до и слабо
меняется с а, даже когда а значительно отличается
от о<ф1.

Итак, независимо от начального вихревого спектра,
результирующий турбулентный спектр в момент frt0 име-
ет универсальную колмогоровскую форму, а его ампли-
туда не зависит сколько-нибудь существенно от деталей
начального спектра.

Численное исследование эволюции различных исход-
ных спектров, задававшихся и виде «горба» со степен-
ными асимптотиками, показало, что движения в области
А* > ко приобретают уже по истечении нескольких гидро-
динамических времен колмогоровский спектр и затем
эволюционируют и соответствии с автомодельным ре-
шением.

Таким образом, в инерциальных масштабах спектр
скоростей к моменту «отрыва» излучения от вещества
уже слабо зависит от формы начального спектра.

Вязкая диссипация космологической турбулентности.
Инерционная переработка начального вихревого спектра
происходит лишь до некоторого минимального масштаба.
В меньших масштабах движения диссипируют благодаря
лучистой вязкости. В процессе космологического расши-
рения затухание охватывает всё большие массы. При
U,08SQA'4 1 вклад к вязкое затухание осуществляется
как в дарекомбивлцпонпую эру, так и в ходе самой ре-
комбинации (Чибисов. 1972; Курское, 1974), по заверше-
нии которой диссипация практически обрывается. Масса,
отвечающая результирующему масштабу затухших дви-
жений, составляет

зл J « 4,7 • 1Ц" (Q/?)’7 2 Эйд. (3 а)

Детальное рассмотрение диссипации космологической
турбулентности имеет огромное значение. В ходе этой
диссипация, как и в процессе рекомбинации плазмы, ге-
нерируются неоднородности плотности, из которых впо-
следствии возникают галактики и их системы. От мас-
штаба затухших движений Hi зависит, по сути дела, весь
характер космогонической эволюция после рекомбинации.
§ 3. Альтернативы эволюции турбулентности
после момента рекомбинации

При t = t,n турбулентные движения переходят порез
скорость звука. Дальнейшая эволюция турбулентности
в некотором масштабе R зависит от соотпогиения между
R и масштабом R зз /?».(<,«) = (b'U)t,e гидродинамическо-
го замораживания движений (и момент tMJ, содержа-
щем массу 8Н ?» 6- 10l44z3(QAs)_|7/’*.

В больших масштабах сверхзвуковой харак-

тер турбулентности не успевает проявиться из-за ее »за-
мороженяости* — значительного превышения гидродина-
мического времени т<.=г/р над временем космологического
расширении т„р. В столь больших масштабах, вне зави-
симости от соотношения Rj R млн Rt > R, могут гене-
рироваться лишь малые неоднородности плотности, выра-
стающие впоследствии в группы и скопления галактик
(Озерной, 1971). Наоборот, в малых масштабах (R^R)
судьба турбулентности при I > 6.с радикально зависит
от величины /6.

При (R.f/R)„.c < 1 масштабы R < R «заморожены»
и сверхзвуковой хлрнктер турбулентности сможет про-
явиться в полной mcjh?: за время порядка гидродинамиче-
ского времени тл (которое меньше т„Р) может произойти
восстановление затухших движений при генерации боль-
ших потенциальных скоростей и отвечающих нм неми-
лых неоднородностей плотности (нротогалактвк). Соот
ветствующая количественная схема превращения ilk в га-
лактики развита Озерным и Чибисовым (1970).

Однако эта схема становится несправедливой, если
(Rj/R)ne > 1. В этой ситуации движения останутся гидро-
динамически замороженными во всех масштабах (а ио
Только н R>R). Следовательно, заметного восстановле-
ния скоростей в затухших масштабах, как и генерации
больших неоднородностей плотности, не произойдет.

Альтернативные варианты иос.трекомбнпациоиной эво-
люции космологической турбулентности, отвечающие слу-
чаям. /?,</? и R. будем в дальнейшем называть
для краткости, соответственно, «бурным» и «тихим».

Важные детали эволюции участков протогалактиче-
ской среды, развивающихся но «бурпому» варианту, в
настоящие время далеки от ясности. Согласно Гаррисо-
ну (1973) их обособлению сразу же вслед за рекомбина-
цией и схлопыванию может препятствовать магнитное
поле, генерируемое вихрями. Однако ihsiaHitcuMO от дета-
лен их последующей эволюции ясно, что образующиеся
неоднородности плотности окажутся немалыми (сравни-
мыми с единицей).

Если же пострскомбинацноняпя эволюция турбулепт
ностн протекает но «тихому* варианту, гидролииамню-
окне аффекты, включая ударные волны, могут стать су-

щественными лишь после гравитационного роста жадно
родностей. уже на стадии их обособления и связанные
системы. В зависимости от спектра возмущений платно
сти. обособление галактик может, в принципе, как пред
шествовать образованию скоплений, тан и быть следстнн
ем дробления прптоскопленлй.

Детальное исследование того, какой же вариант пост-
рекомбинацноннай эволюции турбулентности мог осуще-
ствляться в действительиостн. оказывается весьма непро-
стым (Курской я Озерной, 1974а; 1975) Результат может
быть получен в модельном (хотя довольно правдоподоб-
ном) приближении, касающемся влияния диссипации на
градиенты турбулентных скоростей, и состоит в том, что
«бурный* вариант эволюции турб)лсытности, скорое всего.

несовместим с предположением о дозвуковом характере

первичных космодо! ическпх вихрей (т, е. с необходн

1 3

местью иметь И <

= 0.571- Это означает, что во всех

масштабах (а не только при Л > /?) турбулентность по
еле рекомбинации оказывается «заморожен ной». хотя
и сверхзвуковой. Другими слонами, образование ударных
волн турбулентностью при I > Л*с невоамхлкш), как и по-
явление очень больших скачков плотности. Ошибочность

противоположного утверждения (Пиблс, 1971). некрити-

чески воспроизведенного во многих статьях и даже моно-
графиях, связана с веучетом диссипации. Космогшшче
скан реализация «тихого^ варианта шютрскомбтпшиониои

эволюции; в принципе, допускает две возможности.

Если амплитуда неоднородностей в масштабах затух-
ших движений мала сравнительно с таковой в больших
масштабах, то галактики будут формироваться яа стадии
обособления л ротосцолл ен ни вследствие фрэгме итацни
ППСЮЛНИХ. \симмг?трн<|поа сжатие ггротос коплений при
ведет к генерации сверхзвуковой турбулентности и удар-
ных волн, которые производят заметные неоднородности.
Э1КШОЦИ0пируютис впоследствии в галактики. Соответ
ствукпций угловой момент галактик достаточно велик,
чтобы объяснить наблюдаемое галактическое вращение
Этот вариант подобен появлению ударных волн и сверх
зпуковеш турбулентности в теории адиабатических возму-
щений на стадии их обособления, что было рассмотрено
л последнем разделе статьи Озерного п Чибисова (1970)
н в «блинной» модели Зельдовича (1970). Важное раз ти
чие состоит в том. что скопления. образующиеся в обсуж-
даемом варианте «спокойнойо эволюции, сами обладают
вращением (обусловленным первичными вихрями), тогда
как «блины» — нет.

Другая возможность «спокойной* эволюции состоит
в следующем. Предположим, что амплитуда пеодпороддо-
cTeii в масштабах затухших движений достаточно велика,
чтобы произнести галактики еще до обособления их скоп
линий. В таком случае агломераты галактик получатся
в результате гравитационного скучиванил галактик. При
небольшом числе членов группы (пары, триплеты и т. и.)
ато произойдет практически одновременно с обособлением
самих галактик Скопления же получатся в результате
роста возмущений и «газе» из ужо готовых галактик.

§ 4. Спектр генерируемых неоднородностей

Какие же фактический спектр неоднородностей плот-
ности, произведенных турбулентностью к моменту за вер-
шей пя рекомбинация, начиная с которого эти неоднород-
ности получают возможность роста под действием грави-
тации? 1Чч$ультнруюЕЦнй спектр складывается из неодно-
родностей, генерированных еще до начала рекомбинации
(ц не «съеденных» в ходе дкссипативпых процессов)>
а также из неоднородностей, генерированных 1гезатух1ля-
мп скоростями уже после начала рекомбинации (Курской
н О.зерНой, 197-4в). Рассмотрим этот спектр, представлен-
ный на рис. 21. более подробно.

Генерация неоднородностей до рекомбинации. До ре-
комбинации турбулентность дозвуковая. Она генерирует
яеаднородностн двух тин-.ж — .шкальные ц «излученные^.
Локальные неоднородное™ представляют собой
непосредственный отклик слабосжвмаемой среды на нм*
ющнеся в ней турбулентные движения н по порядку пи
/ бр \ / р

личины равны квадрату числа Миха: )1 М — I — ) •

Риг 21. Амплитуды неодяородп остей плотности. генерированных
космологической турбулентностью, а ад виси мости от мпенппба Я
(пижляя шкала) или массы V (верхняя шнпла): Л — пострекомГш-
влтюяиые неоднородиостн. Я — неоднородности. син генные с из-
лученным л ну ком. С — локальные звукооые нжипфодноети. /> —
антропипные неодиоротностп, генерируемые впхрешямн скоростя-
ми па стадии большой оптической толщи. Псе амплитуды, для
удобства сопоставления их вклада в результирующий спектр, от-
посепы к одному и тому же моменту t=trt...

Эти неоднородности обладают, очевидно, растущим спокт
ром <*> R** ц обрываются при больших ft вместе со спскт
ром турбулентных скоростей. До рекомбинации во всех
масштабах R < ctz. т. е. X < X/, я такие неоднородности
не растут. Более того, они затухают вместе с порождаю-
щей их турбулентностью.

t И а л у ч е и я ы с * нео диоро диости пре дставл яют со-
бой звуковые волны, «оторвавшиеся* от тех локальных
турбулентных аапрлткошш, которые их породили. Харак-
терная длина звуковой волны, генерируемой турбулент-
ным масштабом Й, есть л^'^—так что «шзлу-
ионные* неоднородности могут доминировать в области
наибольших масштабен, причем даже там, где уже нет
турбулентных или вихревых скоростей.

Единственным типом д оре коми и пац ионных неоднород-
ностей, которые могли бы представить космогонический
интерес, оказываются неоднородности, производимые еще
на стадии большой оптической толщи в масштабах движе-
ний, затухающих из-за вязкости. Затухание скоростей
из-за вязкост» н теплопроводности в двухкомпоиентном
космологическом субстрате (вещество + излучение) со-
провождается генерацией неоднородностей состп ва ил и
удельной энтропии. После ре комби на ин и плотность излу-
чения становится однородной (сохраняется лишь допле-
ровская ап изотрон ня поля скоростей), н вся неоднород-
ность приходится на плотность вещества. Такие энтро-
пий пые неоднородности затухают лишь в области совсем
малых масс OTlf < 10s 4- 104ЗЧ (Чибисов, 1976а) и велики
в области, где пострскомбипационпые неоднородности (см.
ниже) экспоненциально малы. Амплитуда энтропийных
возмущении достигает максимального значении б =

10”’Hz ^(ЙЛ“)"ГД! в масштабе, отвечающем массе

ОТ ^2 • t011

(а**)-1* •
\0.2 )

2»э

(36)

Генерация неоднородностей после начала рекомбина-
ции. В «тихом* варианте эволюции космо логической тур-
булентности характерное i идродинамическгн* время г/о
в момент 1^. превышает космологическое время во всех
масштабах, которые оказываются тем самым «заморожен-
ными*. Генерируемые в ходе рекомбинации неоднород-
ности малы и могут быть найдены по теории возмущений.
Учет затухания скоростей приводит к тому, что в масшта-
бе /?. близком к дисен пати иному Л,ъ амплитуда постре-
комбимацнон ii ых неоднородностей достигает максималь-
пого значения 0,3 IV4 3(QA2)"I/3 (для наглядности
оно экстраполировано на момент fr< ; см. ряс. 21). При
Л Л эти неоднородности много меньше днрекомбина-
цщшных. В области масштабов /? > К4 псзатухшпе, по
«замороженные» движения генерируют при I > по
пперцни нжш1ородногти с амплитудой 6. пропорциональ-
ЩШ Tav/b в МОМСПТ £ret? Ч*аК ЧТО я 1 \
§ 5. Образование гллактик и их систем

Зная спектр ноодиородпостей, можно точно рассчитать
их усиление посредством гравитации на линейной стадии
роста и использовать эти результаты для оценки основных
характеристик (гросс параметров) галактик и их систем
на стадии обособления от космологического фона и по
следующего перехода в нелинейный режим (Кургков и
Озерной, 1У75). Эти оценки уже можно использовать дли
сопоставлении с наблюдательным и данными (не претен-
дуя. конечно, на слишком большую точность).

Начнем с рассмотрения параметров объектом, отвечаю-
щих области максимума в спектре неоднородностей плот-
ности (см. рис. 21), т. е. объектов с массой Э! ~

Характер фрагментации в коллапс нрующем облаке.
Пеодпородностн, отвечающие массе Ф! . длчжиы после со-
ответствующего гравитационного уч и.к пня обособиться
от расширяющегося фона лернымп. Схлопнется ли при
этом данная масса до больших плотностей как целое или
еще в процессе сжатия она фрагментирует ил части.
зависит от того, нас кол е»ко велика по амплитуде се
«начинка».

Как видно на рис. 21, спектр неоднородностей плотно
ст и вблизи максимума довольно пологий, т. е. па облако
массы SX наложены возмущения плотности меньшего мае
штаба, которые имеют амплитуду хотя и меньшую, но
вполне сопоставимую с максимальной. К м лищту обособ-
ления облака массы 2R ого в нутрии пит? неоднородности
вырастут, и отце на стадии обособления от фона облако
может фрагментировать ла части. Каждый из фрагментов
в свою очередь дробится тем же механизмом на более
мелкие части. Этот процесс будет идти вплоть до выделе
ния массы, ла которой спектр ноймущепии уменьшается,
скажем, в е раз. Эта масса составляет 3.8 • 1СР(£1Л2) 7 *14
т. г. примерно в 102 раз меньше, чем ЭЬ.

Пологий максимум, приходящийся ин массу ФЬ, озна
чает, что будет иметь место как фрагментация этой массы
па части, так и встречный процесс объединения (скучим
имя) нискольких объектив. Другими сливами. из объектов
массы Ф? ~ Ф14 могут образоваться как галактики, так и
агломераты галактике массами и большими, я мспьишмн.
чем ffiL. Вместе с Text можно иолагатц что в этом стати
стпчоском процессе максимальная масса, которую может
получить га (антика, совпадает именно с SRrf.

Процесс фрт ментадии, при котором формируется
спектр масс галактик, имеющий своим верхним пре челом
И = 3^. вовлекает, помимо гравитационной неустойчиво-
сти. также тепловые процессы. Вычисление этого спектра,
так же как к соответствующих параметров галактик, со-
ставляет самостоятельную задачу, выходящую за рамки
поставленной выше цели. Поэтому ниже мы ограничимся
рассмотрением только галактик максимальной массы.

Основные параметры первых объектов. Учитывая, что
неоднородности плотности усиливаются гравитационной
неустойчивостью в хоте космологического расширит» как
z~] и зная максимальное значение амплитуды ностреком-
бпнацииниых неоднородностей н масштабе ЭДа. получим
следующую оценку момента обособления:

/ 4 л ояОг ... 7.

$йв| — О]со 2) I 5 1 I*-*’*)

При таком красном смещении обосабливается масса
ЭД, = 5 . Ю^(Й/Р/О,5)7 “ЭДз, которой отвечает, как аргу-
ментировано выше, протогал актина максимальной массы
(или комплекс из нескольких массивных протогатак-
тик*)). Средняя плотность подобной системы в момент
ио обособления составляет

р1мч = ^6 • 10 ** I jj-gj г слЛ (3.8)

Если ногл еду тощее сжатие, приводящее к формированию
гравитационно связанного объекта. произойдет без потери
энергии, средняя плотность возрастет в восемь раз, так
что вириальшае радиус и плотность станут равными

П/. /1Г \-'VVQASV7/e . . к 4П-24/'Нг V ч

<• vh -б о 5 ) pvir «5*10 J % еле.

Учет тепловых процессов и диссипации энергии при сжа-
тии может несколько увеличить оценку для средней
плотности.

*) Ист оснований ожидать, что обособление гплантпк мсныгпп

мясе произойдет ври х, эиметио отличающемся от (3.7).
Неоднородности с массами ЭД ЭД* в которых собст-
венные движения затухла, принимают участие во враще-
нии все больших масштабов. Поэтому образующиеся га-
лактики будут обладать моментом вращения

Рассмотрение пространственной структуры турбулент-
ности подсказывает, что в участках, где удельный момент
вращения ниже среднего, образуются эллиптические i i
.тактики. Квазары, точнее, массивные галактики, в цент-
рах которых может возникать феномен квазара (гла-
ва IV), соответствуют предельному случаю, когда удель-
ный момент минимален. Наоборот, в тех участках, где
удельный момент вращения значительно выше среднего,
образуются спиральные галактики.

Для спиральной галактики с массой, меньшей макси-
мальной. удельный угловом момент, определяемый вра-
щением больших масштабов, куда входит эта галактика,
равен

4 пае ( \2 3/П’ \Х'3/ОАЦ-1/3 х < ,С1 .

К - 2 • 10 у (о у (и, 5 j ’ (3.10)

Это выражение интересно сравнить с оценкой удельного
момента наблюдаемого вращения Галактики К^5* 10™
см2 • cetr . При IV и Q, удовлетворяющих наблюдатель-
ным ограничениям (см. § 6), эта оценка находится в ра-
зумном согласии с (3.10), так жо как и наблюдаемая сте-
пенная зависимость К от массы спиральных галактик, ко-
торая оценивается законами ЭД 3 (Озерной, 1967; Норд-
сек. 1973) пли ЭД1'4 (Фримен, 1970).

Пространственная корреляция скоростей в метагалак-
тической турбулентности способна объяснить тот факт,
что морфологический тип галактик коррелирует с типом
скопления: эллиптические галактики преимущественно
входят в богатые скопления, спиральные — в неправиль-
ные. Возможно даже более нетривиальное следствие: оси
вращения спиральных галактик могут иметь тенденцию
к корреляции направлений вплоть до наибольшего мас-
штаба движений, установившихся в ходе инерционной
переработки первичного вихревого спектра. Как указано
ниже, этот масштаб R 100 Мпс отвечает сверхскопле-
ниям галактик. Не исключено, что найден нал в ряде работ
слабая, но значимая корреляция малых осей спиральных
галактик в пределах Местного и ряда других сверх скоп, ге
g 5. образование галактик и их систем

пий [см. Нильсом (1974) и цнтнроняпиую там литерату-
ру]. объясняется этим эффектом *),

Параметры групп и скоплений галактих Как уже ука-
зывалось выше, турбулентные движения при переходе
через скорость звука в момент рекомбинации, когда дав-
ление. резко падает, генерируют по инерции в незатухших
(по «замороженных»!) масштабах движений малые не-
однородности плотности. Их амплитуда определяется
отношением гидродинамического времени rh к времени
космологического расширения тгжр в момент 1гвс и тем
меньше» чем больше масштаб. Рост и обособление таких
неоднородностей путем гравитационного «скучив»пип*
приводят к образованию систем галактик (Озерной. 1971).
Момент обособления соответствующей системы тем более
поздний, чем больше со масса:

n fW W3 / 0*4-17 V / да \-V* 1 п

Цй) [wWJ <3U)

Как показывает теория, наибольший масштаб устано-
вившихся движений при а ~ «о»! (см. § 2) порядка
100 Мпс. К сегодняшнему моменту (точнее, уже к

(Й42)-1) контраст плотности в системах такого мас-
штаба не успевает вырасти более чем до единицы (к дол-
жен весьма резко убывать до нуля яря Л> 100 Мпс).
1 анис системы очевидно, соответствуют с верх скоплениям
наибольшего масштаба, т е. наблюдаемой ячейке одно-
родности Вселенной (Богарт и Вагонер, 1973). Системы
же с Н С 100 Мне успевают стать гравитационно свя-
занными.

Предполагая, что сжатие системы галактик от момента
обособленнн до прихода я стационарное состояние проис-
ходит без потери энергии, находим вирнальную плотность

ГМ,~4Ю-(У (2i) (ж;) г/«".(3.12)

где г — радиус системы галактик. Это соотношение инте-
ресно сравнить с имеющейся наблюдательной закономер-

•) Отрицательный результат Хоули ц Пиблса (1975). получек-
пый при поисках наэрудированной ориентации в скоплении Волос
Нерон и к и. не ям намет имШ удлнлення. тех как ^то богатое
скопление мдгелеии пренмущсстпепни аллнптичсскими. а не аш-
pa. i nt i ы м и гая в ктика м uL
постою. Согласно сводной зависимости Вонулора (1971)
для систем галактик разных тинон (триальная средняя
плотность зависит от размера как

<р> « 10—2®‘4 ’ ’ г/см*. (3.13)

К близкой величине показателя (— 1.77) игдявнп пришел
Пиблс ((971) р результате обширного статистического
анализа различных каталогов галактик. Эти значения хо-
рогпо согласуются с теоретическим 12/7 — 1.71. Что ка-
сается п радетелен пых множителей (кстати, различаю-
щихся у Вокулера и Пиблса в пределах фактора 10 — оче*
видно, из-за разной нормировки функции светимости), то
псносредствснное сопоставление (3.12) и (3/13) затрудне-
но еще сильной зависимостью р»(г от И и Й. ’Гем но менее
заслуживает внимания близость зтпх здотпошений при
значениях П ~ 0,2 н □ ~ 0.5. которые хорошо объясня-
ют количественные характеристики самих галактик и но
противоречат ограничениям на параметры IV и Й (§ 0),

Заметим, что сопоставлении наблюдений с выводами
вихревоп теории относительно параметров систем галак-
тик предполагает, конечно, что наблюдаемые системы и
большинстве своем гравитационно связаны. Обоснование
последнего, так же как п трудности альтернативной гипо-
тезы о дезинтеграции систем галактик обсуж нвются в об-
зоре Озорного (1975а) к цитированных там работах.

Теория предсказывает. что скорости галактик, входя
симх в системы различней числевносли. являются смесью
реликтового вращения и движений. произведенных позд-
нее за счет гидродинамической п гравитационной неустой-
чивости. Отношение хаотической и вихревой скоростей
ожидается ппрялка ~ (W1012 Ф17)4'9 для грави-

тационно связанных гнетем. Для богатых скоплений типа
Полос Вероники (3R 1015®*) получим ин.\ ~ 10* км/сек.

Прилагая ту же формулу, на пределе се применимости.
:< сверхскоплениям. получим Pf>t < что дает для

нынешней скорости вращения Местного сверхскоплсинп
гге| < 10* к.ч/сек. в качестве нном согласии с имеющимися
данными о его вращеппи (Вокулер. 1972).

Сравнение «бурного» н «тихого» карпаитов. Интерес ио
сравнить полученные выше основные параметры галактик
Наибольшей массы с с<л.пистствующлмн величинами для
«бурного» варианта. Тн и другие приведены в таблице
(см. ниже).

В «тихом* варианте обособление галактик происходит
цшике, ц динамические характеристики галактик, в об-
щем, лучше соответствуют наблюдаемым, чем в ^бурном»
впрмапте, где диссипация не принималась ни внимание.

nupalicTji *БурП1гГЙ' нИрШШТ гТпхнП* mif it/tixr
Масса. 5#л Й Чг Г »Г\я/ОАв\ 17 1 -Я‘10 ‘(oTi) (о.5 ) а51011 \0’5 /
Крис по а сме- щение В ми неит обособле- ния ТУ-„«='» 28 (0,2) ( W3 oTj
Удельный ш> мент враще- ния А*. <-дг7ггх „ / \V\* [Qh*\-b 7 ,1?'-”(сй) (от) - ( ?1 (tuj tQh^\ * -1
ВирипльныЙ рИДНуС Гпг (и прелиоловш* ним сжатия без потери анергии), кис / 1Г \ /£2/л>\ — т 4 t ° i 1 1 1 1^0.5 / / n \-w 2fi |п>) (0.5 J
Вприпльпли ПЛОТНОСТЬ рчи. С/С.и^ jo—23 10 0.5 4-Ю м ( Ir I1 1Д2/

Вместе с тем, поскольку величины Н и Н сравнимы ио
величине, различив между основными динамическими ха-
рактеристиками галактик оказались по столь большими,
как ато могла бы показаться на первый взгляд*). Нпври-

♦) Следует предостеречь ат ошибочного утверждения. что сти-
хии р вариант обяантолыю требует меньишх значений И чем
«иургшй». Модельное (ко лонолыю естественное) рассмотрение
покалывает, что даже при мнкеммальпо ппзможяом теоретическом
анлчепип И'е=х|/|3 (рлпгпетпо скорости звука) реализуется «о
нбурный- вариант, а «тихий» (Курснов и Одерний, PJ/ 'ni; 1975). Paa-
мер, выражение для удельного момента вращения в «бур-
пом» варианте лишь в иГЗ/ раа б°льше>

чем в «тихом».

§ б. Космологические аспекты вихревой космологии

Как видно па наложи иного, вихревая теория способна
количественно объяснить нронсхоЯчдение галантин и их
систем как результат космологической эволюции первич-
ных вихре?! с минимальным произволом в выборе пара-
метров первичных вихрей. Действительно* теория нужда-
ется лишь в знании начальной скорости вихрей ь’о = П’с
в наибольшем эпаргоеодержащем масштабе Нц. который
удобно задать посредством безразмерного параметра рас-
плывании вихрей а -= A^Pjjnjnx (см. § 2). Важно выяс-
нить, можно ли совместить вихревую теории! при необхо-
димых И' нас имеющейся космологической информацией.

Наблюдательные » теоретические ограничен ня вели-
чин W7 п а. Рассмотрим, какие пределы,— теоретические
и наблюдательные, — ограничивают безразмерную ампли-
туду IF начальной вихревой скорости в наибольшем мас-
штабе. определяемом параметром а. Нижний предел И7
вытекает нз естественного требования самой теории, что-
бы основной энергосоде ржа щи и масштаб не дисснияровал
к моменту завершения рекомбинации. Наиболее информа-
тивный верхний предел И дается тем наблюдательным
фактом, что искажения рэлеи-джипсонскок части спектра
реликтового излучения малы, несмотря па диссипацию
космологической турбулентности. Эта диссипация п соот-
ветствую ш не искажения спектра весьма детально рас-
смотрены Курекоиым и Озерным (19746). При а <С сс*рг
в тепли диссипирует лишь незначительная часть
(—0.2 а/а11р1 при ilk2 > 0.08) начальной энергоемкости
вихрей 1^2. В атом случае ограничение И сверху ока-
зывается даже бп.тес слабым, чем тривиальное IF < 1 | 5

лпчне между соответствующими пяряметрами галвктик, данными
и таблице, обусловлено тем, что н «тихом* варианте последователь-
но учтено затухание турбулентности, а в бурном им пренебрежено
для всех масштабов ft > ft 4 (что на самом доле правильно лишь
дли ft > /?й) Таким образом, «тпхнй> вариант реализует не толь-
ко слабую! но и сальную турбулентность*
(условие дозвукового характера вихрей). Ирк а aft₽t
в тепло сбрасывается тем большая доля начальной энерго*
емкости вихрен и тем раньше, нем больше а.

Найденные указанным путем ограничения IV сверху
и снизу представлены на рис. 22 как функция а/аор1 Для
двух краГшнх значении QA*(t и 5 • 10 *); напомним, что
но имеющимся дойным 0, I < ЙЛ2 I.

Как уже отмечалось в § л, естественное условие, что-
бы максимальный энергосодержащий масштаб был поряд-

ка размеров горизонта
вблизи момента дает
а а, pt 3. (Это сразу
же объясняет, почему мяк
сн малыш й размер струк-
турности во Вселенной
оказался на превышаю-
щим 100 Мпсл) Из рис. 22
мы сразу получаем, что
разрешенный интервал
значений И’ составляет
10-2< И’<П,л8 при
Uh* = 1 и 5-Ю 2 < W <
<0,4 при €2Л* = 0.05. Оче-
видно, использованные в

Рве. 22 ЬсрхниЛ и нижний пре-
делы параметра IV, отложенные
в зависимости от а/воц для двух
иредольиых зяачоппй ДЛ2 (I в
5-10-*).

§ 5 значения 1Г и Qh\ хо-
рошо объясняющие пара-
метры галактик и их сис-
тем, впал кв удовлетворяют
указанным ограничениям.

Рассмотрим теперь, какие ограничения на IV наклады-
вает имеющийся верхний предел мелкомасштабной анизо-

тропии реликтового излучения, т. и. верхний предел тем-
пературных неоднородностей микроволнового фопа АГ/Г.
Как было указано еще яри разработке самого первого на-
броска вихревой теории, для сравнонпя с наблюдениями
необходимо учесть, кроме температурных неоднородно-
стей создаваемых в момент рекомбинации эффектом Доп-
лера на турбулентных скоростях движений, также эф-
фект ослабления этих неоднородностей последующим том-
соновским рассеянием (Чибисов и Озерной, 1969). Это
рассеяний в межгалактической плазме, которая при

j может вторично ионизоваться при образовании
галактик (Гинзбург и Озерной. 19155; Оперной. 1068),
действительно создает большую оптическую толщу т.
Ожидаемые тем пературмые неоднородности составил ют
Д 777* » (и/с)е~\ где скорость и и наибольшем масштабе
турбулентности па момент (очевидно, существенно
меяыпАя. чем ц>!), равна У — (1/) 2) llzr?srec/:jCiJ «
~ 4 • 10 И7с(£2Л )-’. Принимая за момент разогрева пан
деяпый в § .5 момент образштнпя галактик, получим
1Г 0,19 4- 0,28 при ОЛ? = 14- 0.1. что даст, соответ-
ственно, т 2,4 4- 5.1 (Озерной н Чериомордик. 1976).
В топ же работе показано, что фактическая оптическая
толща, создннаемая и межгалактическом тазе молодыми
гп лактинами, может достигать, в зависимости от их све-
тимости. длительности яркой фазы и момента ее начали,
значений т = 3,1 4*5,6 при 12 = I п т = 6,0 4-11 при
К = 0.1, что вполне достаточно. Необходимая для этого
величина П‘ не противоречит указанным ограничениям.

Космологическая турбулентность в ранние эпохи
Итак, космологические ограничения па реликто-
вые вихри, относящиеся к сравнительно близкой к нам
эпохе (г < 10*-г 10й), дают пока достаточно широкий
интервал разрешенных значений Н в Qfea: в его пределы
попадают и то значения И' ~ 0,2, Q 0,5, при которых
теории Дает разумное количественное объяснение кап па-
раметров галактик, так и их систем. Но само И из разви-
тий теории не вытекает (впрочем, ситуация нс лучше и в
других теориях образовании галактик, где к тому же чпе
ло не пользуем ых свободных параметров гораздо больше;
см. § 7). Величину И7 должна указать будущая более наг-
нан теория, рассматривающая происхождение и эволюцию
дпхречюй структурности в самые ранние эпохи космологн-
Ческого расширения.

При I <С размер вихря, меняющийся как t]'2. начи-
нает превышать размер горизонта, меняющийся как 1.
и космологическое расширение становятся. вообще говори,
анизотропным (Озерной и Чсрнищ 19(58). Момент смены
фри дм айовского решения сугубо яншютрпиным, когда
влияние* вихрен на метрику становится определяющим,
есть /г « 2 * 1п7( И7О.2)4(£2й2) *2 сек (Озерной,

197Г).Ситуацию при столь малых временях Томита (1972)
охарактеризовал как Атурбу шптлость пространства — вре-
мени — кривизны».
В настоящее время еще нет надежных работ, детально
анализирующих эволюцию космологической турбулентна*
стц в этих условиях п ее влияние на физические процессы,.
Делая расширение анизотропным, турбулентность, вообще
говоря, меняет условия синтеза легких элементов (D, lit3.
Hi? и др.). При указанной выше величине tr н учете ре-
лятивистского движения материн относительно системы
отсчета вихревая теория вс приводит к перепроизводству
Не4 (Томита <973; Зельдович и Новиков. 1975). Следует
при этом отметить гипотезу Чибисова (19766). который
предположил, что вблизи енпгулярпостн вихревые дни
женил релятивистской смиан плазмы н излучения были
скомпеяспропаны (например, вследствие начальных усло-
вии) 11ротм1пнго.1ожно направленным вихревым двмженн
см свободных частиц (гравитонов). Ввиду равенства нулю
суммарного вихря метрика была фрпдмановской, и такие
«пулевые вихрил вообще не влияют на производство эле-
ментов. Механизм же последующего образования галактик
ио отличается от изложенного выше.

В силу существующей неопределенности характера
«молодых» вихрей, а также происхождения легких элг
ментов «химические» ограничения вихревой теории пока
вряд ли могут считаться убедительными.

11еш1реД(?лснностй в теории резко возрастит при еще
меныпих временах, достигая. конечно, апогея вблизи син-
гулярности. Можно только удивляться смелости ОТДЕЛЬ-
НЫХ авторов, использующих сугубо модельные резуль-
таты расчетов рождения частиц при t ж 10'45 сек
для «закрытия» вихревом теории, справедливой при
1 год < J < 10й1 лет.

§ 7. Сравнение никроной и потенциальной
концепций образовании галактик

Отнюдь по умаляя важности дальнейшей разработки
пихргпоп теорлн. как и ее анализа на все более ранних
стадиях космологического расширения, проверку кредито-
способности теории в ос нынешнем объеме следует видеть
и возможности (по-видимому, довольно успешной) объяс-
нить сегодняшние, реально наблюдаемые основные свой-
ства галактик и их систем Конечно, чтобы судить о том.
является ли данное объяснение более удачным, цем
иные, следует сравнить его с результата мп других теорий
образовал ил галактик. Мы рассмотрим шике невихревые
(потенциальные) теории, основанные ял введенных в кос-
мологию еще Джинсом возмущениях плотности, которые
в «горячей» Вселенной могут быть в форме адиабатиче-
ских пл я энтропийных возмущений.

Происхождение вращения. Хотя d потенциальных тео-
риях имеется не одни, а несколько механизмов приобре-
тения галактиками вращения, нужно помнить, что они
связаны лишь с определенным типом возмущений и дее-
способны по одновременно, а при разных условиях. Обра-
тимся сначала к теории энтропийных возмущений.

Возможность объяснить здесь вращение галактик, ука-
занная Хойлом и детально разработанная Пиблсом, со-
стоят и том. что галактики приобрели вращение погрел-
ст пом приливного взаимодействия. Угловой момент инду-
цированного вращения составляет J еЛ7/?шах/^е» гяо
t —момент достижения протогал а кликой максимального
радиуса Нт1Т и начала сжатия, де — численный фактор
эффективности. зависящий от формы и ориентации прото
галактик, а также от близости соседей. Задавая произ-
вольно Т?а1А< = 50 кпе п 2(fc) = 30, Пиблс нашел величи-
ну J для пашен Галактики в пять раз меньшую получен-
ной на наблюдений. Хотя свой результат Пиблс (111716)
подтвердил зятем численным путем, он расходится с тео-
рией Гаррисона (1971), где величина / получилась па не-
сколько порядков меньше.

Более существенна другая трудность. Пиблс оцепил
величину У, не входя в детали индуцируемых внутренних
движений галактики. Вычисления, которые проделали
Хантер (1970) и Винной (1974), показали между тем. что
индуцируемые движения приводят скорее к внутренним
деформациям (shear) и сильно асимметричной форме, ч.м
к вращению. Однако наблюдаемое распределении углового
момента в дисках спиральных галактик с большой точ-
ностью совпадает с распределением углового момента в
однородном сфероидальном облаке, обладающем однород-
ным вращением я сжавшимся затем в диск (Крэмпии н
Хойл, 1964). Имеются и другие трудности (Озерной.
1970), в том числе та, что даже в тесных физических па-
рах галактик орбитальный угловой момент большей
частью значительно превосходит спиновый.
Рассмотрим теперь теорию адиабатических возмуще-
ний плотности. Правцнпнальным следствием этой теории
является вывод об образований галактик в результате
фрагментации массивного облака («блина»), отождествля-
емого с богатым скоплением пл в даже сверхсксшлеквем.
Вращение галактик предполагается возникающим в удар-
ной волне «блина». Согласно одному из следствий этой
концепции, оси вращения спиральных галактик должны
лежать в плоскости сверхскоплепвя, к которому они при-
надлежат (Дорошксвпч, 1972), Однако а Местном сверх-
скоплении осп вращения галактик имеют тенденцию быть
направленными вдоль малой оси, что качественно проти-
воречит теории «блинов» (Озерной, 1973). Количествен-
ная разработка этой теории пока по дала безразмерного
множителя в выражения для У, по вычислении которого
можно сравнивать угловой момент с наблюдениями, Вооб-
ще же намеченная в теории «блинов» астрофизическая
схема образования галактик и квазаров не вытекает с не-
обходимостью из нелинейной теории гравитационной не-
устойчивости п пока едва ли может служить основой для
объяснения наблюдательных данных или рецептом для
дальнейшем наблюдательной проверки

Фрагментация пли окучивание? Остановимся поэтому
более подробно па принципиальных следствиях теории
«блинов».

Необходимо подчеркнуть, что сама идея образоиания
галактик посредством фрагментации протос копления *)
встречает веские возражения. Предположение о различ-
ных путях образования галактик и систем галактик (ко-
торое логически неизбежно при отождествлении наиболь-
шей затухающей массы не с галактикой максимальной
массы, а с существенно более массивной структурной еди-
ницей, промежуточной между ipyunoii и скоплением) на-
ходится в противоречия с недавним и исследованиями
Пиблса и Хаузера, показавших отсутствие какой-либо вы-
деленной шкалы окучивания галактик от 10 кпе до
100 Мпс (Пиблс, 1974). Как считает Пиблс, это говорит
против гидродинамических эффектов при образовании га-
лактик, поскольку нх системы могут быть объяснены

•) Автор ртой главы ранее сам был счороив ином такой точки
зрения (Озерной. 1968).

а Под ред С. Б. Пп кельнера
только силами гравитация, т. е. скучлваписм (аналогично
вихревой теории, по. конечно, при совершенно другом ти-
пе начальных возмущений).

Очередность образования галактик и скоплений, разу-
меется, зависит от ланальною спектра. В теории адиаба-
тических возмущений «естественный» выбор начального
спектра и виде белого шума окалывается в противоречия
с наблюдений и (Пиблс, 1974). В этом отношении тео-
рия энтропийных возмущений намного лучше: опа может
быть согласована с наблюдаемым на клопом спектра в ши-
рокой области масштабов. Следует, однако, напомнить,
что вихревая теория также объясняет его с той припци-
пналъпой разницей, что спектр неоднородностей теперь но
задастся «рукой», а последовательно вычисляется, вне за-
висимости (в очень широких пределах) от начального
спектра вихревых скоростей. При этом вихревая теория
одновременно объясняет наличие максимальной массы
по как заданной изначально. а как естественный резуль-
тат затухания турбулентности •).

Можно было бы продолжить список трудностей пли
произвола, которые имеются в существующих схемах про-
исхождении галактик из потенциальных возмущений. но
уже сказанного достаточно, чтобы видеть, что внешне бла-
гополучный фасад потенциальных теорий обнаруживает
серьезные изъяны при попытках количественной наблю-
дательной проверки. Слсдовнтелъпо, вихревая теории но
хуже, а во многих отношениях лучше традиционных кис-
могоияческих концепций.

§ 8. Заключение

При рождении Вселенной перед пей «стоял выбор» ме-
жду двумя крайними альтернативами: быть исключитель-
но регулярной (нацело «выглаженной», или же быть пол-
ностью хаотической. Довольно неестественно представить

*) В притийопилоасность Вихревой, теория алпабатпвсскнх коа-
мушсняГц как и зитропайная. не объяснила существования макси-
мальной массы галактик (резкого обрыва функции светимости га-
лактик па ярком конце), так же как и независимость этой массы егг
Гюгптства скоилепияг л которое гяялктньл входит. Последний факт
может рассматривяп.ся как одно im эм опривеских оснований в
nv.ib.ijr формирования систем скучиеаинсм, а не фрагментацией.
себе, чтобы Вселен на я была «изготовлена* в соответствия
с такой вырожденной космологической моделью как Фрид-
майовская с точностью до 10“4. С другой стороны, нелегко
допустить, что природа была столь «неряшливой», чтобы
Вселенную сделать абсолютно хаотической.

Основной целью этой главы было показать, что слу-
чилось иы. если Вселенная, будучи анизотропной, оказа-
лась «изготовленной» некоторым промежуточным обра-
зом — не слишком тщательно и не слишком небрежно.
Как выясняется, результирующий спектр турбулентных
движении я соответствующих неоднородностей в момент
рекомбинации не зависит существенно от деталей началь-
ного вихревого спектра. При атом происхождение галак-
тик и их систем удается объяснить в количественной фор-
ме, прослеживая дальнейшую эволюцию получившейся
турбулентности. Эти обнадеживающие результаты должны
стимулировать дальнейшее развитие вихревой космогонии.

Теория приводит к выводу, что происхождение галак-
тик может быть связано с существенно более сложной
космологией, чем фрндмашжская, поскольку в игру всту-
пает такой фактор, как первичные вихри. В этом случае
вращение галактик и. особен во, скоплений и сперхскопле-
нии галактик имеет такую же важность, как и реликтовое
излучение. Правда, сами вихри, так же как н реликтовое
излучение, могут быть вторичного происхождения, следом
каких-то процессов я неизвестных сейчас условиях при
/’->0. Будущие исследования впхросодоржащих космоло-
гических моделей должны не только решить эту дилемму,
но и выяснить возможность объяснения параметра (F вих-
ревой теории как результата всей предшествовавшей
эволюции.

Теория прй не хождения галактик пробивает себе доро-
гу в жизнь в таких «родовых схватках», каких.-безусловно,
иг знали Вселенная при рождении галактик. Дальнейшая
разработка вихревой и потенцияльнон концепции покажет
окончательно, кокая лз них ближе к действительности и
одновременно принесет космологическую шк^ормацпю we-
к. । юч нтел ы юй Це и н ост и.
ГЛАВА IV

ПРИРОДА АКТИВНОСТИ ЯДЕР ГАЛ VKTHK
И КВАЗАРОВ

§ 1. Введение

Общенрпзипио, что впечатляющие явления активности
галактик, достигающие своего апогея н квазарах,— мощ-
ное нетепл,оное излучение, охватывающее практически все
диапазоны, быстрые изменения потока излучения, бурные
движения газа, ннзержения струй и конденсаций,— обу-
словлены, в конечном счете, деятельностью самой цент-
ральной области галактик. Наблюдения этих областей у
близких галактик, выполненные с высоким разрешением,
обнаруживают, что максимум плотности обычно достига-
ется в очень компактном (менее Г\ т. е. звездоподобпом
на фотографиях) участке, за которым в последнее время
все чаще употребляется название «ядра»*). Именно в яд-
рах га ла кт и к локализован источник (пли источники) их
активности, столь многообразной а своих видимых про-
явлениях.

Мощности, освобождаемые в ядрах галактик я кваза-
ров,— наивысшие из тех, с которыми имеет дело физика.
Главное же,— это излучение выделяется в основном не в
форме тепла, которое является низшей термодинамиче-
ской формой энергии, а в высокоорганизованной форме
радиации релятивистских частиц в упорядоченных маг-
нитных нолях. Разгадка природы этого энергопыделения
представляет, очевидно, огромный интерес как для физи-
ки, так и для естествознания вообще.

Особую важность имеет решение этой проблемы для
астрофизики и космогонии. Какую роль играет активность
галактических ядер в происхождении и эволюции галак-

•) Иногда эту область, подчеркивая ее малые размеры, назы-
вают керном (н англоязычной литературе — core).
тик — вот основной вопрос, который тосно переплетен с
загадкой источников активности а ядрах.

Ввиду исключительной компактности этих источников,
мы лишены пока возможности видеть их непосредственно,
н судить о природе активности можем лишь косвенным
путем — по результатам их деятельности. Неудивительно,
что такое положение влечет за собой неоднозначность
выводов.

Множественность этих взглядов, подчас диаметрально
противоположных, бесспорно, говорит о том, что до исчер-
пывающего нов имя пня природы активности еще далеко.
Вместе с тем положение далеко н от удручающего, каким
оно казалось в начале 60 х годов, на варе исследования
галактической и каазарной активности. Крайняя ску-
дость фактов, которыми вто время обладала внегалакти-
ческая астрофизика, давала простор самым необузданным
спекуляциям. За минувшие 10—15 лет ситуация ради-
кально изменилась. Многочисленные свидетельства в
пользу космологического происхождения красных смеще-
ний квазаров и единства природы активности у квазаров
и ядер галактик сделали достоянием истории одно за дру-
гим большинство из ранних наивных представлений. Поч-
ти одновременно произошло и своеобразное «насыщение»
банка новых теоретических гипотез о природе активности.
В самом деле, среди предложенных за последние годы ги-
потез трудно указать такую, которую, отвлекаясь от во
деталей, нельзя было бы отнести к той пли иной концеп-
ции, сформулированной еще в первые несколько лет поело
открытия квазаров По-впдлмому, это является объектив-
ной демонстрацией ограниченного числа возможностей по-
строить внутренне непротиворечивую модель, которая
объясняла бы совокупность наиболее существенных на-
блюдательных данных на основе установленных физиче-
ских законов.

В этой главе будут изложены основные представления
о природе источников активности в ядрах галактик и ква-
заров*). Эти концепции разработаны с разной степенью

•) Наблюдательная сторона проблем и изложена в обзоре Бер*
бпджа (1970) и мопографпп Do рондо па-Вельяминова (1972), содер-
жащих также обширную библиографию (см. также главу I). Не-
давппе обзоры теоретических раб<>Т ваивевны Слслау (1974) и Одер
детализации и все же еще недостаточно глубоко, чтобы на
основе имеющихся наблюдении произвести между ними
окончательный выбор. Вместе с тем их сопоставление, ны-
янленне достоинств и трудностей, несомненно, полезно
для развития правильных представлений о природе ак-
тивности.

§ 2. Наблюдаемые составляющие активных
галактических ядер

Ядра галактик можно разделить па спокойные, ил в
пассивные, п активные. Те и другие содержат звезды, газ
и пыль, магнитные поля и релятивистские частицы, а так-
же алектромапштноо излучение. Ненормально большая
величина последпего у активных ядер и дозволяет их от-
делить от пассивных ядер.

Активные ядра у галактик разных типов качественно
подобны, но значительно отличаются по уровню активно-
сти в первую очередь но мощности нетеплового излуче-
ния, которое обычно сосредоточено в основном в далеком
инфракрасном диапазоне. Эта мощность максимальна у
квазаров (— 10<7 эрг/сек), н-меет промежуточную вели-
чину у активных галактических ядер (например.
~ 10й эре/сек у ядер Сейфертовских галактик) и мини-
мальна у ядер нормальных галактик 10<0 эрг/сек).

Для понимания происхождения этого излучения важ-
но не только то. что излучение очень мощное, но и то. что
оно переменное. Быстрая нерегулярная оптическая пере-
менность с характерными временами, в некоторых случаях
не превышающими 1 дня или даже 1 часа, свидетель-
ствует. что размеры источника энергии не превосходит
10й или 10:5 cju. Этот факт формулирует, по существу,
наиболее принципиальное требование к модели источ-
ника энергии: огромная мощность ирп исключительной
компактности.

Имеется и другая примечател ьпая особенность — неко-
торые квазары, ядра Сейфертовских галактик и объекты
типа BL Lac обнаруживают примечательные регулярности
в изменениях своего блеска: эти изменения содержат со-
став лающую. близкую к периодической с периодом Pi по-
рядка нескольких десятков или сотен дней, а также киа-
змпериодическую составляющую с длительностью цикла
Р? порядка нескольких лет (см.таблицу).Хотя это свой-
ство неромепиости исключительно важно, мы по знаем до
сна' пор, является ли оно общим правилом для всех актив-
ных ядер или исключением.

Констатируя высокую светимость активных ядер га-
лактик и квазаров, необходимо задаться вопросом, как
долго сохраняется наблюдаемый уровень светимости.

К мггнфнклнпн рр ”‘Н ет. го
ЭС 273 KBawp 9±! тЗ
IC 343 » М4 3
зс ш • .W
ЗС 454.3 • те
ЗС 371 N-галактика 169 5
ЗС 120 N- или Сейфертовская галактика 350 22.5
NGC 4151 Сейфертовская галактика 130 5,1
NGC 1275 > 29,5 1.3
П ,и R М G ч ft II (ПЬ И,) и СТГП.С ( к е. ВяЛлвпг|Ц1фпчесм1в сс liU'i’horo н Vt'nha Ц?»7Л». ылкп см. » об поре Оясиюгл

Единственный известный до сих пор метод — это сравнять
полное число активных галактик одного тала Л;а с пол-
ным числом галактик Л7 того же типа и в том же объеме
пространства. Тогда полная длительность состоя имя актив-
ности ядра ~ 10 0 (Лл/Л) лет. Эти соображения при-
вели к выводу, что поскольку Сейфертовские ядра состав-
ляют 1—2% всех ярких спиральных галактик, полная
Продолжится ьипсть активности Сейфертовских галактик
должна быть около 10* лет. Подобным же образом, поело
отождествления мощных радиотааактик с гигантскими эл-
липтическими галактиками был сделан вывод, что сред-
него рмоян чес коо время жизни радиоксточника около
109 лот.

Подчеркнем, что поскольку время жизни релятивист-
ских электронов в протяженных радиокам понентах много
меньше 1(Р лет, необходима непрерывная (или квазпве
прерывная) подкачка энергии туда извне. Так. радиолаб
людепня па высоких частотах с большим разрешением об
пл ружная ют сильную корреляцию между присутствием
компактных н протяженных радиоком по нентов; в боль
шин стае радяогал актив имеются компактные рплпоялро
(Екерс, 1974). Это и означает, что образование оротяжоп-
иых радиакомпопеятов происходит не в единовременном
акте: либо оба типа радиоизлучения непрерывны в тече-
ние большей части жизни эллиптических галактик (до
10* лот), либо, что менее вероятно, оба тцпа радиоизлуче-
ния появляются и угасают одновременно.

Что касается квазаров, соответствующую оценку дли-
тельности их активной фазы сделать трудно, поскольку
лот единодушного мнения о типе галактик, в которых воз-
никает феномен квазара. Тем ио менее некоторые косвен-
ные аргументы показывают, что длительность одной ак-
тивной фазы ~ 105+в лот, однако, неизвестно, повторяет-
ся ли эта активность много раз в течение жизни галактики,

QSG

Jr-------5-------------Е----------С,-----------Са

рис, 23. Расширенная хаббловскал последовательность голлкттпь
Сейфертовские галактики (SyG), мощные радпогадактпкп ($1Ю),
Л-гядактккя (NG) а кдаээры (QSS) рассматриваются как «сверх-
возбужденные! состояния соответственно спиральных (S) голо к-
тик, нормальных эллиптических (Е) галактик в наиболее массив-
ных эллиптических галактик (условно обозначенных кек С| и Cj).
Природа последних окончательно ае установлена; возможными кан-
дидатами являются компактные галактики или сверхгпглнтскпо
(е£>> галактики. Обычпые радпогалактики (nRG) встречаются кпк
гредп S-, так и среди Ё-галавтпк. Промежуточпыми состояниями
между «спокойным» в «с верх возбужденным» служат «возбужден-
ные» ядра (о, в.) S- и Е-гплактик, голубые компактные галактики
(BCG) и кваздзвездныв галактики, или квазаги (QSG).

окружающей квазар, в если да, то какова полипл продол-
жительность активности.

В отношении Сейфертовских галактик и радиогалактик
ситуация более определенна. Радиоструктура некоторых
протяженных радиопсточипков п морфологические формы
родительских галактик свидетельствуют, что последние
проходили через активную сразу неоднократно. Некоторые
морфологические детали в центральной области пашей
собственной Галактики также показывают, что активность
галактического ядра была рекуррентной (Сандерс в Преп-
дергает, 1974).

Все известиыедппы галактик, включая галактики с ак-
тивными ядрами, показаны на рис. 23. Смещение вверх
и вниз по вертикали схематически отражает вероятный,
рекуррентный характер активности галактик различных;
морфологических типов.

§ 3. Гипотетические составляющие активных
галактических ядер

Теперь имеется общее согласно а том, что основные
наблюдаемые составляющие спокойных ядер галактик —
звезды карлики, так же как газ н пыль, но могут служить
источниками ох активности в ♦возбужденном» состоянии.
За /< столетия, в течение которого исследуются радио- и
Сейфертовские галактики, п особенно за 10—15 лет со
временя открытия квазаров нот недостатка в предположе-
ниях о гипотетических составляющих галактических ядер.
U разное время были предложены и разным успехом поль-
зовались такие источники энергии как антииещество, кол-
лапс и автнколлапс, столкповеняя звезда-звезда и зпезда-
газовоо облако в г. д.

Однако к настоящему времени почти все эти гипотезы
оставлены. Любопытно, что сменившие их представления,
продолжая видоизменяться а обогащаться новыми идея-
ми, все же сохранили па протяжении вот уже болев 10 лет
свою основу пеизмоноой. К числу таких наиболее вероят-
ных источников эпергокыделенпя относят: 1) компактное
звездное скопление; 2) сверхмасспапое вращающееся маг-
□ итоплааменаоо тело и 3) аккрецирующую «черную ды-
ру», Все они качественно удовлетворяют основным тробо-
оанням — компактности, большой светимости, сравни-
тельно длительному временп жизни в имеют более пли
менее сходные гросс-нврдметры — массу я общие разно*
ры. Объясняя основные черты, эти три концепция конку-
рируют друг с другом в протедзии ни исчерпывающее
объяснение активности ядер галактик в квазаров. Позд-
нее (§ 7) мы вернемся к вопросу, действительно ли эти
источники пзапмонсключлющле, а пока рассмотрим каж-
дый из них в отдельности.

§ 4. Компактное звездное скопление

Вскоре после открытия квазаров широкие рлс-простра-
пенне получила гипотеза, что феномен квазаров, так жа
как и активность ядер галактик, могут вызываться про-
цессами в компактном звездном скоп лопни. Предполага-
лось, что основную роль здесь играет выделение энергии
или при столкновениях звезд, пли при вспышках сверх-
новых. Сверхновые в свою очередь могут возникать двумя
путями. Один из них отвечает последней стадии эволюции
галактического ядра, в котором звезды, сталкивающиеся
со скоростями, много мепьшнми параболической скорости
на поверхности звезды, слипаются, образуя короткоживу-
щие массивные объекты. Однако численные расчеты не
подтвердил в больших ожиданий, возлагавшихся на эту
идею. Другой, более вероятный путь возникновения сверх-
новых — это ранняя фаза эволюции галактики (или поче-
му-либо повторяющиеся периоды бурного звездообразова-
ния), когда частота образования молодых масеннных
звезд, вспыхивающих затем как сверхновые, могла быть
значительно выше сегодняшней.

Как объяснить eju этом пути одно из основных свойств
активных ядер галактик и квазаров — мощное излучение
преимущественно в далекой инфракрасной области? Обыч-
но предполагают, что это излучение имеет тепловую при*
роду и скорое всего обусловлено пылью, нагретой ультра-
фиолетовой радиацией молодых горячих звезд (само на-
личие пыли рассматривается как веский довод в пользу
интенсивногозноздообр^зовпння (Харнцт в Панини, 1975)).

Пылевая гипотеза имеет ряд проверяемых следствии:

1. Частоты максимумов у равных объектов могут силь-
но различаться.

2. Размеры пылевого облака должны быть достаточно
большими, чтобы ультрафиолетовая радиация не разру-
шила пыль. Поэте му цифра красное излучение но может
быть переменным на короткой шкале времени (порядка
дней я месяцев,).
3. Оптической излучение ожидается сильно покрав
певшим.

Хотя честь наблюдаемого инфракрасного излучении
вполне может объясняться пылью, имеющиеся дивные ио
подтверждают указанных следствий в иодном объеме.
Так, возросшее число известных квазаров и активных
галактических ядер с инфракрасным излучением не поко-
лебало давнишнего вывода наблюдателей, что это нэпу--
ченне имеет характер «пиков», положенно максимума
у которых приблизите 1ьно одинаково. независимо от мощ
ногти источника. Далее, у некоторых квазаров и квазаро-
подобных меточпиков быстрая инфракрасная перемен-
ность обнаружена. и они не согласуется с пылевой гипо-
тезой. Наконец, разделение ядер Сейфертовских галактик
ла два класса показало, что в одном из них покраснение
оптического континуума на за пыли определенно мало
(Адямс и Видман. 1975). Даже н тех Сейфертовских яд
рах, где покраснение указывает на наличке пыли, объяс-
нение всеао инфракрасного излучения как теплового тре-
бует непомерно большой массы пыли (Эдмундс я Викра-
мапеннгх, 1975).

Одл а ко концепции компактного звездного скопления
по связана жестко с пылевым происхождением инфра-
красного излучения. Совершенно иной механизм послед-
него возможен я пульсарной модели активного ядра, впер-
вые указанной Кардашовым и Рисом и детально разрабо-
танной Ароисом л др. (1975). Оказывается, что если в
центральной области галактпк частота событий, приводя-
щих к появлению пульсаров, достаточно велика (1—100
еибытнй в год), то ожидаемые свойства ансамбля пульса-
ров. такие как светимость (тепловой и нетеплбвой компо-
ненты, флуктуация) и геометрии (малые размеры, струк-
тура) будут ДО1ЮЛЫ1П близко напоминать наблюдаемые
свойства активных галактических ядер.

Энергия, освобождаемая пульсарами, черпается в ко-
нечном счете из их вращения. Но начальная узловая ско-
рость пульсара ы, ле может быть неограниченно большой.
Прн Ыь превышающей некоторую критическую скорость,
анезда становится неустойчивой к неакскальио-сн.мметрич-
ным возмущениям в бурно теряет энергию и угловой мо-
мент посредством излучения гравитационных воли. Дли
стандартной модели пульсаров максимальные угловая
скорость в кинетическая энергия, получаемые из условия
устойчивости составляют (Опии = 10'12 сек~\ (Ай’)тм —

1 «/<*>№» =Ю529 эрг. По эта максимальная и тем более
типичная энергия значительно ниже необходимой для
объяснения радиовспышек в квазарах. Например, для
двух компактных радяопегочднков я квазаре ЗС 273 даже
минимальная требуемая энергия, находимая из условия
равнораспределения, составляет соответственно 9 • 10м эрг
н 5-IO54 эрг (Джонс н дрм 1974).

Разрешение этого противоречил, возможно, состоит
в том, что согласно Аронсу и др. (1975) очень компактное
скопление пульсаров может быть по простой арифметиче-
ской суммой отдельных пульсаров, а иметь некоторые кол-
лективные эффекты. Например, если ори образовании но-
вого пульсара его магнитное поле служит «спусковым
крючком* для высвобождения эперпш частиц, ппрыскнво
емых всеми пульсарами в меж пульсарное пространство.
Д£ может быть гораздо больше, чем у отдельного пульсара.

Идея источника энергия как скопления непрерывно
образующихся эжектирующих нейтронных звезд — пуль-
саров представляется довольно обещающей. Однако ее
приложимость к объяснению реальной галактической н
квпзярпой активности пока остается под вопросом. Не вда-
ваясь в детали, отметим две главные трудности:

1. Основные параметры скопления (размеры, частота
вспышек сверхновых л др.) произвольны я аа известно,
могут ли они быть получены как результат естесткопяой
эволюции*). Сложность модели, большое число привле-
каемых параметров делает трудным проверку самой ее
основы.

2. Довольно серьезной представляется и другая проб-
лема. Имеются все растущие свидетельства того, что из-
менения оптической светимости ряда квазаров п Сейфер-
товских галактик носят неслучайный характер.

В работах Гудзенко, Озерного » Чертотфуда (см. ссыл-
ки у Озерного, 1974а) было показано, что модель незави-
симых случайных взрывов, будучи сопоставлена с наблю-
даемой оптической переменностью квазара ЗС 273, отвер-
гается с достоверностью 98—99%. Это не зависит от еще

•) Серьезные трудности. воттвающие оя этом пути ;vm кваза-
ров, обсуждаются и Ыпоре Озерного (Г374и).
спорного вопроса, является ля оптическая переменность
этого квазара квази периодической или нет. Вместе с тем
регулярный характер изменении блеска у ряда других
объектов, перечисленных в таблице (стр. 135)» делает
«многопульсарпую^ модель активного источника мало-
вероятной (Озерной л Усов» 1976).

И этому же примыкает следующая трудность. Соглас
по основному предсказанию модели Арокса и др. (1975)
позиционные углы поляризации последовательных вспы-
шек должны быть пскорролпрованы. Однако повторяю-
щиеся радцовспышки в ряде объектов имеют практически
одинаковые позиционные углы (см.» например, Шнлизи
л др., 1975). При этом радшжомлоиенты появляются ла-
рами, разлетаясь и противоположные стороны в направ-
лении протяжен пых двойных радпокомшшснтсш (Келлер-
ман п др., 1975).

Хотя неслучайный характер вариаций светимости це-
ной значительных усложнении может быть получен и в
модели нелинейно связанных пульсаров, представляет ин-
терес модель источника энергии, в которой такие измене-
ния происходят автоматически. Реализация этого, оче-
видно. возможна у источника как единого тела. В следу-
ющих двух параграфах мы рассмотрим подобное тело
в неколлансировавшем состоянии (§ 5) я после коллап-
са (§ 6).

§ 5. Вращающееся магнитоллазменное тело

Образованно единого когерентного объекта в виде
сверхмаесннпой звезды может быть результатом (стади-
ем) эволюции плотного звездного скопления или продук-
том аккумуляции в ядре газа, потерянного в ходе эволю-
ции звезд. Первой (и простейшей) моделью единого тела
как источника энергии была совращающаяся сперхмас-
сивпал звезда, поддерживаемая в равновесии давлением
радиации. Теория таких сверхзвезд, детально развитая
Фаулером (1964) п Зельдовичем и Новиковым (1967), по-
казывает, что из-за малого запаса устойчивости они долж-
ны фрагментировать или (я) коллапсировать. Очень ма-
лое время жизни — 10 (ШГ/10а Ф?лет, как я другие
свойства сверхзвезд (папример, преимущественно тепло-
вой характер их излучения) не соответствуют длительно-
стп и явно нетепловому характеру активности ядер галак-
тик я квазаров.

Однако сверхмассивное тело, которое обладает враще-
нием и магнитным полем, радикально отличается как по
устойчивости, так и по своим наблюдательным проявле-
ниям от сверхзвезды. И наиболее общем случае вклад в
равновесие могут осуществлять, в различных пропорциях,
радиация. вращение и магнитное поло (Озерной. ИЮб);
такое тело получи, ю название магннтоид.

Имеются две экстремальные ситуации, зависящие от
вклада теплового излучения: «горячая» (выевковнтропнй-
иая) и «холодная» (ннзкоэнтропнйная). В первом случав
форма тела ближе к сферической, тогда как во втором —
к очень тонкому диску. Эти ситуации могут быть связаны
генетически, соответствуя различным стадиям анол киш н
сверхмассшшогс тела. Будучи при своем формировании
более или менее сферическим, оно может приобрести дис-
ковую форму на последЕшх стадиях своей жизни. Инте-
ресно. что оптический континуум «среднего» квазара по-
сле вычитан пл степенного (синхротронного) компонента
имеет квпзнплан конскую форму, которая обусловлена, ско-
рее всего» тепловым излучением сверхмпссивного тела
и указывает на реализацию и квазарах «горячего» (высо-
коэнтропийного) варианта магннтпнда, Хотя нужны даль-
нейшие подтверждения этой интерпретации, особенно для
активных ядер галактик, ниже мы остановимся более под-
робно на результатах, относящихся именно к «горячему»
варианту.

Налично вращения п пллиидального магнитного поля
приводит к тому, что «горячий» магнитоид будет излучать
не только тепловое L *. но также и нетепловое электро-
магнитное (в простейшем случае — магинто-ди пильное
излучение. Предположении, что магнито-дипольное
излучение может ускорять частицы до релятивистских
энергий, по аннл01 ни с ситуацией в пульсарах, делает его
особенно интересным и важным в отношении много чис-
ленных приложений.

Оказывается, что два требования: 1) > £.lh и

2) время жизни больше, чем 105 лет, фактически одно-
значно конкретизируют характер вращения и магнитного
Juki я а маги итои де. Именно, возможность достаточно про
дол деятельного и мощного м а гшпсьди вольного излучения
реализуется в случае однородного вращения и квазндн
пильного поля, у которого магнитная энергия меньше, но
порядка гравитационной энергии. Такой наклонный рота-
тор есть простейшая, но очень интересная частная реали-
зация ыагнитонда; н «холодном» варианте она получила
название «спинар», или «гигантский пульсар» (Морри-
сон. 1969).

Рассмотрим некоторые вопросы элпгтродвнамики и
эволюции такого еворхмасспвного наклонного ротатора
(Озерной и Усов, 1973). Свсрхмассивный «горячий» на-
клонный ротатор массы ЭДд (в единицах Ю8 ЗЯ#) и радиуса
/?и (в единицах 10'в см} имеет тепловую светимость

£lh 10<6ЭД* эрг (сек

к магтато-дннольиую светимость

= 5^ ЯД?Кйзт2 х ** W^jWJ tf^shr х эрг! сек.

где /7Р 1 /2ЗЙм/?~2 эрстед — магнитное тюле но полюсе,

Q — угловая скорость, £ < 1 — отношение магнитной
энергии к гравитационной. Хотя вне ротатора имеется
плазма (межзнеадная плазма, электродинамически эжек-
тнруемая плазма и плазма, истекающая из ротатора за
счет ротационной неустойчивости), она не нарушает ва-
куумное приближение, в котором верна формула дан L^.
Однако истекающая плазма, как оказывается, играет
очень важную роль, осуществляя трансформацию мыннто-
дкппльного вэлучеппя очень низкой частоты (1О'а4-
4- 10“в ец) н наблюдаемое иетенловое излучение. Эта
трансформация происходит, когда плазма, истекающая
в виде двух струй, достигает светового цилиндра (r=c/Q),
после чего она растекается п «обволакивает» ротатор. Те-
перь низкочастотная электромагнитная аолна поглощает-
ся в тонком плазменном слое и ускоряет частицы слоя до
энергий 7 = E/mc2 ~ 10э. Ускоренные релятивистские
электроны излучают в магнитном поло Н ~ 1 а преиму-
щественно на частоте v 10б //♦(* гц^ которая приходится
ня субм ил ли метровый и инфракрасный диапазоны. С вы-
сокочастотной стороны спектр будет довольно крутым
из-за обрыва в распределении релятивистских электронов.
С низкочастотной еторопы имеет место синхротронная
реабсорбция на частоте v<5’1012 гц^ которая очень
слабо зависит от параметров ротатора. В этом отношении
(и в ряде других) сверхмассивный наклонный ротатор как
модель источника энергии в активных ядрах хорошо объ-
ясняет основные особенности их иетеилового излучения,
которое нередко сосредоточено в инфракрасных никах,
очень похожих у различных активных популяций.

Хотя в радиодиапазоне квазары н активные ядра вы-
деляют меньшую мощность, чем в ивфрекрасиой и опти-
ческой областях, его роль для анализа природы энерго-
выделепия очень важна. Причина в том, что механизм
радиоизлучения — наиболее определенный н но общепри-
нятым представлениям — синхротронный. Это позволяет
получить столь важную характеристику как магнитное
поле. Анализ переменного радиоизлучения квазаров с уче-
том вероятной анизотропии расширения радиокомпонен-
тов позволил заключить (Озерной и Улановский, 1974),
что магнитное поле источника достигает огромных значе-
ний 10s— 10s о, ожидаемых в модели сверхмассивного на-
клонного ротатора.

Излучение ротатора должно быть переменным и в дру-
гих диапазонах. Причина в том, что истечение плазмы из
ротатора происходит не непрерывно, а пульсирующих» об-
разом вследствие конкуренции резвых механизмов потери
момента вращения. Сочетание вращения и пульсирующе-
го истечения вещества может объяснить кваэнпериодиче-
скнй характер изменения блеска у некоторых квазаров
и активных ядер (Озс'рной и Усов, 1976).

Рассмотрим теперь, как меняется со временем свети-
мость ротатора в процессе его векового сжатия вследствие
потери энтропии и углового момента. Па рис. 24 показаны
радиусы ротатора (у которого отношение кинетической и
гравитационной энергии г == •/») в характерные моменты
его эволюции. В качестве начального ваят радиус

я*«~10,8Ш си>

при котором сжимающееся облако достигает центробеж-
ного равновесия и пераходит в фазу квазнствтнчоскиго
сжатия. При радиусе

Ret я» 4 • 10м (oj) !Wec<f
имеет место потеря устойчивости за счет эффектов общей
теории относительности. Радиус, ва котором качественно
меняется характер излучения, существенно зависят от на-
чального угла МОЖДУ магнитной и вращательной осями.
При радиусе

Kmd ss 3 • 10,est/4 (sin Zt),/! 51?Г cm

маги НТО-дипольное излучение становится равным тепло-
вому. При К < величина Ln« становится больше
и быстро растет (как К"4). Если бы угол % оставался не-
изменным, такой рост привел бы к резкому уменьшению

1g/?

Рис 24. Характерные радиусы саерхмассивного наклонного ротато-
ра, на которых качестшшио меняется характер еллучеиня, в зави-
симости от начального угла между магнитной ц вращательной
осями. Численные значения даны для массы £Ш « про г

£rpt/| b’trtr | я 1/4 (равнораспределение между магнитной,
вращательной и тепловой анергиями). В области / dLad/d/>Ot а
в области //

временя жнзпв, В действительности же магпито-днполь-
поо излучение упоент угловой момент таким образом, что
угол х уменьшается. В результате для 26е, 5 < х» < 86°
изменение со временем оказывается немонотон-
ным (рпс. 25). При /? = -j- Лmdcog2 Xi магнито-дипольное
изучение достигает своего максимума*

т max г .^t(5 « 1 *

/-Kiel = ^ь(эзнгул) [^cos*7jJ ,

после чего уменьшается. При радиусе R < R । s
магнитная ось становится стиль близкой к вращательной,
что снова делается меньше или порядка Zrlh, Такое пове-
дение соответствует ожидаем ому вековому изменению ак-

Рнс. 25. Вековое поведение тепло-
вой (Iih) и магвято-днколыюй
(Дпи) светимостей саерх-масспн-
його яакловвого ротатора но мере
его кадзистптического сжатия.

тивнести ядер галактик и
квазаров как некоему их
« возгоранию», достижению
максимума активности и
последующему ее затуха-
нию (см. § 2).

Здесь мы подходим к
важному вопросу, какова
судьба магнмтоида. Боль-
шую популярность приоб-
рела гипотеза Линден Бел-
ла (19(H)), согласно кото-
рой любой источник анер-
гии квазаров должен п кон-
це канцок коллапсировать
и превратиться в «черную
дыру». Согласно этой ги-
потезе галактические яд-

ра — это просто «мертвые
квазары», а активность ядер обусловлена аккрецией
окружающего газа. Рассмотрим эту концепцию более
детально.

§ 6. Аккрецирующая о черная дыра»

Гравитационный коллапс был предложен а числе пер-
вых гипотез об источнике мощной энергии. Эта идея, угас-
нув па несколько летт сейчас переживает свое второе рож-
дение, теперь уже под новым нмолем «черной дыры*.
Привлекательность «черной дыры» как источника энергии
обусловлена следующими причинами:

1. Образование свсрхмассивяой «черной дыры» в цент-
рах галактик в результате коллапса газа или компактного
скопления звезд кажется неизбежным в рамках общей
теории относительности. Правда, принципиальная неиз-
бежность не означает. что «черные дыры» с необходи-
мостью должны существовать в галактических ядрах
и квазарах к сегодняшнему моменту. Скорость эволюции
материи Вселенной к сингулярности неизвестна — это и
есть причина, почему мы не можем утверждать a priori,
что в ядрах галактик сейчас имеются сверхмассивные
«черные дыры».

2. Выделение энергии при сжатия ограничено лишь
величиной 0.42 ЭДс2 = 10м (ЭИ, ® ) арг, которая очень ве-
лика для больших масс. Основная проблема состоит в
отыскании длительно работающего механизма освобожде-
ния этой энергии. так как коллапс сам по себе протекает
за очень короткое время ~ К)3 • (WIO8®©) сек.

Солпитер первым, а затем, более детально, Линден-
Белл (1969) показали, что аккреция материи, падающей
на «дыру» извне, может служить непрерывным источни-
ком энергии. Чтобы объяснить эперговыдсленис активных
ядер и квазаров, обычно предполагают, что они содержат
«черные дыры» с массами от 107ЭД (ядра галактик) до
10" ®з (квазары) (см., например. Новиков и Торн, 1973).
Болес того, если допустить, как считает Линден-Белл, что
ядра галактик — это умершие квазары, то масса «черных
дыр» в ядрах галактик может доходить, в принципе,
до 10" ®£.

Межзвездный газ. падающий на «черную дыру», в ти-
пичных условиях имеет удельный угловой момент, много
больший, чем момент на последней устойчивой орбите
«черной дыры» У/€Й R*c. Поэтому аккрецируемый газ
должен образовать диск. Медленно отдавая угловой мо-
мент, он напивается но спирали на центральную «дыру»,
и освобождаема и энергия обеспечивает необходимое излу-
чение. К сожалении», вычислить мощность этого излуче-
ния можно, лишь зная скорость потери газом своего мо-
мента вращения, которая с определенностью не нзаестна.
Цо верхний предел скорости аккреции можно оценить,
приравняв ее скорости ®Ь эжекцип газа всеми звездами
галактики Для нашей Галактики 9R, ~ 1®ф/тод. Однако
фактическая скорость аккреции SDL может быть много
меньше ®г В самом доле, если мощность излучения L
обеспечивается аккрецией с эффективностью иревра-
щенил массы в энергию г = 30%, т е. L = 0,3 ЭД. с2,
то дли квазаров (L ~ 1047 эрг1сек) требуется значитель-
ная аккреция: ЭД„ ~ ЗЭД4/гсд. а для ядра нашей Га-
лактики (L ~ 1040 эрг’сек) — относительно слабая:
Я ~ 3 • IO'7 SHJroA.

Спектр излучения диска,окружающего «черную дыру•>.
Центральная область диска, где генерируется большая
часть излучения, является оптически толстой. Поток
ЛЦЛ), выходящий с единицы площади диска между /?
я R -j- dli, удовлетворяет уравнению

2nRFi (R}dR « ЭД„ dR.

Поверхностная температура, необходимая для излучения
этой энергии, есть

2аГ’(Д) = ЭД„^?.

Бблыпая часть радиации излучается из области диска
R < lOflg. Отсюда вытекает, что спектр излучения диска
будет иметь максимум на частоте (Новиков к Торп, 1973)

v ~ Ю-. ( й. У'*
V’n«~W 10_9Ие/год )

которая соответствует оптической и ультрафиолетовой об-
ластям спектра.

Истинный спектр диска может сильно отличаться от
черпотелыюго. Во-первых, комптоновское рассеяние вы
ходящего излучения на плазме диска приведет к перерас-
пределению энергии в область рентгеновских частот (Ша-
кура, 1972). Во-вторых, часть радиации, генерируемая в
наиболее внутренней области, захватывается «червой ды-
рой* (Куннннгхам, 1975). В-третьих, при аккреции мо-
гут генерироваться релятивистские частицы, которые в
свою очередь будут излучать уже нетспловым механизмом
(см., например, Линдон Белл, 1969) Однако эти поправки
не устраняют противоречия между основным и ре де к аз а
я нем теории аккреции о положении максимума излучения
от «черпой дыры» вблизи v КГ5 aq (оптика н ультра-
фиолет) в наблюдениями, согласно которым пик мощно-
сти от князя ров и ядер галактик лежит в инфракрасной
области (v а?5 • 1СР гц).
Трудности концепции. Устранение указанного проти-
воречия обычно ищут е предположении. что сверх массив-
ные «дыры» в ядрах галактик и квазаров окружены тол-
стым облаком пыли, которое образовалось в результате
сепарации пыли от газа в аккрецируемом межзвездном
веществе посредством лучистого давления. Однако, как
указано в § 4, гипотеза о пылевом происхождении всего
инфракрасного излучения противоречит наблюдательным
данным. Ввиду отсутствия в концепции аккренируюшен
«черной дыры» альтернативных механизмов инфракрас-
ного излучения, свободных от возражений, трудности пы-
левой гипотезы распространяются на саму эту концепцию.

Конечно, пока далеко пе вес свойства «черных дыр»
известны и, тем более, исследованы в деталях. Вмести
с тем уже сейчас намечается определенная конфронтация
наблюдений с известными свойствами «черных дыр* осо-
бенно в отношении квазаров и Сейфертовских галактик.

Как неоднократно подчеркивалось (Амбарцумян, 1968),
идея коллапса как источника анергии встречает ту фунда-
ментальную трудность при объяснении активности ядер
галактик, что наблюдается только извержен не вещества,
ио не его падение. Наблюдаемые громадные скорости ис-
течения (** 1 ЭЙ^/год из ядра нашей Галактики, до
10 ~~ 100 ЭДа/год для ядер некоторых Сейфертовских га-
лактик) пока ле удалось объяснить концепцией «черной
дыры». Между тем эжекция газа препятствует аккреции,
причем даже более эффективно, чем излучение Наблюда-
емая в квазарах и ядрах сеифертовсклх галактик эжекция
газа обладает мощностью кинетической энергии (до
J015 арг/сек в квазарах) много большой критической мощ-
ности 10й эре/сек для 1(Г 2Л$), начиная с которой ис-
течение газа предотвращает аккрецию. Правда, можно
модифицировать стандартную модель «черной дыры» так,
что истекающее вещестпо будет сосуществовать с аккре-
цируемым (Озерной, 1973). Достаточное условие для это-
го — автономность источника аккреции от внешней среды
(рис. 26). Истекающее вещество является яиспшим газом,
находящимся па значительном расстоянии от «черной
дыры». Резервуаром аккрецируемой массы служит облач-
ный газовый диск вокруг «дыры». Выделяющаяся энергия
нагревает внешний глп »злучеккем я вызывает его отток
в виде горячего ветра. Возможно присутствие также зпа-
чятельного количества надтепловых частиц. Ветер в бы-
стрые частииы возбуждают окружающий газ и ответ-
ственны за образование там широких эмиссионных линий.

Но вечерналии в активном ядре источника аккрециру-
емой массы наступает «пассивная» стадия ядра, на кото-
рой светимость «дыры» и отток массы от все резко пада-
ют. Окружающий газ получает возможность аккумулиро-
ваться к центру, вновь образуя диск, а светимость «дыры»

Рис. 26. Сверх массивна я «черняя дыра* е источником аккреции,
внутренним ио отношению к оттекающему газу.

начинает нарастить. Когда опа превзойдет критическую,
аккумуляция внешнего газа прекращается. Этот цикл мо-
жет многократно повторяться. Таким образом, описанная
смела активной в пассивной фаз качественно объясняет
рекуррентность активности с ядрах галактик, что ранее
в концепции «черной дыры* сделать не удавалось.

Несмотря па эти (я некоторые другие) привлекатель-
ные черты, количественный анализ данной модшЬпканш!
«черной дыры» обнаруживаем серьезную трудность: верх-
ний предел массы «дыры», еще не препятствующий исте-
чению. оказывается меньше нижнего предела ниссы. не-
обходимы! для об1*яснеияя мощности инфракрасного налу
Нения (Озерпей, 1973). Это противоречие установлен# для
ядра Сейфертовской галактики NGC 4151 и нуждается,
конечно, в проверке для других объектов.

Любопытный эволюционный тест может быть указан в
отношении ядер Сейфертовских галактик, которые харак-
теризуются. наряду с мощным излучением, также бурным
истечением газовых масс из их ядер. Такое истечение, как
известно, обеспечивается «черной дырой» лишь в случае,
если се светимость близка к критической (так называемой
эддингтоновской) светимости LB = bncGmJStjGr —
— 1,3 - 10зэ (ОТл/ЯЦ эрг/сек. Если в течение всей стадии
активности ядра LIL^ = const (конечно, с точностью
до спорадических вариаций), то в ходе аккреции масса
«черной дыры*, как легко показать, возрастает но закону

ЭДЛ = Ивехр-^-, t = 0,45 Ю'-^- Тлвт>

где в — £/Э1с2 ~ эффективность переработки аккрецируе-
мой массы в излучение, 2% — начальная масса «черной
дыры». Из динамических аргументов следует, что в ядрах
галактик < 108 Зй& (этот либеральный верхний предел,
как показано ниже, может быть еще более понижен). По-
скольку ®о^(3-Ь IOJIWq, (t/x) <17 4- 1R. Привлекая
астрофизические аргументы, можно полагать, что время
существовании «черных дыр* в ядрах Сейфертовских га-
лактик сравнимо с их возрастом 2 • 10!0 лет), т. е.
т > 1,2 • 10е лет. Отсюда немедленно следует, что
L/Lz < 0,4е/(1 — в), что даже при максимально возмож-
ной е ~ 0,2 явил недостаточно (L/L^ < 0,1), чтобы объяс-
нить наблюдаемое мощное извержение газа из ядер Сей-
фертовских галактик как отток из «черной дыры*.

Конечно, необходимо рассмотрение более реалистичной
ситуации, чем ///£R = const, однако, серьезные сомнения
в отношении аккрецирующем «черном дыры» как источни-
ка энергии в ядрах галактик подкрепляются независимы-
ми аргументами, ограничивающими массу «черных дыр»
в «спокойных» ядрах галактик (типа ядра нашей Галак-
тики) весьма низкой величиной (Озерной. 1975а, 1976).

Примем во внимание, что гипотетическая «черная ды-
ра» в центрах галактик погружена в скопление окружаю-
щих звезд. При оценке энерговыделен ня от «дыры» обыч-
но учитываются лишь те звезды, которые близко прохо-
дят вблизи «дыры# и захватываются ею. Поскольку
геометрические размеры «дыры» малы, сеченое захвата,
конечно, тоже мало. Однако «черная дыра», прежде чем
«заглотать! «жертву» целиком (па радиусе Шварцшиль-
да), раздирает ее своим мощным врилнвпым воздействи-
ем на гораздо большем радиусе Роша:

- н &

W / ©? >то

в 1л • IO11 FV5
\ р./ре

t/я

— масса «черной дыры», ар, — средняя плотность
звезды а солнечных единицах. Величина /?н больше шварц-
шильдовского радпусэ Лл = 2G2TI/C2 = 3 105 с-к,
пока 3JU < 3 • 10*®,.

В стационарных условиях скорость приливного разру-
шения звезд определяется скоростью диффузии их орбит
по анергии или угловому моменту. Звезды, разрушаемые
приливным воздействием «черпой дыры», эффективно пре-
вращаются в газ. Скорость аккреции этого газа можно рас-
считать, в противоположность случаю аккреции межзвезд-
ного газа галактики (у которого скорость передачи наружу
углового момента зависит от ряда неизвестных парамет-
ров). Расчет даст, что если пренебречь влиянием «черной
дыры» на распределен не окружающих звезд, скорость ак-
креция газа от звезд, разрушенных приливными сидами
«дырка, составляет (Хиллс, 1975)

/ ф? \ «/э

I * I 14 - V

\ W42R ф / 1O°2R0//^ л

х г« Г’^>

\Mq / \21Х)ьм/сы/ w ’

где рш— пространственная плотность звезд в ядре, vt — пх
дисперсия скоростей.

Даже в наименее выгодном случае сферически симмет-
ричной аккреции турбулентного газа с хаотическим маг-
нитным полем эффективность переработки массы в энер-
гию е 0,1 (Шварцман, 1971), так что электромагнитная
светимость «черной дыры» равна

, </Ф1 в Й

L = w 1Г =О’57 ’ 1О“(М ^FS33Pi,ceK'
Комбинация этой формулы с предыдущей лист интересу-
ющий нас верхний предел массы «черной дыры», завися-
щий только от наблюдаемых величин:

m> < 1 ч kh/-LV3"' ( f* V 4 ( > V3'* *

й • w л| \и)4»ерг/сек) ^|U*OT 0Otr« )

(р,ум/ ,

/ \2$) км/ci к

Это формула о примспспни к ядру оегоей Галактики
(р. « 3 • 10* v & 200 к-и/се«, L(Sgi В — Weal) ~
~ 1О40 арг/сек) дает ЭД< < 10' а для ядер гигантских
эллиптических галактик (pt Юк 75ftJ^c3t 500 кл/се»,
L < 10<э врг/сек) даст 2Я* < 10* ЭД».

В некоторых случаях «черная дыра» своим гравитаци-
онным полем успевает существенно перераспределить ок-
ружающие звезды таким образом, что вокруг «дыры» обра-
зуется пик плотности. С учетом этого перераспределения
верхний предел величины ЭД* можно еще более повязать.
По даже указанные выше пределы значительно ниже по-
лученных ранее из динамических соображений оценок
ЭД* < 10я— 1010 ЭД* и приводят к трем важным выводам.

1. Критическая (эддингтоновская) светимость £в ==>
= Ю42 4-1044 арг/сек, соответствующая полученным пре-
делам. значительно ниже полной пстепяовой светимости
Сейфертовских п радиогалактцк. В действительности
L £я (так как при L =* £в «дыра» поглотит всю галак-
тик)1 за 3 • 10® лот1). Поэтому объяснение этих феноменов
в рамках концепции «черной дыры» оказывается невоз-
можным.

2. Гипотеза Л виден Болла (1969). считающая ядра
галактик «мертвыми квазарами», также оказывается в
противоречии с полученными верхними пределами массы
лдерных «трупов». Хотя эти пределы ещо допускают объ-
яснение сравнительно слабых «огарков» в ядрах нормаль-
ных галактик, включая ядро пашей Галактики (Шклов-
ский, 1975). они достаточно низки, чтобы исключить пол-
ное превращение источников энергии квазаров и актив-
ных ядер галактик в «черные дыры»,

3. В последнее время широко обсуждается вопрос
о том. не могут ли реликтовые «черные дыры» быть глак-
пум фактором образраааия галактик. Показано (Рван,
1972), что если реликтовая «черпая дыра» служила цент-
ром образования пашей Галактики посредством аккреции,
масса «дыры» должна возрасти к сегодняшнему моменту
до 1О73?Ц> Ясно, что указанный выше много меньший верх-
ний предел исключает эту неортодоксальную идею.

§ 7, Проблемы генезиса п эволюции
источников энергии

Обычный подх к выявлению того, насколько адек-
ватны рассмотренные выше кояцегшкн наблюдаемому
характеру активности ядер галактик и квазаров, «фото-
графиней» — сравниваются свойства модели (обычно ста-
тические) с какими-либо свойствами наблюдаемой актив-
ности— также в кядб «мгновенных слепков». Очевидно,
гораздо более информативным был бы «кннематографи-
icciuiii» подход — рассмотрение гопсзиса и эволюция
шкшожпых источников энергии и их сравнение со свой-
ствами активных ядер, взятых на различных стадиях
эволюции. Такого рода нсследовапяй еще нет, и мы наме-
тим здесь лишь некоторые вопросы, анализ которых мог
бы привести к дальнейшему прогрессу в понимании при-
роды активности ядер.

Какова взаимосвязь между рассмотренными выше воз-
можными источниками активности ядер и стадией эволю-
ции. на которой эти ядра находятся? Имеющиеся альтер-
натнвы, по видимому, исчерпываются следующими: а) свя-
зан ли феномен активности с возникновением галактики
(или ее ядра)? б) протекает ли он в уже существующей
галактике (ее ядре)? в) связан ли оя с последними ста-
диями эволюции галактики (или ее ядра)?

Как видно из предыдущих параграфов, различные ис-
точники энергии в ядрах галактик связываются с опреде-
ленным состоянием ядер. Так, концепция источника как
компактного скопления звезд приписывается бурному
звездообразованию, т. е. сравнительно ранней стадии фазы
эволюции ядра; магнитоид может время от времени воз-
никать. функционировать и прекращать своо существова-
ние на протяжении всей история гадаю яки: наконец, як
крецнрукпцая «черная дыра» соответствует финальному
состоянию ядра (хотя темп аккреции на нее может ме-
няться в точение жизни галактики).
Такое более или менее прямое соответствие между
имеющимися физическими моделями и той или иной ста-
дией эволюции активного ядра галактики вряд ли случай-
но: из многих гипотетических выжили именно тс модели
источника активности, которые принципиально могут от-
вечать определенной стадии эволюции галактических
ядер. Таким образом, различные концепции источника
активности — звездное скопление, магпитоид, «черная
дыра» — могут не быть взаимоисключающими. а соответ-
ствовать просто разным стадиям эволюции квазаров и ак-
тивных ядер. Однако лишь после разработки значительно
более детальных моделей. чем имеющиеся, и исследования
лх эволюционных свойств станет возможной проверки
п конкретизация этого вывода.

Генезис источника активности. Рассмотрим в качестве
примера некоторые космогонические вопросы, связанные
с единым телом как возможным источником энергии.

Рекуррентность активных стадий в ядрах галактик не
нашла до сих нор объяснения в концепциях компактного
звездного скопления. Обратимся к обсуждению этой проб-
лемы в концепции магянтонда. Необходимо ответить на
двл важных вопроса: 1) какова судьба источника актив-
ности и 2) как происходит воспроизводство нового источ-

ника.

Ответ яд второй вопрос был подготовлен еще более»
30 лет назад, когда стало ясно, что в галактических ядрах
с неизбежностью должен накапливаться газ. потерянный
далеко проэводюционнровапшнмй звездами. Так. полная

потеря массы планетарными туманностями, возможно, до-
ходит до 18йв/год. Эжектированный газ в конце концов
кидает в галактический центр. Поскольку звездная плот-
ность р. много больше начальной плотности аккумулиру-
емого газа pf, звездообразование в падающем газе невоз-
можно. Когда выполнено противоположное неравенство
(₽<^Р.)> джинсовская масса намного превосходит массу
обычных звезд. В результате в ядре может сформировать-
ся единый объект очень большой массы, зависящей от

морфологического типа родительской галактики (главным
образом, от массы ее сферической составляющей и углово-
го момента газа). Полная продолжительность свободного
I < г Y~h‘

паденян газа па гаяактпческип центр//^ ( —лор* I
составляет 10s лет при р, « 10*25 г/е.н3. В течение этого
времени в ядре может накопиться газовая масса вплоть
до 10*2Яэ. Формирование этого газа — источника активно-
сто — препятствует дальнейшему стеканию газа. Это вер-
но и в отношении межгалактического газа, который может
аккрецироваться на галактику и затем па ее ядро только
на «пассивной» стадии эволюция ядра.

Переход аккумулируемой массы от сжатия к квазнстд-
цнопарному равновесию должен сопровождаться «отско-
ком появлением ударных воли и нагревом. Детали фор-
мирования результирующей квази стационарной конфигу-
рации, магнптоида, в настоящее время еще далеки от
ясности. Последующая же кваэнстацноиярная эволюция
кратко описана в § 5. Необходимость принять во внима-
ние генерацию магнитного ноля двпамопроцессом делает
рассмотрение эволюции еще более сложным.

Вернемся теперь к первому вопросу: какова судьба
магнптоида?

Значительная часть массы магнитонда теряется за счет
ротационной неустойчивости. Этот газ отбрасывается во-
вне и на «спокойной* фазе может вновь медленно акку-
мулировать к центру. Однако таким путем не может быть
потеряна вся масса. Для остатка существуют только три
возможности: 1) неколлапсирующин диск из нейтронных
звезд; 2) ядерным взрыв; 3) коллапс. Хотя эти возможно-
сти не равноправны, пока по ясно, какал из них иредппч-
тительнес. Большое количество нейтронных звезд едва in
совместимо со сравнительно нормальным химическим со-
ставом квазаров. Ядерный взрыв возможен как для сверх
массивных звезд (Франке п Лппепцеллер, 1973), так и
для дисков, причем весьма большое массы — до 10 ’®э
(Вагонер, 1971). Крайне желателен всесторонний анализ
следствий ядерных взрывов! в частности, в отношении
нуклеосинтеза.

Что касается последней возможности — колл виса, то,
как указано в § б, «черная дыра» ве приводит к очевид-
ным противоречиям, если ее масса достаточно мала.
«Черная дыра» таком массы слабо повлияет на характер
н величину массы газа, накапливающегося в центре на
пассивной фазе галактического ядра. В результате мапш-
тоид второго и последующего поколений массы
в центре которого образуется одна иди несколько «черных
дыр» с общей массой 2ЛЛ по своим свойствам будет
не слишком отличаться от магнитонда первого поколения,
т. е. идеального магнитов да без «черной дыры» (§5).
В то жо время такой гибрид радикально отличается от
стандартной «черной дыры» массы Ж, окруженной аккро
пирующей массой ЗЛ< <С % (§ 6). Отличие существенно,
ио крайней мере, в двух отношениях: 1) материя гибрида
вне находящейся в лем «черной дыры» в большей мере
истекает наружу за счет ротационной неустойчивости и
эжектируется вовне, чем аккрецируется внутрь и 2) ис-
точник активности гибрида — это кинетическая (а в ко
печном счете,— гравитационная) энергия очень массив-
ного газа вне «черной дыры», a не энергия,освобождаемая
ври медленном оседании газа на центральную мало-
массивную «дыру». Будущие исследования должны ука-
зать наблюдательные следствия существования такой от-
носительно маломассивной «дыры» в центре деколлапси-
ровавшего тела.

Космологическая эволюция квазаров. Дополнительные
возможности судить о природе источника активности воз-
никают, если привлечь данные о космологической эволю-
ции рядпоисточииков. Как известно, подсчет числа радио
источников обнаруживает сильную эволюцию их свойств
с космологической эпохой. В принципе, возможны две
простейшие формы такой эволюции: изменение со време-
нем среднего числа источников, т. с. их пространственной
плотности в сопутствующем объеме, и изменение
средней светимости источников. Детальный диализ
Шмидта показал» что как для квазаров, так и для кваэа-
гпк, скорее всего, имеет место эволюция не светимости,
а пространственной плотности. Эта эволюция происходит
по закону p(z) <*> (1 + z)* при z W где тп ж в, гШ4И=
= 2 -i- 4, причем она одинакова как в оптическом, так
и в радиодиапазоне.

Указанный характер эволюции квазаров я квэзагов
если он подтвердится дальнейшими исследованиями, на-
кладывает полезные ограничения на модели источника
энергии. Так, концепция компактного звездного скопле-
ния в варианте звездных столкновений. учащающихся со
временем из-за векового сжатия скопления, уже качест-
венно противоречит наблюдаемой эволюции. Наличие эво-
люции пространственной плотности (а не светимости),
f 8. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

1511

возможно, противоречит и пульсарной модели квазаров.
Действительно, повышенную частоту образования пульса-
ров следует ожидать на ранней стадии эволюции галактик,
что приведет к уменьшению со временем светимости (а не
пространственной плотности квазаров).

Что касается сверхмасс не ной «черной дыры» как ис-
точника энергии, ее эволюция представляется в общих
чертах следующей. Если аккрецирующие «черные дыры»
имеются в ядрах галактик, они появились либо в резуль-
тате «умирания» (коллапса) ядер квазаров (Ли идеи-Белл.
19(59), либо уже на ранней стадии эволюции галактик, ко-
торые тем самым обязательно проходили кваээриую фазу.
В первом случае со временем уменьшается пространствен-
ная плотность» тогда как во втором — светимость (в ре-
зультате уменьшения со временем темна аккреции из-за
постепенного исчерпания газа)*). Видимо, вариант с ран-
ним образованием в ядрах галактик аккрецирующих
сверхмоссивных «дыр» противоречит характеру эволюции
квазаров, у которых при наблюдается язмепонпе
(уменьшение) не светимости, а пространственной плот-
ности.

§ 8. Заключение

Квазары я активные феномены в ядрах галактик не-
редко рассматриваются в литературе как ранняя фл.за
рождающейся галактики, либо как финальная стадия
(коллапс) звездной системы. Истинное положение Вещей,
скорее всего, не является ни тем, нц другим. Феномен ак-
тивности ядра, по-видимому. не связан с рождением га-
лактики. а имеет место в уже существующей галактике,
т е. вторичен по отношению к ней и может повторят!,ел
на протяжении ее жизни, чередуясь с фазами более или
менее «пассивного» состояния ядра Что касается приро-
ды энерговыделення на фазе активности, то мы больше
знаем о том. какие массы моделей ле в состоянии удов-
летворительно объяснить многообразие этой активности.
Представляется, однако, что в этом отношении астрофизи-
ка сейчас ближе к цели, чем десятилетие назад.

♦) Если «пптввво «черной дыры» осуществляется в основялм
посредством приливного разрушений окру.каюишх звезд, то све-
тимость «диры» со временем может даже возрастать.

Видимо, сейчас можпо считать установленным, что ак-
тивные ядра галактик и квазаров — это не «монетрыл,
возникшие почему-либо наряду с нормальными галакти-
ками, л стадия эволюции этих галактик, п что явленна
активности в квазарах и ядрах галактик различных типов
I довольно похожи, хотя п различаются в деталях. Примеча-
тельно, что основные свойства рассмотренных выше
наиболее правдоподобных источников энергии — скопле-
ния пульсаров, магнитоида и аккрецирующей «черном
дыры» — тоже качественно похожи в основных проявле-
ниях и различаются в деталях, хотя н важных. Это делает
очень трудным решение вопроса, какой из упомянутых
типов источников соответствует той или япон стадии ак-
тивности. Все же на основе имеющихся донных как тео-
ретических, так и наблюдательных, кажется возможным
заключить, что в квазарах и активных ядрах галактик
искомый источник не есть скопление случайно н незави-
симо вспыхивающих тел, а представляет собой йечто еди-
ное целое. Для решения же более тонкого, хотя и принци-
пиально важного вопроса, является ли этот источник
«черной дырой» или еще не коллапсировавшим телом,
нужно рассмотреть соответствие этик моделей всей сово-
купности наблюдательных данных. К сожалению, это со-
поставление осложняется недостаточной разработанностью
имеющихся моделей (особенно это касается аккреции па
«черную дыру», необходимая модификация которой лишь
схематически очерчена выше).

Важность проблемы, несомненно, стимулирует даль-
нейшие теоретические п наблюдательные исследования
в этом направлен>ш.

Г Л А В A V

ЗВЕЗДНЫЕ СКОПЛЕНИЯ

§ 1. Основные свойства звездных скоплений

Для звездных скопленай характерно наличие плотного
центрального сгущения — ядра, окруженного значительно
менее плотной короиальпой областью. Ядро скоплении
обычно легко бросается в глаза па фоне звездного неба
как тесная группа звезд. Члены скопления имеют общее
происхождение, близкий возраст, сходный химический
состав и связаны между собой силами взаимного притя-
жения. Исторически сложилось деление звездных скопле*
шш иа рассеянные и шаровые. Различие между ними оп-
ределяется в основном массой этих спетом, т. е. числом
содержащихся в них заезд.

Шаровые скопления содержат, как правило, десятки
и сотни тысяч звезд в обладают настолько сильным но-
лем тяготения, что, несмотря на сильней ш но пряли иные
воздействии со стороны централ ыгых областей Галактики,
вокруг которых они движутся по слоим г&лактоцентряче-
скнм орбитам, они сохраняют сфероидальную форму па
протяжении огромных промежутков времени, сравнимых
с продолжительностью существования Галактики.

Рассеянные скопления содержат от нескольких десят-
ков до нескольких тысяч членов и имеют часто довольно
неправильные очертания лдер^ определяемые расположе-
нием сравнительно немпогочпеленяых ярких звезд. Коро-
налъпые области большинства рассеянных скоплений те-
ряются на богатом фоле Млечного Пути, па который про-
ектируются эти системы, так что у многих из и их вам
известны лишь их ядра, отождествляемые по традиции с
самими скоплениями. Даже у ближайших к Солнцу рас-
сеянных скоплений мы до сих пор не зилом их наиболее
Слабых членов.
Размеры звездных скоплений зависят от их массы и
расстояния от центральных областей галактик, в состав
которых входят рассматриваемые скопления. Радиус ко-
рона льнов области определяется предельным радиусом
скопления, т. е. тем расстоянием от его центра, на кото-
ром сила притяжения звезды к центру скопления уравно-
вешивается приливной силой, создаваемой внешними (по
отношению к скоплению) образованиями. Диаметры звезд-
ных скоплений пашей Галактики заключены в пределах
от нескольких парсек до 150 парсек, причем радиусы
коропальных областей, как правило, в несколько раз (а у
очень массивных и больших скоплений даже на порядок)
превышают радиусы ядер.

Диаграммы величина — показатель цвета звезд типич-
ных рассеянных и шаровых скоплений нашей Галактики
с первого взгляда представляются существенно различ-
ными, однако в действительности они характеризуют эта-
пы единого эволюционного процесса. Современная теория
звездной эволюции, опирающаяся на расчеты ядсриых
реакций как источников энергии излучения звезд, позво-
ляет довольно надежно судить о возрастах скоплений по
положению тех звезд па этих диаграммах, которые после
пребывания на начальной главной последовательности
начинают отклоняться от нео но направлению к области
красных гигантов и сверхгигантов, увеличивая свою све-
ти мость и показатель цвета. Чем меньше масса этих звезд,
т. е. чем плясе располагаются они на главной последова-
тельности, тем старше скопление.

На рис. 27 показа па диаграмма Г, В — V для звезд
очень молодого рассеянного звездного скопления NGC2264
(возраст— около 3 • 10* лет), построенная ио данным
Уокера (195В). Справа приведена шкала абсолютных на-
личии Mv. Почтя все самые яркие я массивные звезды
ранних спектральных классов в этом скоплении лежат на
начальной главной последовательности (изображенной на
этом и последующих рисунках прерывистой линией), еще
не успев заметно отклониться от пес, в то время как ме-
нее массивные звезды спектральных классов A. F и более
поздних еще не успели в процессе гравитационной кон
денсацип занять свое место па этой последовательности
и находятся л основном выше нее — в области субгиган-
тов. Многие из Этих звезд являются неправильными пере-
бПод ред. С. В. Пцаельнера
менными. которые называются орионопыми (см. § 2)
Положения. Снимаемые на диаграмме К. В — V одной
н той же переменной н разные моменты времени. соеди-
нены на рис. 27 между собою черточками.

Риг 27. Дцягрлмхы F, /?— V для адозд синил шт ня XGC 22Сн.

Рнс. 28 предстанлпет собой диаграмму Г. В — У для
звезд скопления И венды (возраст — около 2-Ю7 лет),
построенную в основном по данным Джипсона и Мкт
челяа (1958). Крестиками нанесены положения вспыхи-
вающих переменных, которыми являются практически
все члены Плеяд слабее 12,п. 2И, т. е. +6.6 абсолютной
ш. личины. Как и на предыдущем рисунке, положения,
занимаемые одной переменной в разное время, соединены
черточками В Плеядах открыто уже свыше 400 вспыхи-
вающих переменных звезд ярче 21 в минимуме блески.

Звезды, абсолютная величина (ДГУ) которых ярче +0.5
в этом скоплении ужо отклонились от начальной главной
посдединателыюстм. все более слабые звезды постоянного
блеска лежат на ней. а напихивающие переменные в ос-
новной своей массе, по видимому. еще не успели достиг-
путь ее. хотя и довольно близки к ней.

Наиболее яркие члены Плена, относящиеся к спек
тральным классам Вб—В8. находятся уже па пути прей-
ращения в красные гиганты, после чего диаграмма
Г, Д — V гнезд этого скопления будет похожа на соотвст-
стнующую диаграмму для звезд скоп юпия Гилды (возраст
около 7 • 10s лет), представленную на рис. 29 на данным
Джонсона и Вуклеса (1935), а также ван Альтепы (1999).

Рцс. 28, Диаграмма Г Z? — Г для звезд скопления Плеяды.

В отличие от Плеяд. вспыхивающие переменные в
Гладах не встречаются среди звезд, более ярких по абсо-
лютной величине, чем + 10"\0.

Дальнейшая эволюция приводит к появлению диа-
грамм. соответствующих звездному составу так называе-
мых скоплений промежуточного возраста. Наконец, мы
переходим к диаграммам Г, В — Г для звезд старых и
очень старых рассеянных скоплений. Па рис. 30 изобра-
жена диаграмма V, В — Г звезд скопления М 67 (возраст
около 8 • 10“ лет), взятая из работы автора главы (Холо-
пов. 1965а).

Аналогичный вид имеют соответствующие диаграммы
очень массивных л богатых звездами скоплений. На ран
ней стадии своего существования эти скоп юпия харщггс*
ризу юте я наличием значительного числа массивных сверх
гигантов, отсутствующих в скоплениях с небольшим чис-
лом членив.

Ь •
Скопление х * Ь Персея, диаметр коровы которого до-
стигает 20U парсек, содержит около 40 000 звезд ярче
+5 абсолютной звездной величины, т. е. массивнее Соли-

Рис. 30. Диаграмма F. В — I для скопления М 67.

ца, суммарная масса которых составляет 100 000 масс
Солнца (Холопов, 1963). Основная масса больших звезд-
ных скоплений содержится в их коронах и образуется
множеством более слабых звезд, недоступных цока на-
тему анализу па тиком большом расстояния от Солана
(2360 пс), на котором находится скопление х п I’ Персея.
Полная масса этого скопления моягет достигать миллио-
на солнечных масс. Па рис. 31 изображена диаграмма

Рик. 31. Диаграмма V, В — V для звезд скопления х и h Персея

V, В — V его звезд, построенная по данным Дяюнсопа и
Моргана (1955). Возраст скопления х и h Персея — около
8 • 10е лет.

На рис. 32 представлена диаграмма И, В — И для
звезд очень старого шарового скопления М 3 нашей Га-
лактики, построенная по данным Джонсона и Сопдиджа
(1956). Заштрихованным прямоугольником обрисована
область горизонтальной ветви, занятия пульсирующими
переменными тина НН Лиры, которых н этом скоплении
известно уже около 200. Возраст скопления М 3 — около
10'° лот.

Яп рис. 33 приведена схематическая сводная диаграм-
ма Mv, B—V для звезд ряда шаровых и рассеянных
скоплений Галактики и Магеллановых Облаков (Холопоя,
19656). Па этой диаграмме совмещены между собой
участки, занимаемые слабыми звездами скоплений, по
успевшими еще заметно прозволюпноиировать и отойти
от печальной главной послодозательностн. При атом уч-
тено различие химического состава разных скоплений,
обусловливающее относительной уменьшен не показателей
цвета В — V звезд главных последовательностей скопле-
ний с пониженным содержанием металлов.
Последовательности звезд Для скоплений нашей Га-
лактики нанесены тонкими линиями, рядом с которыми
указаны названия скоплений или их номера по катало-
гам Мессье (М) или NGC. Соответствующие последова-
тельности для скоплен ня Бшплиого (БМО) и Малого

Рис. 33» Диаграмма Г. В — Г для йнезд скойле'вия М 3»

(ММО) Магеллановых Облаков нанесены условными зна-
ками. поясненными в правом нижнем углу рисунка и в
подписи к нему. Прерывистой линией нанесена средняя
зависимость между средними абсолютными величинами и
показателями цвета В — Г долгопернодичосклх цефеид
плоской составляющей Галактики, а окольцованные крес-
тики соответствуют аналогичным значениям переменных
типа W Девы в старых шаровых скоплениях М 2, М Ээ
М 5 и М 13.

У старых и очень старых звездных скоплений на диа-
граммах Г, В — V в районе абсолютных величин Mv.
заключенных н пределах от +0’п,2 до 4-1^5, наблюда-
ются горизонтальные ветви. Звезды горизонтальных вет-
вей шаровых скоплений, имеющие показатели цвета
В — У от 4-0^, 18 до 4-0 \ 40. являются переменными типа
RH Лиры.
Сходный характер (физической эволюции членов рас-
сеянных и шаровых скоплений свидетельствует об отсут-
ствии приицмикалышх различий между этими образо-
ваниями. Для того чтобы охарактеризовать звездной

Рис. 33. Сшивая диаграмма Г, В — V для звезд шаровых п
рассеянных скоплений Галакгикп п Магеллановых Облаков / —
NGC 4(9 (ММО). 2—NGC 121 (ММО), 3 —NGC 361 fMMO), 4-
NGC 458 (ММО). 5 —NGC ХЮ (ММО). fl- NG( 17X3 (ВМО), Л-
Яслв. Г — Риалы, ВЦ — Волосы Вероники.

скоплешк*. нужно иметь представление о его массе (числе
членов), возрасте н химическом составе, который корре.иг-
ру от с некоторыми особенностями диаграмм величина —
показатель цвета звезд утих систем.
Кинематические характеристики, пространственное
распределение и химический состав старых звездных
скоплений нашей Галактики отражают особенности на-
чального распределения в Галактике я химический состав
того диффузного вещество, из которого на ранней стадии
ее существовав ня возникли эти образования. В то время
диаграммы величина — показатель цвета звезд возникав-
ших скоплений напоминал и диаграммы нынешних моло-
дых рассеянных скоплений нишей Галактики и молодых
шаровых скоплений Магеллановых Облаков.

Старые шаровые скопления Галактики распределены в
сфероидальном объеме, центр которого совпадает с цент-
ром Галактики, и сильно концентрируются к этому цент-
ру. Содержание металлов (до отношению к водороду) в
звездах шаровых скоплений, наблюдаемых в короне Га-
.тактики, на ее периферии, в сто раз меньше аналогич-
ного содержания металлов в Солнце и звездах плоской
составляющей Галактики. Очень бедные металлами скоп-
ления встречаются па всех расстояниях от центра Галак-
тики, но по мере приближения к этому центру среди ша-
ровых скоплений появляются объекты со все более и бо-
лее возрастающим содержанием металлов. Наиболее бо-
гатые металлами шаровые скопления сосредоточены в
околоцентральном районе Галактики н близ галактиче-
ской плоскости. Их расстояния от галактического центра
। е превышают 10 кпе. Содержание металлов у некоторых
гз них почти нормальное — такое же, как у Солнца, пли
всего в полтора два раза меньше.

Галактические орбиты старых шаровых скоплений с
наименьшим содержанием металлов очень вытянуты, тог-
да как старые шаровые скопления с большим содержани-
ем металлов, очевидно, никогда не удалялись на большие
расстояния от центральных районов Галактики. Это оз-
начает, что диффузная среда в центре Галактики к мо-
менту образования из нее этих скоплений уже имела по-
вышенное содержание тяжелых элементов, по каким бы
причинам ни произошло относительное обогащен не ее
этими элементами. В то же время старые шаровые скоп-
ления с малым содержанием металлов могли возникнуть
только па периферии сфероидальной протогалактикн из
диффуэншт среды, содержавшей мало тяжелых элементов.
Эта среда, теряя энергию, падала к центральным райо-
нам протогал актикп; образовавшиеся из нее протоскоп-
ления сохранили это движение я приобрели таким обра-
зом. вытянутые орбиты и возможность попадать в цент-
ральные районы.

Рассеянные скопления пашей Галактики концентри-
руются к галактической плоскости и участвуют в общем
галактическом вращении плоской составляющей Галакти-
ки с небольшой дисперсией скоростей, достигающем!
± 15 км(сек. Самые молодые из них связаны со спираль-
ными ветвями и сильнее коя центрируются к галактиче-
ской плоскости. Старые рассеянные скопления и скопле-
ния промежуточного возраста относятся к так называе-
мой составляющей диска; они ну показывают связи со
спиральными ветвями я слабее концентрируются к га-
лактической D.TDCKOCTU.

Все рассеянные скопления имеют нормальное содер-
жание металлов, присущее звездам плоской составляющей
Галактики. Это свидетельствует о том, что уже к момен-
ту образования первых звезд плоской составляющей диф-
фузная среда, концентрирующаяся к галактической плос-
кости, обладала нормальным содержанием металлов. В на-
стоящее время звездные скопления в нашей Галактике
возникают только вблизи галактической плоскости, в рай-
онах газово-пылевых спиральных ветвей.

Одновременно с изменением физических характери-
стик членов звездных скоплений происходит динамиче-
ская эволюция последних. Сближения между звездами н
ядрах скоплений приводят к взаимному обмену энергией
их движения В результате некоторые члены скоплений
приобретают избыточную кинетическую энергию и пере-
ходят в область короны системы пли вообще покидают
скопление. Ядро при этом, как правило, сжимается. Срав-
нительно быстра диссипируют таким образом скопления
со слабым собственным полем тяготения, с небольшим
числом членов, т. е. рассей иные Полому в настоящее
время из старых скоплений сферической составляющей в
нашей Галактике сохранились лишь наиболее массив-
ныв—-шаровые. Не исключено, что но время начального
коллапса протогалактвки. т. е. в процессе свободного па-
дения ес ео центру протоекопленил сферической состап-
.womeii, противостоять огромным приливным воздейст-
виям центральных областей могли вообще лишь самые
массивные пз них. Менее массивные были разорваны и
рассеяны во время первого прохождения через централь*
иые районы Галактики. Тот факт, что старые и очень
старые рассеянные скопления (такие, как М 67 и
NGC 188), значительно уступающие по массе шаровым
скоплениям, сохранились до сих пор, может объясняться
тем, что они являются скоплениями диска, образовавши -
инея из газа, который успел приобрести круговое движе-
ние, и, по-видимому. никогда не приближались на близ-
кое расстояние к центру Галактики. Это заключение
подтверждается результатами недавнего определения эле-
ментов галактических орбит этих скоплений (Кинэн,
Иннанен. Хауз, 1973).

Для того чтобы перейти к рассмотрению процессов об-
разования звездных- скоплений, необходимо прежде всего
познакомиться со свойспшмн звездных ассоциаций, ибо.
как будет показало в последующих параграфах, звездные
ассоциации — это лили икающие звездные скопления (иля
группы таких скоплений). находящиеся на самой ранней
Сталин своего развития — в процессе формирования из
диффузного вещества.

§ 2. Основные свойства звездных ассоциаций

Звездные ассоциации—это тесно связанные с газо-
ио-пылшнами Туманностями группировки пспрпнвльных
переменных звезд сравнительно низкой светимости, на-
зываемых орпоновымн переменными: если в состав этих
группировок «ходят звезды ранних спектральных классов
О “ В, они называются ОВ ассоциациями. в противном
случав — Т ассоциациями. Диаметры звездных ассоциаций
заключены н пределах от нескольких парсек до сотен
парсек.

От звездных скоплений внешне пни отличаются тем.
что не показывают значительной концентрации ярких
звезд к своему центру и в нашей Галактика обычно на
выделяются на фоне звездного неба без предварительного
выявления их членов методами фотометрического и спек-
трального анализа.

Звездные ассоциации были открыты в начале нашего
века в результате накопления сведений о собственных
движенияхг лучевых скоростях и спектральных классах
звезд, однако связь между 0В- и Т ассоциациями долго
оставалась незамеченной.

В середине прошлого века О. В. Струив (1857, 1862)
открыл переменность блеск» нескольких слабых звезд в
районе туманности Ориона, связанной с группировкой
горячих гигантов. Струве обратил внимание на непосред-
ственную связь группы этих перемениых с туманностью.
К 1904 г. Вольф (1903) я Лпвнтт (1904) обнаружили
уже 70 членов этой группы. Это —первая обнаруженная
Т-ассоцнация. Первый список Т-ассоциаций опубликовали
в своей монографии «Переменные звезды» Нэйк-Гапошкн-
на и Га иошкин (1938).

В 1918 г., описывая огромную группу В-звезд вокруг
туманности Ориона, Каптонн (1918) отметил, чти по сво-
ей природе опа подобна типичным звездным скоплениям
и содержит также звезды спектрального класса Л. Это,
в сущности, одно из первых описаний ОВ-вссоципции
Орион I. Первые списки подобных группировок горячих
звезд высокой светимости опубликовали почти одновре-
менно в конце двадцатых годов Шарлье (1926), Струве
(1928) и Папнекук (1929). При этом Струве и Паннекук
определили расстояния п размеры этих группировок,
а Ниннекук привел рисунок, показывающий распределе-
ние 37 сгущений О — В-звезд в проекции на галактиче-
скую плоскость. Тогда же появился термин «агрегат?)
для обозначения таких обширных группировок В-звезд
как группа Орлона и поток Скорпиона — Центавра.

К началу 30-х годов предстнилеиие о том. что О- и
В-звезды часто образуют в пространстве большие скопле-
ния. не бросающиеся с первого взгляда н глаза без пред-
варительного выделения их членов с помощью средств
спектрального анализа, получило широкое распростра-
нение.

Многие астрономы писали об этом в своих статьях,
многие учитывали фактор скучцвипия В-звезд в своих
теоретических исследоканнях. В монографии Пэйп «Звез-
ды высокой светимости» (1930) к сгущениям звезд Паи-
некука применяется термин «ассоциации». В появившей-
ся в том же году монографии Шепли «Звездные скопле-
ния» (1930) термин «звездные ассоциации» применяет-
ся к огромным движущимся скоплелшщ вроде группы
Большой Медведицы.
Открытке Трюм плером в 1930 г. возможности опреде-
ления межзвездного поглощения света в нишей Галакти-
ке поставило перед исследователями задачу учета влия-
ния этого поглощения на видимые угловые размеры
групп горячих звезд я на протяженность пх по лучу зре-
ния. Появились высказывания о том, что многие из этих
группировок являются просто частями обширных звезд-
ных облаков, наблюдаемыми в более свободных от по-
глощения, т. е. более прозрачных, направлениях галакти-
ческого пространства.

Предпосылки для более тщательного изучения груп-
пировок горячих звезд (двумерная спектральная класси-
фикация, возможность точного определения показателей
и избытков цвета звезд) были созданы к концу 30-х го-
дов. Обширная группировка горячих и холодных сверхги-
гантов вокруг двойного ядра скопления li в х Персея
была детально научена Байделмяном (1943), а группи-
ровка горячих сверхгигантов вокруг ядра скопления
KGC 6231 — Струве (1944).

В 1945 г. Джой (1945) исследовал спектры II наибо-
лее ярких орциновых переменных, которые он назвал
звездами типа Т Тельца.

В 1947 г., обратив внимание па упомянутые выше ра-
боты Баидея мана и Струве, а также на работу Джоя, нз
которой, казалось, следовало, чти немногочисленные изу-
ченные Джоем авезды типа Т Тельца сосредоточены и ос-
[говном в двух противоположных ограниченных областях
неба. В. Л. Амбарцумян (19-47, 1949) сделал вывод о не-
случайном происхождении группировок звезд таких ред-
ких типов. Вскоре обширные группировки горячих ввезя
были наавввы О ассоциациями, а аналогичные группы
переменных тина Т Тельца — Т-ассоцшщиями (Амбарцу-
мян, Маркарян, 1949).

Считая, что ассоциации содержат лишь сравнительно
яемпогочяслопкые звезды того вида, которые определяют
их тип (О—В или Т), Амбарцумян высказал гипотезу о
вязкой пространствен ной плотности и динамической не-
устойчивости ассоциаций в поле приливных сил Галакти-
ки. Отсюда следовало, что ассоцшщнп как апездные сис-
темы возникли сравнительно недавно и, следовательно,
процесс звездообразования в Галактике продолжается и
в настоящее время.
Этот вы под подкреплялся указаниями па то, что в
состав О-ассоциаций часто входят звезды типа Р Лебедя
и Вольфа — Райе, из поверхностных слоев которых про-
исходят быстрое истечение вещества Судя по скорости
истечения, эти звезды не могут наблюдаться в таком со-
стоянии больше нескольких миллионов лет. Признаки
истечения вещества отмечались также у звезд типа
Т Тельца.

Большие размеры ассоциаций при сравнительна гто-
большом числе входящих в лих членов, казалось, могли
быть объяснены лишь тем, что ассоциации представляют
собой расширяющиеся системы, занимавшие первоначаль-
но гораздо меш.гшш объем.

К тому времени идея о продолжении в настоящее
время в Галактике процесса звездообразования уже но-
силась в воздухе. В работах Бока (1946), а также Бока и
Рейли (1947), посвященных изучению глобул — неболь-
ших темных круглых туманностей, высказывалось мне-
ние, что глобулы являются прптозвездлми, находящимися
в стадии гравитационного сжатия.

Концепция, выдвинутая Амбарцумяном, стимулирова-
ла всестороннее исследование группировок горячих ги-
гантов и орноповых переменных, к которым стали отно-
ситься как к молодым объектам, находящимся в стадии
становления. Хотя звездные ассоциации были аз вести ы
как хорошо выраженные звездные группировки уже до-
вольно давно, многие успела позабыть об этом, многие но
знали этого, к после появления уномявутых работ Ам-
барцумяна эти объекты начали заново переоткрывиться
и изучаться (Холопов, 1950; Маркарян, 1952; Морган,
Уитфорд, Коуд, 1953; Шмидт, 1958 и др.).

Одной из существенных особенностей О-ассоцпацни,
на которую раньше но обращали внимания, стало счи-
таться обязательное присутствие в группировках горя-
чих звезд одного пли нескольких рассеянных звездных
скоплен ли, содержащих горячие звезды. Эти скопления
стали называться ядрами ассоциаций. В то время звезд-
ные скопления еще полностью отождествлялись со своими
ядрами, и почти никто не догадывался о том, что их ре-
альные размеры гораздо больше кажущихся; первые ука-
зании ня это, сделанные в свое время Шепли (1916, 1930)
п Трюмплером (1922), были вабыты.
Амбарцумян н Маркарян (1949) обратили также вни-
млнис на наличие в О-ассоцпацнях кратных систем горя-
чих звезд, подобных Трапеции Ориона. По оценкам Ам-
барцумяна (1950), системы типа Трапеции должны рас-
падаться за несколько миллионов лот, если их полная
энергия отрицательна; и быстрее, селя она положительна.
В ассоциациях были замечены к другие кажущиеся не-
долговечными структурные образования — звездные це-
почки, цепочки небольших звездных группировок.

Мысль о положительности полной 'анергии систем типа
Трапеции приводила к представлению о возникновении
звезд в небольших объемах пространства и о последую-
щем разлета ни» их во всо стороны со скоростями 5—
10 км/сек. Так, по мнению Амбарцумяна (1950; 1955).
возникали звездные ассоциации, которые стали опреде-
ляться ужо как системы с положительной полной энер-
гией, постепенно увеличивающие свой обьем н ризлетаю-
щисся в пространстве. Этот вывод привел Амбарцумяна к
отрицанию возможности нозпмкмонеимя звезд из диффуз-
ного вещества (ибо при этом возникает система с отри-
цательной полной энергией) и к введению догюллнтель-
пой гипотезы — о существовании сверхплотных ди-
эвездпых тел (D тел) неизвестной природы, распад
которых пи звезды приводит к появлению разлета ющнх
е>г ассоциаций. Н то же время, по представлениям Ам-
барцумяна. из тех же I) тел в том же объеме могут воз-
никать и устойчивые ядра ассоциаций — скопления, обла-
дающие отрицательной полной энергией.

Взгляды Амбарцумяна, казалось, были подтверждены
обнаружением Блаау (1952) расширения группировки го-
рячих звезд в районе £ Персея и выводом о положитель-
ности полной энергии Трапеции Ориона, сделанным Па-
ренаго (1954). Однако тогда же появились первые кри
тические высказывания п сомнения в правильпостп этих
взглядов (см., например, «Труды Второго совещания по
вопросам космогонии», состоявшегося в 1952 г*)). Сом-
нениям подвергалась в основном реальность самих ассо-
циаций как звездных группировок. Критика велась на

•) Так, Б. /X. Варенцов Вельяминов утверждал: * J 1г наблюдает -
гл никаких звездных гнетем тнюго типа ннмкмо шнмднык скоп-
лений п облаков. и никаких ваолк^мыпных систем гргянтап. ко-
торые можно было бы считать неустойчивыми» (сгр. у1).
уровне начала 30-х годов и постепенно прекратилась,
Реальность ассоциаций была призвана. По далее тогда
не были признана доказанной динамическая неустойчи-
вость О-асгоцлиднн. Постепенна стала все яснее вырисо-
вываться возможность совершенно иной интерпретации
наблюдаемы х я mien ни.

Детальное озмакомлеипе с гругшировюшн переменных
звезд типа Т Тельца, па которые обратил внимание Ам-
барцумян в 1947 г., показало (Холопов. 1951). что дне
большие, казавшиеся чрезвычайно разреженными, «ассо-
циации о звезд »тпго типа состоят из нескольких самосто-
ятельных группировок ирноновых переменных, гораздо
более компактных н плотных. чем это предполагалось
ранее. По лнездной плотности многие п;< Т-ассоциаций
сравнимы с ядрами звездных скоплений, п об их дина-
мической неустойчивости не может быть и речи. Незна-
чительность дисперсия скоростей их членов (меньше
2 км/сек: см Хербвг. 19152) не позволяет говорить о рас
ширешен этих систем Крохн* того, все они так тесно свя
зоны с плотными темными туманностями, что никто еще
не зияет, каковы истинные полные массы этих образова-
ний. Дня метры их заключены в прицелах от 3 до 40 нс
(Холопов. 1970).

Таким образом, Т-ассоциаций в том смысле, какой
продавался им в 1947 г Амбарцумяном при введении это-
го понятия, но существует. Вывод о существовании двух
основных типов ассоциаций — О и Т, —общими призна-
ками которых (как звездных группировок) считались
большие размеры и низкая пространственной плотность,
нуждается в пересмотре.

Ассоциации едины по своей природе. Любая ОВ-асса-
ппацмя содержит в себе звезды типа Т Тельца. Т-ассошт-
ации в современном смысле этого слови отличаются от
ОВ-ассоннаций только тем, что в них не видно массивных
звезд классов О — В.

Открытие множества орщшовых переменных во всех
О В-ассоциациях, в которых они разыскивались (см., на
пример. Холопов, 1958). и обнаружение в этих системах
огромных масс ионизованного и нейтрального водорода,
достигающих многих десятков тысяч солнечных масс (Ме-
нон, 1958: Узид, 1957) означает, что средние плотности
0В-ассоциаций гораздо выше тех, которые приписывались
им в конце сороковых годов. ОВ-ассоииацпя содержат в
себе звезды всех спектральных классов — от О — В до М,
относящиеся к главно» последовательности и области
субгигантов. Изображенная на ряс. 27 диаграмма
Г, В — V звезд молодого скопления NGG 2264 является
типичной диаграммой для членов ОВ-ассониациа.

В начале шестидесятых годов выяснилось, что сама
представления о структуре многих ОВ-ассоцинций подле-
жат ревизии в света исследований корональных областей
звездных скоплений (Артюхина, Холопов, 1963; Холодов,
1968). Эти исследования показали, что любое звездное
скопление состоят из двух основных областей— ядра и
короны (см. § 1). Чем массивнее скопление, тем больше
его размеры, определяемые размерами короны. Члены
скопления, находящиеся в его короле, не покидают скоп-
ление, ке теряют связи с ядром, ибо средняя плотность
корональной области достаточно высока для того, чтобы
эта область была динамически устойчивой в поло ори-
ливпых сил Галактики (Холопов, 1968).

Ужо в 1963 I. стало ясно (Холопов, 1965в), что яркие
звезды классов О — В, паблюдаемыв вокруг ядер О-ассо-
цваинй, следует в ряде случаев рассматривать как инди-
каторы коровальных областей обыкновенных стационар-
ных звездных скоплений, ядрами которых являются ядра
этих ассоциаций. Это означает, что эти ассоциации яв-
ляются обычными звездными скоплениями. То, что ранее
называлось ядром ассоциации, оказывается ядром скоп-
ления, а то, что считалось неустойчивой ассоциацией,
окружающей ядро, оказывается плотной устойчивой
короной скопления. Именно такими скоплениями оказа-
лись, в частности, ОВ-ассоцяацни Персей I (скопление
h а х Персея) и Скорпион 1 (скопление NGC 6231).

В далеких скоплениях мы распознаём только самые
яркие члены короны, парциальная плотность которых а
корове скопления выше, чем в пространстве, окружающем
скопление; содержащиеся в коронах более слабые члены
далеких скоплений обычно недоступны вашему восприя-
тию, так как теряются на богатом фоне звезд поля.
Именно поэтому средняя плотность корональных областей
далеких ОВ-скоплеяий кажется такой низкой.

Системы типа Трапеции t напала пятидесятых годов
считались образцом динамически неустойчивых систем,
обладающих, может быть, даже положительной полной
анергией. Между тем изолированных систем типа Трапе-
ции, по-внднмому, не существует. Большинство реальных
систем этого типа, компоненты которых являются звез-
дами классов О — В, входит в состав ядер молодых звезд-
ных скоплений. Поэтому компоненты систем типа Трапе-
ции являются всего лишь наиболее массивными и яркими
членами скоплений, не шжидшощими пределов их ядер.
В 1971 г. это было показано на примере самой Трапеции
Ориона Дубошяным, Рыбаковым, Калининой и Холопо-
вым (1971). По мере расширении Трапеции ее компонен-
ты испытывают асе возрастающее притяжение к центру
системы со стороны множества других звезд скопления,
остающихся внутри Трапеции, и в конце концов возвра-
щаются обратно. Трапеция как бы пульсирует, то расши-
ряясь, то сжимаясь. Даже «ри несинхронном возвращении
к центру остающиеся и движущиеся в пределах ядер
яркие члены скоплений могут случайно вновь и вновь
(особенно в проекция) образовывать трапециевидные,
конфигурации.

Недавно Аллея, Поведа и Уорли (1974) рассмотрели
42 системы типа Трапеции из списка Амбарцумяна
(1954), для которых имеются позиционные наблюдения
на протяжении 70—100 лет. Ни в одной из них (даже в
Трапеции Ориона) авторам не удалось обнаружить явле-
ний расширения, т. е. систематического увеличения рас-
стояний между всеми компонентами.

Совершенно но подтвердились и появившиеся в нача-
ло пятидесятых годов сообщения о расширении несколь-
ких звездных скоплений.

Наблюдаемые у некоторых ассоциаций явления рас-
ширения подсистем их ярких членов, как правило, очень
сомнительны. В ряде случаев оли свидетельствуют всего
лишь об удалении друг от друга видимых рядом, ао со-
вершенно независимых группировок горячих заезд, каж-
дая из которых не показывает никаких признаков расши-
рения. Однако широко известно явление выбрасывания
массивных горячих звозд нз районов ОВ-ассоциаций.

Для объяснения зтого явления Блаау (1961) пред-
положил, что звезды, вылетающие из ассоциаций, при
своем возникновении входили в состав двойных систем,
главные компоненты которых превратились в сверхновые
II типа, сбросили с себя при вспышке половину своей
массы п потеряли способность удерживать свой компо-
нент ни его орбите. Несмотря на то, что еще в 1964 г.
Пинеда (1964) пришел к заключению, что масса, теряе-
мая при вспышке сверхновой II типа, в 100 раз меньше,
чем принималось рапсе, гипотеза Блаау продолжает поль
яоваться популярностью.

Однако ужо через несколько лет было предложено
иное решение проблемы происхождения выбрасываемых
из ассоциаций звезд, основанное на представлениях о
возможной начальной эволюции протозвездпой системы.

§ 3. Выбрасывание звезд пз коллапсирующих
протозвездных систем.

Ассоциации — возникающие звездные скопления

Звезды возникают в недрах томных туманностей. На-
чальная фаза эволюции возникающего звездного Скопле
нии скрыта от взоров исследователя, ибо протозвездныо
туманности практически непрозрачны. Только излучение
в далеком инфракрасном я радиодиапазоне может прохо-
дить через них. При определенной степени сжатия и уве-
личения плотности дш|)фузиом среды происходит распад
туманности ня иротозлезды.

Если туманность медленно вращалась. возникшие про-
тозвезды сохраняют скорости тех участки» туманности, из
которых они возннклн. ио в то же время получают воз-
можность падать к центру туманности. Ирк отсутствии
вращения происходит так называемый гравитационным
коллапс протос копления. т. е. процесс свободного кеде
явя протозвезд к центру системы. Одновременно коллап-
сируют сами протозвезды, превращаясь в звезды.

Современные электронные вычислительные мл шипы
позволяют моделировать поведение гранит,щиокно-взаи-
модействующей системы, состоящей более чем из сотни
тел, т. е. рассчитать ее динамическую эволюцию при раз-
ных начальных условиях. Ирм этом выявляются удиви-
тельные особенности коллапса. В работах Стэндиши
(1968). .Арни и Вейсмана (1973) показано, нанрн.мер, что
коллапс протоскопления с однородным начальным рас-
пределением плотности протозвезл ве приводит к стяги-
ванию цротоекоплення в одну большую массу. Мини
мальныЙ радиус скопления, достигаемый в процессе кол-
лапса, составляет (1,2—0,3 величины начального радиуса
коллапсир) ющей системы.

В процессе коллапса вследствие перераспределения
эпсргпи между силяшакэпщмггся протоэвездамп может
происходить выбрасывание отдельных нротозвезд из на-
иболее плотной центральной области нротосконленпи.
В сущности, это те же явления, которые давно изучались
теоретически динамикой звездных систем. Классическую
теорию дннахглческой эволюции стационарных засадных
скоплений можно дополнить теперь анализом быстро раз-
вивающихся ди па .мн чески ч явлений. Процесс начального
коллапса во много раз усиливает явления обмена энерги-
ей и превращает вначале спокойную инертную массу
диффузного облака в бурно эволюционирующую динами-
ческую систему. Это—первый толчок. Большие кинети-
ческие энергии выбрасываемых из нротос копления звезд
приобретаются последними за счет отрицательных пол-
ных энергий образующихся тесных пар (Повода, Руиз,
Аллеи, 1967; щш Дльбада, 1968). Так могут возникать
звезды, вылетающие из ассоциаций. Опи должны быть
одиночными, а не двойными, что и наблюдается в дейст-
вительности.

Не исключено, что именно это явление выбрасывания
массивных горячих звезд на самой ранней стадии обра-
зования звездного скопления наблюдается в случае ас-
социации £ Персея, создавая иллюзию расширения всей
системы. В районе этой группировки наблюдается не-
сколько плотных темных туманностей, из которых могут
выбрасываться эти звезды.

Результаты работ Поводы, Руиза, Аллен и ван Аль-
ба ды позволяют попять сущность явлений «расширения»
звездных ассолпащш. Эти явления свидетельствуют не о
положктельнос.ти полной энергии 0-ассоциацнй, не о рас-
пиле этих систем, а об удалении друг от друга совершен-
ий независимых ассоциации пли о выбрасывании из них
отдельных звезд, могущих получать при этом очень боль-
шие скорости. Чем массивнее звезды, участвующие в
процессе гравитаципнпого коллапса, тем эффективнее его
действие. Не исключено, что превращение выброшенных
из ассоциации нротозвезд в звезды может происходить
уже вне ггредглов ассоциация—* в иоле Галактики.
С каждым годом контуры теории возникновения звезд
из диффузного вещества становится все более определен-
ными. Как показано в работе Лнрсотп и Хиллса (1972),
эта теория предсказывает» что яроуоскоалення должны
состоять из ряда субскоплопий. После достижения крптн
ческой плотности газово пылевое облако делится па два
или несколько- облаков меньших размеров. Дальнейшее
сжатие этих облаков приводит к их последующему деле-
нию, до тех пор пока не образуется цепочка млн группа
облаков, каждое из которых рдей а дается уже на группу
протозвезд — субекоплепис.

Уместно отмстить, что подобная структура наблюда-
ется, в частности, в ассоциации Ориона, Скопление Меч
Ориона состоят из четырех субск'шленив (скопления
NGC 1981, группы 42 Орвина, скоилепия Трапеции и
группы i Ориона), расположенных вдоль прямой линии.

Л л реет и Хиллс с помощью ЭВМ исследовали динами-
ческую эволюцию модели прптоскоп линия, состоящего лэ
цепочки субскоплений. Рис. 34, взятый из их статьи,
позволяет проследить за отдельными этапами этой эво-
люции. На рисунке показаны положения звезд в скопле-
нии в проекции па плоскости XZ и YZ. Первоначальная
цепочка субскопленмй расположена вдоль осп Z. Звезды
перенумерованы в соответствии с их ври иля ложностью к
восьми субскоплениям а начальный момент Т = 0.

Вначале субскоплевия находятся в покое отноентелъпо
друг друга, затем начинается свободное падение звешл'я
цепочки к центру системы (начальный коллапс). Времен-
пой параметр Т на рис. 34 определяется выражением
Т = $/т, где t — время, а т — промежуток времени от на-
чала эволюции. скопления до момента максимального
сжатия системы, обусловленного ее начальным коллап-
сом. При начальной массе протоскоплсния, равной 120
солнечным массам, и радиусе протпзвездпого облака в
момент начала деления, равном двум парсекам, т =
= 3 * 10е лет. В процессе начального коллапса восемь
субскоплеппй сливаются в четыре, затем в два и, нако-
нец, в одно. Одновременно из каждого субскопленпя вы-
брасываются звезды за счет образования внутри суб-
скоплений тесных двойных звезд.

К моменту слияния всех субскоплепиЙ в одно (спустя
неокольцо миллионов лет после начала эволюции) ейсто-
Рпс. 34- Динамическая ваолюпип модели протоскопленнл. состоя
Щего из цепочки суКскоплекмй, согласно Лпрсету и Хиллсу (1972)
ми выглядит уже как типичное звездное скопление, ха-
рактеризующееся наличием ядра и окружающей его
стационарной коровы, за пределами которой находятся
удаляющиеся ат скопления звезды, выброшенные из си-
стемы со скоростями, превышающими скорость освобожде-
ния. Но выражению Азрсета и Хиллса, скопление доро-
гой ценой расилачнваетея за достижение динамического
равновесия, безвозвратно теряя около одной трети обра
аоваишнхея в нем звезд. После достижения этого равно-
весия (к моменту Т = 2 — 2,5) скорость динамической
эволюции скопления заметно замедляется.

На основании всех имеющихся сведений о свойствах
звездных ассоциаций, изложенных выше, мы приходим к
выводу, что звездные ассоциация — это, скорое неон»,
обычные звездные скопления» только находящиеся на са-
мой ранней стадии своего развития— в процессе форми-
рования из диффузного вещества.

Совершенно ясно, что скопления но появляются на
свет в готовом виде, и формирующиеся скопления ко сво
ей структуре и составу могут существенно отличаться от
скоплен ин сформировавшихся. Опп связаны с диффузны-
ми туманностями п состоят, как правило» из субскопле-
ний оршщоных переменных. Расчеты Аарсета и Хиллса
показывают, каким образом система субскоп.ш1шй может
превратиться я обычное звездное скопление. Отсутствие
видимой концентрации ярких звезд к центрам многих
ассоциаций, отличающее их от уже сформировавшихся
«звездных скоплений, объясняется тем. что наиболее плот-
ные центральные части этих образований скрыты в нед-
рах тем пых газово-иылевых облаков, в которых они фор-
мируются.

В свете современных представлений об образовании
звезд можно расположить многие наблюдаемые на небо
объекты в единую эволюционную последовательность»
описанию которой посвящен следующий параграф.

§ 1. Возникновение и эволюции звездных скоплений

Звезды образуются в холодных недрах темных гадо-
во пылевых облаков. Один из ближайших к нам комп-
лексов таких облаков находится в созвездиях Тельца —
Возничего на расстоянии примерно 300 пс- от Солнца. На
этом расстоянии отрезок, равный 20 пс. видеп под углом
3°,8. На рис. 35 показаны очертания некоторых из этих
облаков, изображенные в Атласе темных туманностей, со-
ставленном Б.|рнардом (1927). Черные точки — наиболее
яркие звезды фона. Обращает на себя внимание цепочка
особенно плотных темных образований, расположенных
в длинном темном канале, простирающемся от западного
облака В 211 к восточному облаку В 19. Это — глобулы.
Опп еще не изолировались друг от друга. Южнее нахо-
дится вторая цепочка глобул.

В районе темных облаков на рис. 35 видны группы
орнпиовых иг ременных, изображенных крестикам и. Эти
Т-ассоциацип Справа — ассоциация Т1 Таи, слева — ТЗ
Таи (Холопов. 1970). Поглощеяне света в центральных
районах этих облаков чудовищно велико. Хербнг и Пейм-
берт (1964) показали, что оно во всяком случае превос-
ходит 4т. Это означает, что ориошэвы дарешшшо, наблю-
даемые здесь нами, расположены в основном в наружных
райопдх облаков. Мы нс знаем, сколько еще звезд и иро-
тозвезд этих группировок скрыто под покровом ассоции-
рованных с ними темных туманностей.

11а рис. 36 показана диаграмма Г, В — I7 звезд этих
группировок, построенная по данным Смака (1964) и
Варсмского (1960). Как и на рис. 27. черточками соеди-
нены положения, занимаемые на диаграмме одной и той
же переменной в разные моменты времени. Прерывистой
линией изображена начальная главная ппеледователь-
НОСТЬ.

В рассматриваемых группировках нет ярких горя-
чих звезд. Наблюдаемые в них переменные относятся к
спектральным классам G — М. Как оцепить возраст этих
группировок, если в них не наблюдается явлений расши-
рения ц даже не видно звезд, вступивших на главную но-
следовательпость? Это можно сделать с помощью совре-
менной теории гравитационной конденсации звезд из
диффузного вещества (см. главы VI. VII).

Звезды возникают в процессе гравмтацнонногр кол-
лапса диффузных протозвезд. За последние годы многие
исследователи; особенно Хаяпш (1966) и Ларсон (1969,
1972). добились выдающихся успехов в исследовании яв-
ления коллапса, В отличие от Хая щи. использовавшего
ряд упрощающих решение предположений о течении
Рис. 35. РаЙов Т-ассоппадий в созвездии Тельца.

Рис, 36. Диаграмма Р. в — Р для заезд ’Гассоцилций Tt Тон
М ТЗ Таи.
коллапса, Ларсон численно решил полную систему диффе-
ренциальных уравнений, описывающих процесс коллапса
протозвеэды с первоначально однородным распределением
плотности. Оказалось, что прп этом в диффузном облако
образуется очень небольшое центральное ядро, имеющее
звездную плотность,—зародыш звезды, размеры которого
увеличиваются по мере выпадения на пего вещества об-
лака. Не останавливаясь на деталях процесса, описан-
ных в главе VII, отметим, что по истечении 10е лет про-
тозвезда, масса которай равна солнечной мнссе, превра-
щается в процессе сжатия в звезду с радиусом, равным
двум радиусам Солнца, н светимостью, превышающей
светимость Солнца в полтора раза. Наружные слои звез-
ды охвачены конвекцией. Глубина конвективной зоны
достигает половины радиуса звезды. В дальнейшем звезда
продолжает сжиматься до момента вступления на началь-
ную главную последовательность, причем глубина ее кон-
вективной зоны уменьшается. Все звезды с массами мень-
ше 1,5 солнечной массы имеют такие зоны, с существова-
нием которых связана неправильная переменность блес-
ка звезды во время приближения ее к начальной главной
последовательяостк (в частности, появление вспышек).
В отличие от теории Хаяши, эасчеты Ларсона показыва-
ют, что у звезд спектральных классов, более ранних, чем
А5 V, с массами, превышающими две массы Солнца, кон-
вективная вона вообще не образуется.

Звезда, возникающая в коллапсирующем облаке, оста-
ется скрытой от глаз наблюдателя до тех пор, пока опти-
ческая толща окружающей ее газово-пылевой оболочки
превышает 1. Наблюдатель может обнаружить лишь ин-
фракрасное излучение объекта. Постепенно оптическая
толща оболочки уменьшается вследствие выпадения ее
вещества па поверхность звезды (в случае звезд малой
массы) или в результате рассеивания остатков оболочки
возросшим лучевым давлением звезды (в случае звезд
большой массы). Но расчетам Ларсона (1072) звезда ста-
новится видимой визуально тем раньше, чем меньше ее
масса. Так. у звезды с массой, равной 0,25 солнечной,
оболочка становится прозрачной через 2,8- 10s лет. у звез-
ды с массой, равной солнечной,-- через 8,7 105 лет,
у звезд с массой, ранной двум массах! Солнца,—через
1,4 • 10е лет. За это время подобные звезды еще не усш»-
uftiQT превратиться в обычные звезды главной последо-
вательности н. следовательно, мы можем видеть их в ста-
дни, предшествующей вступлению на главную пиеледовя-
тельмость. Мы п наблюдаем именно такие объекты, когда
изучаем ориоиовы переменные в ассоциациях или вспы-
кивающие переменные типа UV Кита поздних спектраль-
ных классов в скоплениях вроде Плеяд и Гн ад. Причиной
переменности их блеска является бурная конвективная и
хромосферная активность, сопровождающая продолжаю-
щееся сжатие этик звезд. Слабые вспыхивающие перо-
мойные в скоплениях могут оставаться конвективными,
находясь уже па главной последовательности.

Звезды, массы которых превышают две массы Солн-
ца, вступают на главную последовательность, когда опти
ноская толща падающих пи них остатков облака остается
щце очень большой. Они становятся видимыми уже как
кпплно сформировавшиеся члены главной последователь-
пости. Поэтому среди самых молодых звезд елрктра.тьпых
классов О—В практически нет прионовых переменных,
а переменность блеска тех из них, которые ранее были
отнесены к категории переменных звезд, в настоящее
время, при проведении более точных фотоэлектрических
либлюдеппи. не подтверждается (Кардополов. 1971).

Отсутствие в ассоциациях Т! Таи н ТЗ Таи, изобра-
женных на рис. 35, ориоповых переменных спектральных
классов А — F позволило Ку хи (!97'5), используя приве-
денные выше оценки времени появления в ассоциациях
молодых звезд разных масс, оцепить возраст этих группи-
ровок — близкий к 8 • 105 лет. Звезды спектральных клас-
сов О — А или вообще вс могут образоваться в ассоции-
рованных с этими группировками темных облаках, или (что
вероятнее) еще не успели поглотить или сбросить с себя
окружающие их околозвездные оболочки й сделаться ви-
димыми. Недавние открытия в темных туманностях ком-
пактных областей 11 II к инфракрасных источников из-
лучения (см., например, Аллен. Пенстон, 1975), свиде-
тельствуют именно о второй возможности.

Согласно Ларсону (1972) возрастающее в процессе
коллапса лучевое давление формирующихся звезд, массы
ко торгах превышают три массы Солнца, может остаповить
этот процесс и привести к быстрому расширению остат-
ков соответствующих околозвездных оболочек. Прц этом
произойдет сравнительно быстрое увеличь пне блеска звез-
ды. Расчеты показывают возможность возрастания блес-
ка на 5—6 величин за время порядка одного года. Имен-
но такое возрастание блеска наблюдалось у связанных с
диффузными туманностями оригшовых переменных IX'
Ориона (см.. например, Холопов, 1970) и V 10о7 Лебедя.
Возрастание блеска FU Ориона находило объяснение р в
рамках теории Хая ши. Возможно, FU Ориона и V 1057
Лебедя находятся на разных стадиях эволтоцпи и кажущи-
еся сходными явления их вспышки вызваны разными
прнчппамн.

Так как одновременно с физической эволюцией про-
тозвезд происходит динамическая эволюция протозвгзд-
кой системы, из коллапсирующих групи кровок массив-
ных протозвезд, скрытых в протозвелдиык туманностях,
могут выбрасываться отдельные объекты, превращающие-
ся в звезды классов О-В. В этом случае мы будем па
блюдать систему темных туманностей, окруженную вы-
летающими нз нее звездами ранних спектральных клас-
сов. В этой стадии эволюции, но-видимому. находится ас-
социация £ Персея. 11а рис. 37. зэпмгтвованвом из стоки
Леш (1969). представлены гобгтнеииые движения ярких
звезд асевцнацпи £ Персея относительно среднего собст-
венного движения этой системы. Радиусы пунктирных
окружностей. нанесенных вокруг концов векторов собст-
венных движений, соответствуют вероятным ошибкам оп-
ределения этих движений (дли векторов, нанес1?пи!.гх
пунктиром, эти ошибки превышают (Г.004 в год). Па
рис. 37 нанесены также очертания наиболее плотных тем-
ных туманностей, наблюдаемых в этом райойе. В буду-
щем, даже если 20—30% ярких членов ассоциации по-
кинут систему, наблюдатели увидят ядро скопления, ас-
социированного с этими облаками.

Как только становятся прозрачными околозвездные
оболочки, окружающие одну н;ш несколько пз возникших
и остающихся в системе массивных горячих звезд спект-
ральных классов О— ВО. излучение этих звезд ионизует
водород в их окрестностях и прекращает процесс знездо
образования в этом районе. Ионизованный горячцн газ
начинает расширяться и разгонять своим давлением ок-
ружающее скопление массы нейтрального водорода, свя-
занного с остатками пылевых туманностей. Возникшее
звездное скопление как бы сбрасывает с себя непроница-
емую завесу, окутывавшую его в процессе рождения,
л становится видимым. В этой стадии эволюции находят-
ся такие системы, как ассоциация Орион 1, содержащая
туманность Ориона, и скопление NGC 2264 в созвездии
Единорога. Обе системы имеют совершенно сходные ди-
аграммы V, В — V (см. рис. 27). В обоих случаях яркие

tty"9 Мй* а

Гиб. 37 Собственные днижелпя ярких звезд itecoiiiiftumi $ Персея
отиоеи । ил two среднего собственного движення системы пи данным
Леш (1W9).

О — В звезды этих группировок лежат па начальной
главной последовательности, тогда как звезды класса А
и более поздних спектральных классов еще не легли
на нее.

Существование взлома на диаграммах V, В — Г звезд
очень молодых скоплений, наблюдаемого в районе звезд
спектрального класса АО (с показателями цвета В —• к =
= 0'\0), предсказывается расчетами. Ларсона. Оно объ-
ясняется тем, что аяезды классов О—Вв очень молодых
звездных группировках становятся видимыми, лишь когда
они уже находятся на главной последовательности, тогда
как звезды класса Л н более поздних классов могут в то
Же время еще наблюдаться в стадии, предшествующей
вступлению их па главную последовательность. Это одно
из удивительных подтверждений правил внести современ-
ной теории образования звезд.

Темные глобулы, наблюдаемые в районе Т-ассоцпацнй
в созвездии Тельца и в других системах молодых звезд,
могут являться родоначальниками очень массивных горя-
чих звезд. Размеры их сходны с размерах!и моделей про-
тозвеад, вытекающими из расчетов Ларсона. Рис. 35 ио*
называет, что радиусы глобул, видимых в этом районе,
близки к 0,6—0,8 пс. Начальный радиус протозваздного
облака с массой, равной десяти солнечным массам, по
расчетам Ларсона равен 0,3 ас. Не произошла ли цепоч-
ка трех заезд fi, е и £ Ориона (спектральных классов
09,5 Ш, ВО 1а в 09,5 1), образующая Пояс Ориона, из
цепочки глобул, подобной тем, которые наблюдаются сей-
час в районе темных туманностей в созвездии Тельца?

Для только что образовавшихся звездных систем ха-
рактерно наличие заметных структурных деталей — сгу-
щений звезд, звездных цепочек. Это не аморфные бес-
структурные образования, подобные старым шаровым
скоплениям, характеризующимся лишь концентрацией
звезд к центру, Структура молодых скоплений отражает
не успевшие сгладиться следы только что закончившихся
процессов. Мы уже отмечали, что система Меча Ориона,
состоящая из ряда субскоплсппй. очень похожа на сис-
тему, изображенную на рис. 34, дальнейшая динамиче-
ская эволюция которой приводит к скоплению с двойным
ядром, показанному па том же рисунке.

Подобные скопления тоже наблюдаются на небе. Это,
например, неоднократно упоминавшееся памп молодое
скопление h я % Персея, диаграмма 7, В — V звезд кото-
рого изображена на рис, 31. Некоторые из горячих сверх-
гигантов этой системы уже покинули начальную главную
последовательность п превратились r красные сверхги-
ганты. Можно ожидать, что вспоследствки произойдет
слияние ядер этой системы в одяо ядро.

Дальнейшая физическая эволюция звездных скопле-
ний приводит к изменению их диаграмм V, В — V, уже
описанному » общих чертах в § 1 настоящей главы.
ГЛАВА \ 1

ОСНОВЫ ТЕОРИИ ЗВЕЗДООБРАЗОВАНИЯ.
ПРОИСХОЖДЕНИЕ ЗВЕЗД ПЕРВОГО ПОКОЛЕНИЯ

§ t. Проблема образования заезд

Звезды представляют собой основное состояние веще-
ства Вселенной. Поэтому решение проблемы звездообра-
зования является центральной задачей современной астро-
физики. Естественно, что решение этой задачи тесно свя-
зано с проблемой возникновения кратных звезд, звездных
скоплений, галактик. В то же время образование звезд
связано п с вознмкнопеппем планетных систем.

К сожалению, не всо стороны проблемы образования
звезд могут быть в настоящее время рассмотрены с дос-
таточной степенью полноты. Например, в предыдущих
главах были наложены различные теории образования га-
лактик или, точнее, протогалактик — облаков газа с мас-
сами 10$— 10Г2 Ф1а. Эти облака должны быть гравитаци-
онно связаны, иметь отрицательную полную энергию.
Тогда расширение этих облаков, после их обособления,
продолжается недолго и вскоре переходит в сжатие. В не-
которых теориях нротогалакткки вообще обособляются в
пределах конденсаций более крупного масштаба, возни-
кающих при анизотропном сжатии.

Задачей этой и последующей глав является изложение
современных представлений о том, как такие сжимающи-
еся облака, состоящие из водорода и гелия, с небольшой
примесью дейтерия, совершенно ничтожным содержанием
лития и полным отсутствием более тяжелых элементов,
превращаются в галактики, состоящие из звезд разных
типов и межзвездного газа, содержащих значительную
примесь тяжелых элементов.
Непосредственно процесс превращения разреженного
газа в звезды наблюдать пока не удается. Правда, раз-
витие в последние время новых радиоастрономических
методов (исследование молекулярных линий и космиче-
ских мазеров)» а также быстрое развитие инфракрасной
астрономия позволяет наблюдать плотимо молекулярные
облака и в них объекты, которые, по всей вероятности,
являются формирующимися звездами или протозвездами
из разных стадиях сжатия. Можно надеяться, что в ско-
ром будущем возможностей для непосредственного ваблю-
дгппя процесса рождения звезд будет больше. Следует
отметить, что некоторые этапы образования звезд проте-
кают очень быстро п па этих этапах можно будет следить
за эволюцией даже отдельных протозвезд.

В настоящее время в проблеме авездообразованпп су-
щественная роль принадлежит теории. Однако общая кар-
тина звездообразования отнюдь не является умозритель-
ной. Опа опирается па огромное количество фактов, дан-
ных наблюдений, относящихся к различным типам звезд
в галактик, а также к облакам межзвездного газа, к рас-
пределению звезд различных типов в галвктпках. Анализ
этих фактов, поиски связей между различными объектами
и служат основой теории, создающей картину образова-
ния звезд пз первоначальных облаков газа.

Процесс образования звезд в прото галактиках приво-
дит в конечном счете к появлению различных типов га-
лактик: эллиптических, спиральных, иррегулярных, име-
ющих различные массы, светимости, разные средние
химические составы. В свою очередь в спиральных галак-
тиках имеются разные подсистемы звезд, также различа-
ющиеся своими параметрами, в том числе и химическим
составом. В разных галактиках имеется различное коли-
чество межзвездного газа, который чаще всего концент-
рируется в плоской подсистеме, расположенной в цент-
ральной плоскости симметрии галактики.

Существует вполне определенная связь между наличи-
ем в системе газа и молодых звезд или объектов, которые
еще нельзя назвать звездами, но которые, по всей вероят-
ности, становятся ими. Эта связь является одним из са-
мых веских аргументов я пользу представления об обра
зовапия япезд ня разреженной среды. Предположение л
том, что связь молодых звезд с газовыми туманностями
объясняется одновременным выбросом газа при зарожде-
нии звезд из некоторых других объектов, по видимому,
исключается на блюде пня ми холодных, очень массивных
облаков, также содержащих зарождающиеся иротозвезды.

Важно также учесть то, что количество сохранивше-
гося в галактиках газа определяет тем и образования звезд,
а не их общее количество. Надо только иметь в виду, что
в настоящую эпоху наблюдается образованно звезд из уже
обогащенной тяжелыми элементами межзвездном среды,
в то время как теория звездообразования должна рас-
сматривать процесс образования звезд из вещества раз-
личного химического состава, и том числе состоящего
только из водорода в гелия.

Исследование проблемы звездообразования связано и
с современной теорией эволюции звезд, которую мы из-
ложим в главе VIII. Эволюция уже сформировавшихся
звезд рассчитывается более или менее однозначно. если
заданы начальные условия, т. е. масса л химический сос-
тав иротозвездного вещества. Если звезда не входит в
состав теслой двойной системы, то ее эволюция слабо за-
висят от окружения звезды н от других внешних пара-
метров. Именно поэтому эволюцию звезд можно рассмат-
ривать в какой-то мере независимо от условий звездооб-
разования. Правда, для сравнения с наблюдениями надо
знать функцию звездооГфалонашгя, т. е. вероятности кон-
денсации звезд с различными массами. Но, еще раз под-
черкнем, что коль скоро заданы начальные условии, даль-
нейшая эволюция просчитывается уже независимо, хотя
нс все этапы этой эволюции можно проследить с доста-
точной степенью надежности.

Знание теории эволюция авезд необходимо для иссле*
доланля проблемы звездообразования по следующим при-
чинам. Во-первых, мы наблюдаем галактики сейчас, че-
рез 10—15 млрд, лет поело того» как в них сформирова-
лись первые звезды, и нужно знать, какие из этих звезд
сохранились в какие исчезли. Во-вторых, в процесса эво-
люции звезд меняется их химический состав, а следова-
тельно, изменяется и химический состав всего населения
галактик. В-третьих, в процессе эволюции звезды теряют
часть своей массы (с обогащенным химическим составом).
Необходимо звать, какая доля массы и какого состава
была возвращена звездами обратно в состояние разрежен-
пой среды. Иа все яти вопросы современная теория эво-
люции звезд может дать более или пенсе определенный
ответ.

Например, из теории эволюции звезд следует, что су-
щественная часть (~ 30 4-50%) массы вещества, нахо-
дившегося в звездах первого поколения, могла быть вы-
брошена обратно в виде обогащенного тяжелыми хими-
ческими элементами газа. В то же время масса газа, су-
ществующего сейчас в галактиках, существенно меньше
массы старых звезд. Уже отсюда следует, что межзвезд-
ный газ должен был превратиться в звезды,— больше ему
некуда «спрятаться».

Проблема звездообразования состоит из двух частей.
Во-первых, теория рассматривает условия образования
звезд первого поколения в нротогалактпках, образовав-
шихся путем конденсации первичного газа, по видимо-
му, почти лишенного тяжелых элементов. Величина
существовавшего тогда магнитного поля неизвестна.
Во-вторых, нужно исследовать условия образования звезд
последующих поколении в настоящее время, когда исход-
ным матершиюм служит межзвездный газ, уже. сущест-
венно обогащенный тяжелыми элементами. Этот газ со-
средотпчоп вблизи плоскости Галактики, характеризуется
существованием спиральной структуры и обладает за-
метным магнитным полем. Свойства его хорошо изучены
Ш( основе наблюдений.

Вторая часть проблемы образования заезд может ис-
пользовать больше наблюдательных данных — известны
звезды и скопления звезд, которые находятся, по-видимо-
му. в самом начал» своего эволюционного пути. Можно
четко определить места преимущественного образования
зшы (внутренние края спиральных рукавов!). Поэтому
теорию образования звезд второго поколения легче прове-
рить с<иласовапигм с наблюдательными данными.

Конечно, деление звезд на первое и второе» поколе-
ния надо понимать условно. Процесс образования звезд
происходит непрерывно, по такое деление позволяет ка-
честнепп(1 ныпнпть особенности образования звезд в раз-
ных условиях.

В этой главе будут рассматриваться теоретические ос-
новы проблемы анездооб разовая ня Мы также обсудим
специфику образования звезд первого поколения, хотя,
7 Под ред С. Б. Ппнслммра
как уже отмечалось, здесь придется опираться пройму-
ществснпо па теоретические соображения; следствия тео-
рии проверяются наблюдательными данными. Процесс об-
разования звезд первого поколения давно закончился, ио
старые звездные системы почти не меняют своих динами-
ческих свойств и мы наблюдаем пх такими же. какие они
были более 10 млрд, лет назад, сразу же после окончания
этого процесса.

Проблемам конденсации звезд второго поколения по-
священа следующая глава.

При чтении этих двух глав читатель должен иметь в
виду, что данные о свойствах галактик и ввездных систем
изложены во введении и главах I, IV, V.

§ 2. Теоретические основы проблемы
звездообразования

Гравитационная неустойчивость. Основой многих тео-
рий звездообразования является критерий неустойчивости
Джинса. Согласно этому критерию однородная протяжен-
нал грйвитирующая среда разбивается (фрагментирует) на
отдельные сгущения с характерными размерами:

> . / я V.« /луКГХ <г /п < \

’>М<тр) -«-ieN -• <G1>

где V» — скорость звука, К — универсальная гнэовал по-
стоянная. g *-молекулярный вес (принято g»2), 7
показатель адиабаты (принято 7=5/8). G — постоянная
тяготения. Т и р — температура и плотность среды, л —
полная концентрация частиц. Шпкпий предел массы об-
разующихся сгущепнй:

® j = Рх) = Р -к ~ 150 Гг"^г.

\ / р ’ |л (гл 1

формулы (6.1) и (6.2) легко получаются различными
способами. Например, очевидно, что флуктуация плотно-
сти размером Ь начнет неограниченно сжиматься, если
ее потенциальная гравитационная энергия

U СрЧ»

А
будет по абсолютному значению больше тепловой энергии
итого же сгущения, которая имеет величину порядка

П'Т»9Ы~Р1&\ (6.4)

(раввивая (6.3) и (6.4). получаем из условия | £7| > И'т
соотношения (6.1) и (6.2) с точностью до численного
множителя порядка единицы.

Другой способ нахождения критерия Джинса заклю-
чается в следующем. Пусть флуктупцпп плотности газа
Пульсируют с периодом Р. Такой пульсации можно опи-
сать и с помощью звуковых воли, частоты которых рпв-
2« 2яр

иы ы — "jr* а длины этих волн Л = нмг ——\ В то же вре-
мя, если флуктуация плотности достаточно велика, то ее
собственное тяготение заставляет со сжиматься с харак-
терным временим свободного падения

Зя

‘6

2-1Уге»

[р(|ПСЛ л)Г/а

(6.5)

•1ту формулу можно получить. если решить уравнение
движения границы шара радиуса R под действием собст-
венного тяготения в предположении, что плотность веще-
ства в шаре все время остается однородной.

Флуктуации плотности становятся неустойчивыми. ес-
ли период пульсаций Р больше времени t,. Полагая я
(6 5)/J^—>//. также получаем критерий Джинса
*

(г точностью дп численного множителя).

Формула (6.1) с ее численным множителем получает-
ся иа дисперсионного соотношения для звуковых ноли в
однородной среде с учетом елмогравитацш: сгущений ве-
щества в полно. В самом деле, у звуковых воли очень
большой длины в области сжатия вещества увеличивает-
сн грмнтяциолный потегщнад, способствующий дальней
тему сжатию и тем самым создающий неустойчивость
Джинса. Точное дисперсионное соотношение для этих тик
называемых «тяжелых» звуковых поля в однородном газе
имеет вид

ы’ = — 4л£р, (6.6)
где k — 2л/?. octi, вел невм? число. Волны неустойчивы,
если №<0, откуда и следует тонный критерий (6.1).

Обобщение (6.0) с учетом влияния магнитного поля,
вращения среды, ее вязкости, теплопроводпости и элект-
ропроводности позволяет изумить наступление неустойчи-
вости Джинса н разных условиях. Этим исс гедопанням
было погниureho много работ, но мы здесь их рассматри-
вать не будем, поскольку, как оказалось, критерий неус-
тойчивости Джинса слабо зависит от вариации внешних
условий, и лишь в экзотических случаях может заметно
отличаться от (6.1).

Однако еще много вопросов, связанных с критерием
неустойчивости Джинса, остаются нерешенными. В част-
ности, пока не удается уверенно определить спектр флук-
туаций. на которые расиадается первоначально однород-
ная квазнравновесиан среда. Знании этого спектра позво-
лило бы найти функцию звездообразовании — вероятно-
сти конденсации звезд с разными массами.

Итак, предположим, что в силу неустой чивости Джин-
са из первоначально однородной среды обособилась неко-
торая масса [будем считать ее близкой к соответствующе-
му пределу (6.2)] и начала сжиматься. Прп этом ллот
кость вещества внутри нее будет расти. Очевидно, что
сжатие будет продолжаться. если при всех условиях мас-
са сгущения будет оставаться в пределах условия неус-
тойчивости Джинса. Из (6.2) следует, чти лрн сжатии
данной, массы температура внутри нее должна расти не
быстрее, чем р1 3. Если температура будет расти быстрее,
то после некоторого сжатия нарушится неравенство (6.2)
для данной массы и дальнейшее сжатие остановится. Это
означает, что здесь возросшее газовое давление превыси-
ло силу гравитационного сжатия.

В то же время, если температура прп сжатия растет
медленнее, чем р , то неравенство (6.2) остается выпол-
ненным для данной массы в течение всего этого периода
сжатия. Более того, здесь может произойти и дальнейшая
фрагментация, поскольку прп этом уменьшается величина
джинсовской массы и критерий (6.2) оказывается вы пил-
пенным рдое при разбиении данной массы на отдельные
части.

Итак все определяется изменением температуры при
сжатии или зависим .*стью Т от р.
Если сжатие происходит адиабатпческя. то температу-
ра рае гит как

Т ~ pv » (6.7)

। uj Y — отношение теплоемкостей прп постоянных даилг-
IIпн и нбъсМС. Следовательно, игагряничеппое сжатие
имеет м1ч’То только при 7^4/3. У обычного ндсалыино
газа = 5/3, 7/5, т. о. больше 4/3. Уменьшении аффек-
тивного показателя адиабаты возможно благодаря явле-
ниям дяесп1п1.пип1 молекул и ионизации атомов. 11а пирг-
тленных этапах сжатия эти процессы дейстпнтольпо за-
бирают пасть алергян, выделяющейся при сжатии, но в
целом диссоциация и ноипзацпя не в состояния обеспе-
чить достаточно сильное увеличение платности.

Волге существенна роль высвечивания энергии, т. г.
эффект неадпиблтнческого сжатия. Прп этом среда терн
от энергию па излучение. которое уходит вообще ил дая-
ний флуктуации. тем самым не позволяя температуре
быстро повышаться при увелпчел ни плотности. Нищие
мер, высвечивание может быть тнким, что при сжатии
температура все время поддерживается на одном уровне
(изотермическое сжатие). Здесь можно формально счи-
тать •*“ I и очевидно, что критерий неустойчивости всег-
да выполнен, если он выполняется в начальный момент.
Нпамшкиы и случаи, когда при сжатии температура даже
уменьшается (y <Z I).

Правда, при учете пыегючпвания по всегда удается ко-
лучить однозначную связь мел еду температурой н плот-
ностью. т. е. определить эффективную согласно (6.7).
Здесь можно подойти к проблгап? несколько плате. Вы-
гисчиннинг энергии можно охарактеризовать некоторым
временем L. В прозрачном газе эти время определяется
Частотой столкновения частиц, превращающих их кине-
тическую вигргпю в энергию излучения. В плотном не-
щ к мрачном газе время высвечивания опрЕ?дсляется про-
ti'ihihuhhm радиация наружу, так как излучение проис-
мщнт с поверхности, п кванты должны испытать много
нш 'отгний н излучений, прежде hi m выйдут из недр
I UH/.U л< лцим.

XapaKTi р сжатия определяется соотношением между
hpiMitivM выс веч ивам ня зависящим от многих парл-
urtpoii температуры, плотноетн. химического состава и
размеров облака, я временем свободного падения (6.5).
Если (падение из бесконечное!и) /<. <Сто газ успевает
охлаждаться раньше, чем он сжимается при свободном
падении, и свободное падение практически нс тормозит-
ся. Если же L > /у, то газ не успевает охлаждаться. сво-
бодное падение затормаживается, п сжатие происходит
по мере высвечивания, т. е. тем медленнее, Чем больше
отношение tjt(.

Можно н в этом случае ввести некоторый эффектив-
ный показатель характеризующий свиль между плот-
ностью п температурой в процессе сжатия. Если сжатие
происходит сравнительно медленно, лкназираннинеснол,то
эффективный показатель у.ф = М'Л. Согласно теореме вн-
рнала потшщиалмнгн энергия системы частиц, находя-
щихся в равновесии, в дна раза больше по абсолютной
величине, чем кинетическия энергия тех же частиц. При
мишзиравповоспнм* сжатии возрастают и потенциальная
и кинетическая энергии, но последняя в два раза мень-
ше. Поэтому врн таком сжатии ровно половина освобож-
дающейся гравптацношиф энергии должна высвечивать-
ся. Здесь /е > tr.

В случае быстрого высвечивания f < t( эффективное
< 4/3 и температура системы 7' оказывается ниже, чем
требуется теоремой вириа.та. Отсюда вытекает, что газ
будет сжиматься не как целое, в должен распасться пя
отдельные сгущения, которые будут сжиматься далее
и опять распадаться. Этот процесс называете)! фрагмен-
тацией. Папомним, что необходимость фрагментации сле-
дует из тнго, что при сжатии газа с высвечиванием, на-
пример, при постоянной температуре, джнисовскяя дтп
на убывает быстрее, чем размер конденсации или
джип сове кая масса Sb становится много меньше началь-
ной массы сгущении. Характер движения фрагментов
можно определить, рассматривая превращения энергии я
процессе сжатия. Работа сил гравитации при сжатия пе-
реходит как в кинетическую энергию падей ня газа, так
и в его нагрева пне. причем тепло частично уносится ра-
диацией. Если 7 — 4/3, то работа сжатия газа как раз
равна уменьшению потенция льном энергии, так что кине-
тическая энергия падения не растет. Если же высвечива-
ние сильное (у < 4/3). то давление газа р мало. и работа
Прп изменении объема Г, равная pdl’. меньше работы
пи гравитации. Поэтому должна расти кинетическая
нн-рни! падения. значительная часть которой переходит
и энергию хаотических движений фрагментов внутри
системы.

Если сжатие фрагментов происходит со скоростью сво-
бодного падении, т. с. за время меньшее, чем время пере-
Мещенни фрагмента па радиус системы (у фрагмента
р>р системы). вероятность столкновения между фраг-
ментами в процессе их сжатия невелика. Тогда энергия
движения фрагментов не высвечивается, и сжатие систе-
мы состоящей из фрагментов, прекращается. Однако tipQ-
должаетсл сжатие самих фрагментов, и поскольку оно
происходит ври сильном высвечивании. то приводит к но-
ной фрагментации. т. о. каждый начальный фрагмент
превращается н систему более мелких фрагментов, ко-
торые продолжают сжиматься и в слою очередь фраг-
ментируют. образуя стационарные системы. Процесс
д|юблепня прекращается, когда плотность газа, которая
шт время увеличикается. становится настолько большой
что даже сравнительно малый фрагмент становится не-
ri ролрачмым. и в дальнойшам сжимается со скоростью,
мгкыпей скорости свободного падения.

Можно назвать протозвездами наименьшие по мас-
се фрагменты, образующиеся в этом процессе. Очевидно,
что минимальная масса фрагментации определяется усло-
виями высвечивания. при изменении которых эффектив-
ная величина приближается к значению 4/3. Соответ-
ствующие опенки мы приведем шике. Далее будет рас-
смотрен и процесс сжатия протозвезд, при котором уже
ио происходит фрагментации.

Пренебрегать столкновениями между фрагментами в
системе можно только в том случае, если каждый фраг-
мент сжимается быстро. Если же в силу каких-то причин
(ум ей мнение высвечивания, влияние магнитного поля)
сжатие отдельных фрагментов замедляется, то столкнове-
ния между ними оказываются существенными. При каж-
дом столкновение фрагментов часть нх кинетической эиер
uHt пгреходит в тепловую энергию и высвечивается. Это
приводи г к дальнейшему сжатию ц всей системы фраг-
MO1I Гни

lie nine число фрагментов, иа которое разбивается вся
кип iriitHipin, очевидно, зависит от того же отношения
т. ?. от теплового режима сжатия. Чем мен мт» это
отношение, тем сильнее наднет темпериту ри. и следова-
тельно, джнпсовскня длина и процессе сжатия, и тем боль-
ше будет число образующихся фрагментов. При изотер-
мическом сжатии конденсация разбивается на 10—20кус-
ков (Хойл. 1953). Одной на важных задач теории конден-
сации звезд является нахождение функции распределения
фрагментов по массе и по скоростям, что в конечном
счете определяет распределение масс образующихся звезд.
Эта задача пока не решена без привлечения дополни-
тельных предположений. Очевидно, что распределение
масс зависит п от спектра начальных возмущений плот-
ности, и от турбулентных скоростей и вращений газа,
и от магнитного поля, н от скорости охлаждения, кото-
рая в спою очередь зависит от неоднородности химиче-
ского состава, содержания молекул, непрозрачности и т.п.
Начальные флуктуации могут быть связаны с турбулент-
ностью в облаке (Гзежельский. 1966). Если начальных
флуктуаций пет, т. е. облако весьма однородно до всем
параметрам, то фрагментация может вообще не произой-
ти. я сжатие будет продолжаться, лона не остановится в
центре за счет непрозрачности или перехода в другую
фалу. Имело этого внешние части будут остановлены удар-
ной волной. распространи Ю!цейея от центра наружу.

В рассматриваемых упрощенных схемах фрагментации
первоначальное облако считалось однородным образова-
нием. Кортина несколько меняется, если плотность рас-
тет. пусть даже Медленно, к центру облака. Тогда внеш-
ние части облака при своем сжатии отстают от внутрен-
них. в градиент плотности быстро растет со временем.
П результате образуется плотное ядро, окруженное раз-
реженной короной, которая в дальнейшем может тоже
сконденсироваться в центре, если не появится давление
радиации или газа, нагретого звездами, образовавшимися
в центре. Судьба центрального сгущения зависит от его
вращения и магнитного ноля. Если центральная плотная
часть облака вращается, то она ежн мнется в диск и одно-
временно разделяется на несколько частей (Ларсон. 1972).

Процесс фрагментации при свободном падении не-
сколько затруднен тем. что скорость сжатия слабо зави-
сит от плотности. Действительно, если начальные возму-
щения плотности малы, то они смогут существенно выде~
литься только тогда, когда и вся система сильно умень-
шится п размерах, а для дальнейшем фрагментация мн-
жет пе хватить времени. Процесс сжатия флуктуаций мо-
жет быть ускорен, если имеется еще и тепловая неустой-
чивость, т. с. если с увеличением плотности температура
п давление газа надают, и флуктуация сжимается не
только гравитацией, но и внешним давлением. Этот про-
цесс может быть эффективен, если скорость звука не ма
ла сравнительно со скоростью гравитационного сжатия
(аннон флуктуации. Поскольку последняя скорость при
близительпо пропорциональна размеру флуктуации (если
р = const), тепловая неустойчивость способствует выде-
лению небольших фрагментов.

До сих нор мы рассматривали сжатие облака, не учи-
тывая внешнее воздействии на него. В действительности,
облака в галактиках — отнюдь не изолированные объек-
ты. Например, на них действует поле рентгеновского и
ультрафиолетового излучения мощных источников или
распределенного фона. Возникающее при его поглощении
нагревание газа в обл аки препятствует сжатию.

Температура газа и облаке должна быть, как правило,
выше температуры реликтового фона (в настоящее время
2.7 К). В более раннюю эпоху эта температура была вы-
пи? н это тоже надо учитывать. Впрочем, при быстром
ригшпреннп облаков их температура может оказаться п
ниже температуры реликтового фона за счет затраты
энергии нп рибиту расширения.

Внешнее давление окружающей среды па сжимающе-
еся облако может облегчить его коллапс. Пусть облики
данной M.ICI ы имеет такие фндичегкпе условия, что кри-
терий ш угкшчшин тп Джипсн гк« выполнен, ио внешнее
давление fwubinr внутреннего. Например, это может иметь
Мггго и случае когда холодное облако 11 I окружено го
рачей кнюй II II с высоким давлением. Тогда при сжатии
ШИ’ШПНМ давлением облако может оказаться в конце кон-
цов н меньшим. чем длина неустойчивости Джинса, поело
чего начнется и грани тан полный коллапс (если, конечно,
температура остается низкой)• В момент начала коллапса
Критическое внешнее давление р* в четыре раза Меныие,
чем газовое давление в облаке, т. е. для коллапса прц
внешнем давлении достаточно 73% силы гравитации по
сравнению с коллапсом без внешнего давленая.
Более подробно задача о сжатия и коллапсе облака
под действием внешнего давления обсуждается в книге
Каплана и Ппкелъпера (1963), где приведены и соответ-
ствующие соотношения между параметрам». Связь между
массой Ф1. радиусом R облака и ннсшнпм давлением р1й1
при котором начинается коллапс, имеет вид

Pm — 25/Р' (8-8)

Рассмотренная выше картина сжатия п фрагментации
также изменяется яри наличии фона звезд. В самом де.я.
допустим, что протяженное облако газа с плотностью р .
находится в звездном системе со средней звездной плот-
ностЕ>юр*.(так что много звезд находится и внутри обла-
ка. В этом облако тоже может возникнуть неустойчи-
вость Дянгнса, если его характерный размер больше X,»
определенного формулой (6.1). где вместо р поставлена
сумма рг Ч-рф . Образующиеся фрагменты начинают сжи-
маться. яо сжимается только газ, а звездный фон с боль-
шой дисперсией скоростей остается при той же плотно-
сти. Характерный размер и масса сжимающихся газовых
фрагментов теперь определены формулами, переходящи-
ми при р< в (6.1) и (В.2):

1 ! п У,Й . Y йь /л?ПГ\ * < Pff .р q.

Если потребовать, чтобы сжатие газа происходило без
фрагментации, то (6.9) при ЭД, = const определяет необ-
ходимое изменение температуры при сжатии. Отсюда,
в частности, следует, что при рд С р. сжатие без фраг-
ментации возможно только в случае существенного умень-
шения температуры при сжатии газа, как Т ~ Даже
шютермичностн недостаточно для сжатия относительно
разреженного газа. Для сжатия с фрагментацией необхо-
димо еще более быстрое падение температуры. Случай
РЙ<С р*, однако, не представляет особого интереса. В слу-
чае сравнимости р, и р» в начальный момент сжатие без
фрагментации возможно при следующей зависимости тем-
пературы от плотности:
т. с. сначала при Рх <2р» исобходимо падение температу-
ры а при дальнейшем сжатии температура газа может
рлсти. Здесь при изотермпчйости также возникает фраг-
ментация. Таким образом, наличие звездного фона может
поспрешгтстяовать сжатию изотермического газа относи-
те, наго низкой плотности.

Однако фон звезд может в определенном смысле к
способствовать конденсации межзвездного газа: посколь-
ку ин уменьшает характерную массу и длину йсустойчи-
иостп ДмиптСа, слой газа сжимается сильнее и в нем
гнорее может начаться охлаждение. Таким образом,
иервоиачалыюе сжатие в некоторых случаях облегча-
ется наличием фопа звезд, но последующая фрагмента-
ция требует существенных ограничений изменения тем-
Игратуры.

Неустойчивость Рэлея — Тейлора. Наличие звездного
фона может способствовать еще одному типу копдеп-
г.щпн вещества, основанному на проявлении неус-
тойчивости Радея — Тейлора (см. Хойл и Харвит, 1958;
Паркер, 1965, 1972). Качественно картину этой неустой-
чивости можно описать следующим образом. Пусть
имеются плоские диски газа п звезд» причем в газ «вмо-
рщкспю* горизонтальное (параллельное плоскости сим-
метрии) магнитное поло. Давление поля увеличивает тол-
щину слоя газа, оно как бы приподнимает газ. Такое рав-
нивсспо неустойчиво. Действительно, предположим, что
hi» некоторой высоте образовалось сгущение газа. Грапи-
пмшошюе поле фона звезд и газа притягивает эту флук-
туацию к плоскости галактики и несколько искривляет
< еловые липин, создает как бы яму. Поскольку собствен-
нее давление газа не может удержать его ня такой высо-
те, в магнитные силы не действуют вдоль силовых линий,
то уплотнение газа будет стекать вдоль силовых липин в
«магнитпыо ямы* п накапливаться там. Усиливающаяся
«тяжесть* газа в магнитных ямах еще сильнее прогибает
аде»ь силовые линии, что приводит к более быстрому
( и'канню. В результате большая часть газа собирается и
ямах, а между ними поле принимает форму ярок
(рис. 38). Распределение плотпости вдоль силовых линий
пнрсдгляется гидростатикой без учета магнитного давле-
нии. Ппнижгпнс температуры тала при увеличении плот-
иистн может привести, как будет рассмотрено в следую-

вт.гй главе, к последующей фрагментации п к формирова-
ний) звезд.

Критерий неустойчивости типа Рэлея — Тейлора, по-
лученный Паркером (см. Паркер. 1972), имеет такой вид:

где ь\. — дисперсия скоростей газа в напр-тлспни, пгр-
аепдикулирном магнитной индукции Z? включающая и

Рпс. 38- Неустойчивость Горл — Тейлора Пармера,

тепловые движения; ил = Д(4лр)' — п ri.tv.-н тская ско-
рость; k = 2л/Л,— волновое час ю возмущений. Л —ыппь
валентная пнлутолщниа слоя газа К тому же ффекту.
что и магнитное иоле. приводит долепио космических лу-
чей Дк .и которое добавляет в скобке в числителе и и кна с
ратной скобке в знаменателе слагаемые 2/?|( л/р.

Чтобы показать на примере, как нс пользовать форму-
лу (В.1 i), допустим, что дисперсия скорости газа мила пи
сравнению с альвеионской скоростью и рассмот-

рим возмущеппе, заметно мепьшее <>ка и валентной высоты
(т. е. ЛЛ^=2л/г/Х I). Тогда (fi.il) приобретает прос-
той вид:

Г“ / } i' \$

С другой стороны, условия нысвечнвандл газа опредоля-
н.1т зиаченяе у выражение»! Т ~ рТйФ“ . С.равнолис обоих
значений онредолнот неустойчивые иозмуии'игж.
15 приближении неустойчивы возмущения с
длиной волны

(6.13)

При ’k^h, где формула (6.J2) еще справедлива, и при
Y 1 для неустойкипости требуется t\> i7rei что не
шноднястсн в межзвездном газе. Следовательно, неус-
тойчивым и могут быть только более длинные волны,
для которых нужно использовать (6.11). Легко рассчи-
тать, что» например при г* гл к Ъ* ** I ш устойчивы
возмуЩенни с АЛ <0.43, т. е. с длиной волны, в 15 раз
большей эквивалентной толщины слоя. Лрп — 0. >:
А Л <0,75 н л>8.3А. Только при у ,«0 (температура
Обратно пропорциональна плотности) неустойчивы и вол-
ны малой длины.

В следующей главе будет показано, что облачная
структура мепсанеадпого газа облегчает развитие неустой-
чивости Ралея — Тейлора.

При слабом поле (ий <£ rj условие неустойчивости
11 мест вид

Т,Ф<’~4 ~ + 8/.М, (6.1'0

‘й X “ /

т. е. здесь пеустолчнвоеть наступает уже при небольшом
уменьшении температуры при сжатии, особенно для длин-
ах ноли. То, что во всех случаях предел неустойчивости
для длин полн X определен снизу, легко объяснить каче-
ственно. У коротких волн магнитное поло енльпео coitpo-
гнилштея изгибу, глубина магнитных ям здесь невелика
и поэтому стекание газа в эти ямы неэффективно, если
। гк । и) высоты г о, достаточно велика.

Позже мы рассмотрим оба механизма конденсации
неустойчивых газовых облаков — Джинса н Рэлея-—Тей-
лора. применительно к конкретным условиям в Галакти-
ке на разных этанах ее эволюции.

Роль вращения it магнитного коля. Процесс сжатия
после развития неустойчивости может быть остановлен
нратпеинем «ли магнитным полем. Рассмотрим эти эф-
фекты подробнее.

Первоначальное облпко газа могло иметь и, наверное,
имело начальный момент «ращения. Это вращение могло
быть систематическим, т. е. облако вращалось как целое,
или оно могло быть флуктуирующим, турбулентным. Тог-
да отдельные части облака вращаются, по общий момент
может быть малым.

При развитии неустойчивости п распаде системы от-
дельные фрагменты также приобретают свои моменты
вращения. При сжатии как системы, так и фрагментов
вращение ускоряется в силу сохранения момента. Это
препятствует сжатию газа к осп вращения. Вместо одно-
родного сжатия появляется уплощение системы, она пре-
вращается и диск.

Условие сохранения момента вращения требует, что-
бы характерная величина /Й » W?2Q не менялась бы а
процессе сжатия. Здесь ЛОЙЯ2 — момент инерций
(Л < 1). Л —радиус теля и Q — угловая скорость. Поэто-
му в процессе сжатия без фрагментации угловая скорость
растет как И 2, а линейная скорость вращения — как R .
Кинетическая энергия вращения растет как /Q2 »

ЛФ1Л2Й2 ~ Я 2. т. г. быстрое, чем освобождается по-
тенциальная энергия при сжатии, поскольку последняя по
порядку величины есть GW/L Сравнивая обе энергии, на-
ходим, что сжатие останавливается, когда угловая ско-
рость станет порядка

Л/Р

где р—средняя плотность. Таким образом, угловая ско-
рость вращающегося тела на пределе сжатия и обратная
величина времени свободного падения G — сравнимые ие-
личнны.

Формулу (6.15) можно получить с точным численным
коэффициентом, сравнивая центробежную силу па эква-
торе с гравитационным притяжением.

Если в таком облаке продолжают выпал виться уелр
вин, благоприятные для гравитационного сжатия, т. е. по-
прежнему 7^ <4/3. то теперь это тело сжимается вдоль
осп вращения в диск. Толщина диска определяется усло-
вием равновесия гравитации и противодействующих сил
от газового и магнитного давлений. Газовое давление здесь
может быть существенным даже при ^<4/3. Дело в
том, что при сжатии в даек ускорение силы тяжести # да
растет, как в случае сжатия сферы, а приближается к ко*

V/2 //шЛ-ДО
~ • (0.15)

ирит ~
т<с»шой величине 4лСфцЛ. где ро — плотность в середине
слоя п к — эквивалентная полутонщиш! слоя, причем
рА const при сжатии диска вдоль осн вращения. Рав-
новесие устанавливается, если градиент давления рой
растет при сжатии быстрее, чем р£. откуда следует усло-
вие >» 0. Итак, сжатие диска может быть остановлено
газовым давлением, если последнее хоть пом лого растет
при сжатии газа. Наметим, что при сжатии также растет
игпрозрачность газа, что увеличивает эффективную ве-
личину

Магнитное поле, если оно имеется в газе, тоже может
остановить сжатие. Силовые линии в диско почти парал-
лельны его плоскости, тян что здесь В р — h 1 л маг-
нитное давление р* ~ В2 ~ р2 ~ 7г2. Следовательно. р»
растет гораздо быстрее, чем газовое давление, и даже при
слабом начальном поле оно может стать существенным
и процессе сжатия. Соответствующие оценки элементарны
м мы пх приводить не будем.

При кназнстатическом сжатии сферического облака
фрагментация не происходит. Однако при сжатии в диск
радиус диска сохраняется, а плотность газа увеличива-
ется. Когда диск придет в равновесие, его толщина будет
лишь немногим меньше джппсовскоп длины. Поэтому
диск разобьется па фрагменты размером порядка его тол-
щины. Если же диск сжимается сначала не стационарно,
и как при свободном падении, то он может фрагментиро-
вать как и без вращения.

Фрагментация газа в сильно уплощенном диске Га-
лактики будет рассмотрена в следующей главе. Здесь есть
ряд интересных особенностей, связанных, в частности, с об-
разованием спиральных рукавов.

Момент вращения диска может передаваться отдель-
пым фрагментам его так, что лишь небольшая часть пе-
реходит во вращение фрагмента, а большая часть верто-
лет в орбитальное движение фрагмента как целого.
При этом дальнейшее сжатии фрагментов не останавлива-
ется. по крайней мере в начальный период их вращения,
о вращение всей системы фрагментов уже не мешает сжа-
тию. Таким образом, фрагментация делает возможным
дальнейшее сжатие газа. Однако, чем болв>ше относи
тельиый размер фрагментов в момент их отделения, тгм
больше доля общего момента, которая переходит в их
вращение. Поэтому одна фрагментация на может решить
проблему прогрессирующего увеличения плотности газа;
вращение фрагментов остановит их сжатие ни каком-то
этапе. Чтобы сжатие продолжалось, необходимо перенести
момент от конденсации в ее внешние слои или а окружа-
ющую среду.

Такой перенос может осуществляться либо турбулент-
ным треп нем. либо действием магнитною ноля. I хроме
того, вращение может замедлиться, если из анешних сло-
ев конденсации или протозвезды происходит истечение,
особенно если магнитное поле, привязанное к центру
конденсации н вращающееся с ним. поддерживает до не-
которого расстояния вращение выбрасываемого газа, со-
общая ему тем самым доцо.иштельцый момент (Шац-
ман, 1962). Последний механизм, по видимому, приводит
к сравнительно медленному вращению звезд с конвектив-
ной зоной, поскольку у таких звезд есть звездный ветер,
т. е. корона сначала медленно, а потом быстрое течет на-
ружу, прячем из-зп пиля она вращается с той же угловой
скоростью, что и сама звезда, как это видно ид примере
Солнца.

Роль турбулентного трения прп сжатии иротозвезды
не совсем ясли. Его трудно рассчитать, поскольку нет
теории турбулентности в таких условиях. Если в сжима-
ющемся облако имеется сильная турбулентность, то ее
аффект зависит от анизотропии: какие скорости — ради-
альные пли тангенциальные преобладают. Если турбу-
лентность изотропна, то вращение стремится к твердо-
тельному. если движения преимущественно раднэльны, то
движение стремится к постоянству момента импульса на
разных расстояниях. По эффективность турбулентного
трения в облаках большого размера сравнительно с дли-
ной пути перемешивания невелики, если облако сжимает-
ся достаточно быстро. В долгоживущих конвективных
звездах это трение может быть существенным.

Торможение вращения магнитным полем может про-
исходить следующим образом. При фрагментации магнит-
ные силовые липни первоначального крупномасштабного
поля проходят как через фрагмент, так и через окружаю-
щую среду. При вращении фрагментов магнитные сило-
вые Ликин закручиваются, нт нгтпкенне увеличивается,
п в результате поле уменьшает момент вращения 4par-
мента и передает его окружающей среде, после чего фраг-
мент опять может сжиматься. В то же время рост маг-
нитной энергии при сжатии или закручивании может
при определенных условиях, остановить сжатие.

Приближенные простые оценки влияния магнитного
поля на сжатие облаков можно получить из следующих
г<юбряжепнн. Предположим, что сжнмаюпщйся газ обла-
дает настолько хорошей электропроводностью, что маг-
нитные силовые линии вморожены в вещество. Тогда при
сжатии вдоль магнитных силовых дни пн вещество просто
скользит по ним. л при сжатии поперек магнитные сило-
вые липни увлекаются веществом. Зто особенность сжа-
тия отражает условие сохранения магнитного поля. Если
сжатие изотропно (равномерно по всем трем координа-
там), то сохраняется величина 13 R2 или Др“2/3. Полная
магнитная энергия облака прп этом увеличивается как
W-H* ~ /?’[. т. г. растет так же, как и гравитационная
энергия (G5P12//? R 1 при постоянной массе), Таким об-
разом, для магнитного ноля эффективный показатель
4/3 и магнитное иоле не останавливает изотропного
сжатия, еелп в начальный момент магнитная энергия
меньше гравнтаипоплой. Оценку массы, которая может
сжиматься, несмотря на п рот и волей стине магнитного но-
ля. молено получить таким образом. Пусть имеется одно
родине ноле напряженностью В, в котором находитсяоб-
лако. Сжатие будет иметь место, сети масса в (6.8) боль-
ше Величины, соответствующей подстановке вместо
магнитного давления. Отсюда получаем (Спитцер, 1968)

5/?^» 0,05-^. (G.tfi)

Разумеется, для сжатия величина должна быть боль-
ше джппсовской маегы.

Надо также иметь в виду, что прп анизотропном сжа-
тии в диск или в цилиндрической образование магнитной
давление растет быстрее гравитационного п здесь магнит-
ное поле может остановить сжатие па более ранних этанах.

Влияние магнитного поля на сжатие возрастает н прп
фрагментации. В самом деле, при фрагментации iru сгу-
щения размером г гравитационная энергия в каждом на
них оказывается порядка Ср2г5. а энергия магнитного по-
ля Z?V’ г3, так как сразу после фрагментации поле еще
не изменилось. Поэтому при фрагментации па меяьпшо
сгущения отношение грзвптпципкпон энергии к .магнит
ной резко уменьшается и поеме одной-двух фрагментаций
это отношение может стать меньше единицы (при

I I

г после чего прекращается и фрагментация, п
изотропное сжатие.

Правда, если магнитное поле очень крупномасштлб-
нос\ то здесь возможно анизотропное сжатие. Представим
себе, что имеются «магнитные ямы». Тогда газ стекает
вдоль поли в эти ямы, его гравитационная энергия быст-
ро увеличивается, а магнитная энергия в ямах может
увеличиваться существенно ме.длепнее, Если поток таза
вдоль магнитных силовых линяй достаточно велик, то
магнитное поле здесь ire останаплпяаот сжатие. Если про
водимость газа не очень велика, то вморожепность не пол-
ная. В этом случае газ проскальзывает и поперек маг-
нитных силовых линий, что облегчает его сжатие. Ана-
логичный эффект возникает н благодаря просачивпппю
нейтральных атомов относительно ионов, которые удер-
живаются магнитным полем. Формально этот эффект так-
же описывается уменьшением проводимости неполностью
шлшзовпвяой плазмы.

Па более поздних стадиях сжатия облаков, когда ужо
образуются протозвезды, силовые линии магнитного доля
«запутываются» конвективными движениями и поле дис-
сонирует быстрее. Часть магнитного поля может выно-
ситься наружу кешвектипными движениями и передавать-
ся окружающей среде. Все это также облегчает сжатие.

Итак, хотя в ряде случаев магнитное коле к затрудня-
ет сжатие, но есть много возможностей для преодоления
его «сопротивления» и поэтому, вероятно, магнитное поле
не очень лимитирует процесс гравитационной конденса-
ции к фрагментации. Косвенным аргументом в пользу
этого заключения является и тот факт, что в целом у
звезд магнитные поля относительно слабы.

Более того, довольно подробно обсуждалась возмож-
ность того, что магнитное поле способствует сжатию, уно-
ся избыточный момент вращения. Очевидно, что в этом
случае магнитное поле должно за прем» свободного па
денпя (6.5) (нля за песюлькв большую величину) унести
заметный момент вращения /Й «
Пзмеисшге момента вращения. как обычно, определя-
ется прока ведением силы на плечо. 11 данном случае сила
есть магнитное натяжение на сечение облака, т. е.

~ лЛ = -£-Й3/?~,а плечо равно /?.Таким образом, мо-

мент силы есть Л- /ГЛ3. При этОлМ подо считать, что маг-

нитные силовые линии выходят из облака и связаны с
окружающей средой.

Для торможения вращения под действием этого мо-

мента силы имеем

4(/Q) &R*. (6.17)

Будем считать, что облако сжимается со скоростью, близ*
кий к скорости свободного падения. Тогда заметное тор-
можем № получим только дли облаков с начальной угло-
вой скоростью:

ФПГ',$

if zz ОД

(6.18)

П то же время масса облака, сжатию которого не препят-
ствует магнитное поле, лимитировано условием (6.16).
Отсюда следует ограничение угловой скорости вращении
облака с магнитным полем:

>; ОТ

114 '

(6.19)

Велгпнпга (6.19) заметно меньше угловом скорости пра-
щепня нп пределе ритлцвопиой неустойчивости.

Иными слонами, если вращение облака в силу тех
или иных причин уже в начальный момент происходите
угловой скоростью, существенно меньшей, чем та. кото-
рая соответствует пределу ротационной неустойчивости,
то торможение магнитным полем в состоянии поддержи-
вать это вращение медленным п л процессе дальнейшего
сжатия. Если же начальное вращение быстрое, то миг-
ни гное ноле но я состоянии существенно замедлить это
лрлщепис. не пом» шал одновременно сжатию облака сво-
им ДЯНЛС1ЩСМ,
§ 3. Образование звезд в сферических
подсистемах и эллиптических галактиках

Прежде всего напомним одну важную особенность
засадных систем вообще: характерное время релаксации
в звездных системах типа Галактик очень велико, много
больше времени пересечения системы одной звездой. Этот
аффект поясняется следующим образом. Каждая звезда
в звездной системе описывает траекторию (орбиту)» опре-
деляемую общим i раннтацнокным полем. В плоских звезд-
ных системах »тн орбиты почти круговые, я сферических
подсистемах они сильно вытянуты. Вяаимодействпо звез-
ды с другими звездами, преимущественно с близкими со-
седями. искажает эту орбиту. По звезда успевает совер-
шить много оборотов в системе, прежде чем эти искажения
станут достаточно заметны. По приближенной оценке
длина пути, пройденного отдельной звездой без заметных
искажений орбиты (длина свободного пробега), опреде-
ляется следующей формулой (см. Чандрасекар, 1948; Дп-
бай, Каплан, 1975):

NH
гл | п л

(6,20)

где В — размер, а Л"— полное число зв;»- д в диплом звезд-
ной системе. Чис и> обороток с приближенным сохране-
нием начальной орбиты порядка IUI. Если /V очень ве-
лико, то и отношение />./// почти столь же велико. Прав-
да, формула (6.20) справедлива для идеал-ьной звездной
системы, в которой нет больших флуктуаций плотности
В реальных условиях сложных неоднородных по своей
структуре звездных спетом длина свободного пробега мо-
жет быть и гораздо меньше (6.20). Тем но менее, если
учесть, что в галактиках порядка 1010 звезд и что они
успели за время своего существования совершить лишь
около 100 оборотив, то становится ясным, что распреде-
ление галактических орбит старых звезд отражает рас-
пределение и движение газа в момент нх образования.

Наиболее старью звезды имеют, как правило, сильно
вытянутые орбиты п поднимаются вы союз над галактиче-
ской плоскостью. Таким было и распределение начально-
го состояния мажзвездгщгп газа. Остатки неекопденсиро-
вавшегося в звезды газа и газг иыбротеппый из звезд в
процессе эволюции, постепенно теряли энергию па выспе-
чи ванне. но солранили свой момент вращения. 11 потому
i.u постепенно сжимался к плоскости Галактики н пере-
ходит ин круговые орбиты. Затем из этого газа образу
ц>тсн звезд bi диска и плоских подгнетом. Заметим, что по
|шспредрлсШ1Ю массы в галактиках можно заключить, что
p.ienроде.Юнис углового момента примерно такое же, как
а у жестко вращающейся сферы (Кремнии, Хойл, 1904).

Эллиптические галактики в общем похожи на сфери-
ческую подсистему спиральных галактик, хотя между ги-
i антскими н карликовыми галактиками (gE и dE) есть
систематические различия (см. Введен не и главы 1, IV).
Звезды в этих системах сильно концентрируются к цент-
ру. что обусловлено как вытянутыми орбитами далеких
июзд, так и большим числом звезд, орбиты которых рас-
положены в центральной области. В некоторых эллипти-
ческих галактиках есть небольшое количество газа, по он
не образует диска, а тоже концентрируется к центру си-
стемы. Важном особенностью является различие химиче-
ского состава звезд сферических подсистем Галактики и
.шезд гигантских эллиптических галактик — у первых
мало тяжелых элементов, а средн вторых — много звезд.
oTiiucuTu.'ibuo обогащенных тяжелыми элементами. Это
рлзличне. как будет видно из дальнейшего, позволяет
сделать вс которые заключения о характере звездообразо-
1ШНИЯ п галактиках. У карликовых эллиптических галак-
тик состав ближе к сферической подсистеме Галактики.

Обычно считается, что различие в эволюции эллипти-
ческих и спиральных галактик связано с вращением в
начальный момент, е разными значениями удельного мо-
мента импульса до начали сжатия. Действительно, зна-
чите полного момента импульса существенно для опре-
деления характера эволюции в дальнейшем, но столь же
ппжпа н начальная иптеисшшость звездообразования
(Пикольпср, 1963). В самом деле, если весь газ быстро
прекращается в звезды, то звездная система сохранит
фирму начального облака, в ней не образуется диска. На-
оборот. если щщздооб разовая не задержится, то все газо-
вое облако сожмется в диск, даже при малом удельном
моменте. Звезды здесь образуются только в диске, и сфе-
рический подсистемы я такой галактике вообще не будет,
^одержание тяжелых элементов в звездах сферических
подсистем сущее тпснио зависит от скорости звездообразо-
вания и от относительного радиального движения звезд
п газа. От скорости звездообразования зависит также сто
пень компактности эллиптических галактик. К построе-
нию моделей образованна галактик с учетом указанных
здесь факторов мы эергсмся ни ясе, л сейчас рассмотрим
процесс охлаждения и фрагментации газа, приводящий к
образованию сферических подсветом.

Охлаждение газа прото галактики. Основные условия,
которые нужно учитывать при анализе процесса звездо-
образования сферических подсистем, сводятся к следую-
щему. Во-первых. здесь очень мала концентрация тяже-
лых элементов, а па самой первой стадии звездообразо-
вания нх, по-видимому, и вообще не было. Отсутствие
тяжелых элементов затрудняет процесс охлаждении. Во-
вторых, здесь не было магнитного ноля (или было очень
слабое так называемое затравочное магнитное поле). Это
затрудняет перераспределение момента вращения.

Рассмотрим сначала возможные процессы охлажде-
ния. Если обособившееся от расширяющегося субстрата
Вселенной водородпо-гелиевое облако имеет высокую тем-
пературу, порядка или больше 104 К д если водород
ионизован. то довольно эффективно охлаждение при сво-
бодно-свободных переходах электронов, пролетающих ми-
мо протонов, свободно-связанных переходах (тормозное
излучение) и прп рекомбинациях и последующих иони-
зациях атомов водорода электронным ударом (потери на
ионизацию и возбужденно).

Температура /'« 10* К еще высока для процесса звез-
дообразования. Прп этой температуре н концентрации
ионов водорода лр^20 слт* неустойчивыми оказываются
лишь массы порядка 9JI > 10дФ1„ и для дальнейшей фраг-
ментации необходимо сильно понизить температуру.

При более низких температурах основным механиз-
мом охлаждения водородной плазмы становится излуче-
ние молекул водорода Н >. Поэтому очень важен вопрос об
образовании этих молекул в сжимающемся газе прото-
галактик.

В современном межзвездном газе молекулы По образу-
ются на поверхности пылинок, которые служат катализа
торами, забирающими избыток анергии, понвлмкнцнйсл
прп связи атомов в молекулу. Цо пылинки воз пика юг
только пекле обогащения газа тяжелыми элементами,
и первичном субстрате их нс было, п здесь должны быть
другие механизмы образоиаши! молекул 11?.

Оказалось, что налично в газе даже небольшого коли-
чества свободных электронов и протонов при невысокой
температуре может существенно способствовать образова-
нию молекул Щ. В первичном газе протогалактпкщ обо-
собившейся от остального субстрата, некоторая степень
ионизации сохраняется довольно долго, так как процесс
рекомбинации водорода происходит медленно при низкой
электронной концентрации. Можно ожидать, что в ежи-
мающейся протогалактике даже после рекомбппацяп
основной массы водорода и охлаждения ниже 1(Р К еще
сохраняется степень ионизации порядка » 10

так как при такой концентрации время рекомбинации
сравнимо со временем сжатия.

Процесс образования молекул И2 в слабо ионизован-
ном газе был рассмотрен Саслау в Знпоом (1967). Пибл-
сом п Дикс (1968), Хиросавой и др. (1969). Здесь два ос-
новных цикла реакции. Первый записывается в виде

п + н+— nt + Av (7 = 5-10-г‘Г4), (6.21)

ll/4-Н —Н44-Н* (у = 5.8 10 1“}. (6.22)

г. е. реакции соединения атома я иона водорода, сопро-
вождающаяся излучением кванта, и последующая пере-
зарядка молекулы II, а атома П. Второ» цикл реакций:

(7 = 1,1 • 10~‘#Г), (6.23)

11-4-11 — 11,4-0 (<?= 1,3 • Ю'9), (6.24)

т. с. реакция образования отрицательного иона водорода
н последующего его соединения с атомом водорода и мо-
лекулу. В скобках после каждой из формул (6.21) —
(6.24) даны вероятности соответствующих процессов и
единицах см3 • сек~1 (т. е., например, число соединении
атома водорода и протона в ион молекулы И, в 1 см3 за
1 сек есть «цН.7 — 5 • 10"14 Т^п^п» см3 • сек~’).

При Т <.2- 10s К основным оказывается второй про-
цесс, поскольку вероятности первых частей обоих циклов
пропорциональны одинаковой величине п,п» й= л„м(1. Ло
этот процесс существен только, если степень ионизации
невелика, а именно, при », <. 1U а»а, (Хщщсавп, 1966),
потому что в противном случае вместо реакции (6.24)
была бы более вероятна реакция И ’ + Н ‘ -*• 2Н, л моле-
кулы Но не образовывались бы. По. по-»нднш*му, на рас-
сматриваемой стадии образовании молекул П2 степень
ионизации действительно низка.

Как у отрицательных ионов водорода Н\ так п у по-
ложительных ионон 11*2 низкие потенциалы ионизации и
диссоциации, и поэтому они быстро разрушаются радиа-
цией. Чтобы эти молекулы сохранились достаточно дол-
го, температура реликтового фола должна быть нмзкпп.
меньше 300 и 350 К (иютветствеило (Хирэсава, 1969).
Эти величины определяют нижний предел времени, про-
текшего с начала расширения Вселенной к моменту сжа-
тия протогалактик—около 107 лет.

Итак, охлаждение газа зависит от нал ичия молекул
я их образование н свою очередь зависит от температуры.
Поэтому запишем систему уравнений, определяющих од-
новременно и изменение температуры и образование мо-
лекул По (Хиросанп, 1969). Эта система состоит из сле-
дующих уравнении:

1. Уравнение теплового баланса, учитывающее нагре-
вание при сжатии п охлаждеште па излучение:

— ——-ЛЛН,. (6 25)

Здесь /V — полное число частиц во всем сжимающемся об
лаке, V <— его полный объем. Величина Л определяет Но-
терн энерын! на излучение, отнесенные к одной молеку-
ле Щ. Если облако прозрачно во отношению к излуче-
нию при переходах между вращательными уровнями, то
для величины Л имеем

Л = - Д/л-цАЯлу-а, (0.2G)

Т Л и,

где N} — полное число молекул, находящихся на вращл-
тельном уровне J; A/i/.z-j и Лл,-а есть разность энергии
уровней и вероятность соответствукицих переходов. Д.щ
ник имеем следующие формулы:

&Ej,j-z= 1/17.10"е(2/ - 1)м, (0.27)

Aj.j-2 = 7.52 10 ‘3-7-^:7jl-'2(—11 (6.28)
Подставляя (6.26)—(6.28) в (6 25), получаем полное
уравнение теплового баланса.

2. Уравнение, определяющее изменение полного объе-
ма облака. В предположении сжатия при свободном па-
дении и сферической симметрии облака имеем V « -у- Я3 и

(£)’ = 2« (4- - £). (6.29)

где Ло — начальный радиус облака. Пока температура
низка, ролью давления при сжатии можно пренебречь.

3. Система уравнений, определяющих число образую-
щихся компонентов газа Л;н • Л'нъ АИ1 в реакциях
(6.21) —(6.22) или соответствующих компонентов в реак-
циях (6.23) —(6.24). При составлении этих уравнений
надо учесть все процессы образования и распада (т. о.
диссоциация л ионизации) всех участвующих в реакциях
атомов, ионов, молекул. В общем виде реакции записыва-
ются так:

^л’а _ V *в'ус
dt — И

й.с

(6.30)

Значения величин определенные формулами (6.21) —
(6.24). зависят прежде всего от температуры.

Система уравнений (6.25), (6.29) —(6.30) сравнитель-
но несложна и се можно решить численно. В зависимости
от начальных условии эти уравнения дают ход сжатия
облака, изменения его плотности, температуры Т д коли-
чество молекул Нг> т. с. величину АГн, со временем. Важ-
ным ограничением является условие прозрачности облака
по отношению к излучению в линиях вращательных пе-
реходов Нг. С наступлением непрозрачности ум шатает-
ся эффективная величина А в (6.27) и соответстветшо за-
медляется сжатие (6.24).

Решение этих уравнений было получено впервые Хн-
рнсавой (1969). Оказалось, что конечный результат до-
вольно слабо зависит от начальных условий. В конечном
состоянии, которое определяется так. что к этому моменту
исчезают нее свободные электроны и отношение концент-
раций молекул и атомов водорода остается постоянным,
значения параметров следующие: Лц ~ Nu/V = 10®?*“^
Т = 250 К и ,Vn / ¥п==2 10~\ При таких условиях кри-
тическая масса неустойчивости Джпнсн 2R, = 600 'Ж.

В расчете Хиросавы (I960) но учитывалась фрагмен-
тация в процесса сжатия. что, по-видимому. нс очень су-
щественно для оценки общего изменения состояния газа.

В другом методе (Ионсяма, 1972) сжатие рассматри-
валось более упрощенно. Урмягсппя (6.25)т (6.29) —
(6.30) не решались, а вместо них использовалось условие
равенства времени охлаждения, времени сжатия и време-
ни формирования молекул. Такой расчет также продлю-
лягает, что в системе имеет место саморогулнройаяно. На-
пример. если охлаждение замедлится, то теипгратура ста-
нет расти, а это приведет к росту числа молекул 112, что
вызовет повое охлаждение.

В расчете Иопепма (1972) учитываюсь изменений
ионизации «следствие рекомбинации. При низких плот-
ностях (пи<Ю? ск ’3) охлаждение связано с возбужде-
ниями низких вращательных урщшей молекул и последу-
ющими переходами вниз с излучением. Приближенно по-
тери энергии на излучение пропорциональны квадрату
плотности. При больших плотностях (пц>10’ елг3) на-
селенность уровней соответствует больцманонсному рас-
пределению л охлаждеппо замедляется. так как теперь
часть ударов сопровождается нс излучением, а переходом
вниз под действием столкновений. Здесь скорость охлаж-
дения пропорциональна первой степени плотности. Поэто-
му прп сжатии до больших плотностей паденио темпера-
туры сначала замедляется, а потом температура, хотя и
медленно, но начинает повышаться.

На рис. 39 приведен эволюционный трек сжимающе-
гося облака на диаграмме плотность — температура. Он
состоит вз трех звеньев, каждое из которых описывается
простым соотношением. Сначала имеет место сжатие при
условии сохранения состояния ионизации njn^ » 10~\
Здесь

Ig Т к —0.281g n + 3,03.

(6.31)

Быстрый рост охлаждения на этом участке кривой связан
с ростом числа молекул Н* Затем наступает область поч-
ти изотермического сжатия:

lg Т —0,06 п f 2,37.

(6.32)
где усилившаяся рекомбинация электронов останавливает
дальнейший рост числи молекул Па, но шце все возбуж-
дения мектронным ударом приводит к излучению. И, на-
конец. третья стадия, когда потерн относительно слабы
из-за болшшнювекого распределения по уровням. Здесь
температура растет с плотностью:

1g Г «044 Iff nJ-£67. (6.33)

Ня рпс. 39 ил несена также липни (почти горизон-
тальная). где сжатие замедляется диегоппяцмий охлаж-
дающих молекул недорода (при атом Т « 10л-г 104 К)т

Рис. 39. Эволюционный трок ежммпющегогн пблигсп (сплошная ли-
ния). $$<• —масса облака, непрозрачного для излучения впдоро.т
>«1,г.ч молекул. При пересечен ни ПВОЛЮШК1Г1НОГО трека с лилией
ЙХ с<ни1 дальнейшее сжатие ставшийся адсшбатнчоеДим. Мп
шгмальвая масса фрагмента ияре шляется upресече и нем с ли
иней ‘I1?/.

а также .типи и. где сжатие ирностагяньтавается•непрозрач-
ностью при разных массах облака (OTt-d). Пересечение
азолюциокпым треком соответстиугоиии линии показыва-
ет» какой эффект играет основную роль.

Записывал формулу Джинса (G.2) и логарифмическом
виде

1g Г . 1„ „4- _2_|g _ 1,46 (6.34)
н сравнивая (6.33) г (6 34), находим зависимость массы
иеустойчиных фрагментов, ежи мающихся вдоль трека:
® ~ п ^7. С ростом плотности предел неустойчивости
массы уменьшается, чтп па начнет и истец е иную фраг-
мента цин».

Поскольку, как видно нз рис. 39. ЭЬ Ш1 4 в обла-
сти пересечения трека с линией диесоцпацип, процесс
сжатия рассматриваемого типа замедляется ио ненрозрач-
ностью облака, а наступлением диссоциации молекул
водорода.

Таким образом, имеет место следующая картина явле-
ния. Облака водорода сжимаются с образованием моле-
кул II2, пока на их эволюционном треке происходит пони-
женно температуры, я затем и ее слабое повышение. При
этом происходит л фрагментации, особенно на первом
участке треки, образующем большой угол с линиями 2Rj ~
= const. Число образовавшихся в конечном счете фраг-
ментов и их массы опредг сшотся условиями нц послед-
нем участке трека, где температура газа слегка растет.
Наконец, после достижения лип и и диссоциации молекул
водорода охлаждение еще замедляется, фрагментация но-
обще прекращается и образуются массивные иротозвеады
первого । гони, н» пня. Из рис. 39 ин ли о. что массы этих иро-
тпэкезд около GU2N... Во нвбежаипв путаницы заметим.что
диссоциация //2 я плотном непрозрачном молекулярном
фрагменте поглощает эш'рпно сжатия и ускоряет сжатие.
Здесь же молекул относительно мало, газ прозрачен, и из-
лучении играет более существенную роль, чем сама дис-
социация.

Массы звезд первого поколения. Вопрос о том, каковы
массы звезд первого поколения в момент их образования,
очень сложен. Приведенные выше соображения свиде-
тельствуют в пользу гипотезы об образовании мисси в пых
звезд. Правда, мы но наблюдаем массивных звезд первого
поколения сейчас, по это легко объяснить тем. что время
эволюции их очень мало и все такие звезды первого по-
коления давно и развод юциоипровалп.

Время почти полной эволюции звезд с массой поряд-
ка 60®;, сравнимо со временем свободного падения. В та-
ких звездах быстро происходит возгорание различных тер-
моядерных реакций, образуются тяжелые элементы и
звезды зарываются или теряют массу на «стечение. Это
приводит к столь же быстрому обогащению межзвездной
среды тяжелыми элементами. Оболочки, сброшенные та
Кими взрывающимися или ^истекающими* звездами, дви-
жутся быстро, усшжают «загрязИ ить» межзвездный газ
на большом расстоянии прежде, чем on успеет сконден-
сировнгься в звезды.

Наблюдения показывают, что даже у самых старых
звезд есть некоторая небольшая примесь тяжелых эле
ментов, заметно большая, чем в первичном кос мол отче-
ском веществе, т. е. даже самые старые на существующих
ныне звезд уже появляются «самым первым* поколением.

Впрочем, эта особенность может быть связана и с тем.
что в газе без тяжелых элементов, в частности, металлов,
мало свободных электронов при температуре, соответству-
ющей возможной конденсации звезд. При этом низка про-
водимость и мал эффект торможения вращении фрагмен-
тов магнитным трением.

В теоретическом анализе образования массивных
звезд первого поколения есть ряд трудностей. Например.
Дорошневнч и Колесник (1976), учитывая роль лучевого
давления в лаймановской серии линий и континуума ато-
мив водорода, пришли к выводу, что это давление будет
мешать образованию массивных звезд первого поколения.
Но их оценке максимальная масса звезд первого поколе-
ния—около 10® . Остальное сбрасывается в виде оболо-
чек еще На стадии иротозвезд. Сжатию цротозвезд боль-
ших масс в звезды может помочь, по мнению авторов
этой работы, только внешнее давление — горячий газ,
шиш.кншвпый уже образовавшимися звездами. Эволюция
звезд с массами около ЮЭЦ происходит существенно мед
dviune. чем у внозд с массой 60 ЭД*, но все же достаточно
быстро дли 'ПИП. чтобы все звезды первого поколения с
этими мцп-нми успели и рознил юцкоиировать до сжатия
газа в диск.

Конечно, нсо эти соображения очень качествен пью и
трудно судить, насколько зден. будут cnpoe.wruu м ко
личественпые оценки. но тем но mpiIpp кажется вероят-
ным, что в сжимающемся облике, состоящем только из
водорода и гелия, образуются сначала лишь более массив-
ные звезды. Они быстро эволюционируют, пока остальная
среда еще ти* успеет образовать звезды, быстро взрывают-
ся и выбрасывают тяжелые элементы. Потом ив «загряз
ценной* тяжелыми элементами (Z 10“4) среды образу-
ется основная масса звезд первого поколения, т. е. звезд
сферических подсистем.

Наблюдаемое увеличение Z к центру н к плоскости
Галактики легко объяснить тем, что процессы обогащения
вещества тяжелыми элементами, связи иные со вспьтш на-
ми сверх новых, происходи.иг эффективно в течение всего
времени сжатия газа к центру и плоскости. Поэтому звез-
ды, образовавшиеся сначала, бедны тяжелыми элемента-
ми и остаются фпаверху». а звезды, обрагнимгвшиеся поз-
же, входят в состав промежуточных и плоских подсистем
л имеют большее содержание тяжелых элементов.

Ниже будут качественно рассмотрены некоторые де-
тали этой картины.

Шаровые скопления. Звездообразование в протогала к-
ти'геском облаке, по-видимому, обпгнщепиом тяжелыми
элемент, ли. образовавшимися иа самой первой стадии его
эволюции, просходили путем фрагментации. В результате
фрагментации образовались звездные системы следующего
ранга. Представителями таких систем являются, пи-впдн-
мому, шаровые скопления. Массы шаровых скоплений
— ПР — 10f'J!)L. размеры их — 100—20П нс. центральная
часть—ядро, размером несколько парсек, имеет высокую
плотность п содержит сметную часть звезд, а остальные
звезды образуют обширную коропу, плотность которой
медленно падает с удалением от центра скопления (гм.
главу V). Шаровые скопления в какой то степени напо-
минают эллиптические галактики я сферический подси-
стемы спиральных галактик с нх сильном концентрацией
к центру. Правда, н отличие от галактик, в ядрах шаро-
вых скоплений уже нельзя пренебрегать релаксацией
звездных движений. Используя (В.20) н определяя сред-
нюю скорость звезд и ио теореме о вириале, можно полу-
чить среднее время релаксации однородной систем гл ра-
диуса /?, состоящей на .V звезд массы М (см. Спитцер,
196»)

2:J (gir)

1 _ 8,В.10»ДГ,/2Я*«

In A - {jy.S ~ I ОТ \i 2 .

!nf~| (1оЛ—0Л5)

(0.35)
Интересно, что с увеличением числа звезд при данном
радиусе, т. е. при увеличении плотности звезд, время ре-
лаксации по убывает, а увеличивается, так как уводичи
кается средняя скорость звезд и взаимодействие между
ними ослабевает. Полагая, например, дли ядра Л а* 2лс,
Л’ & 4-Ю\ 5W имеем tB л 1,3-10* лет. что значи
только меньше возраста скопления. Во внешней части
скопления релаксация происходит медленнее, и для скоп-
ления в целом использовать (0.35) нельзя.

При наличии лнеэд разных масс релаксация урлшптва
ст среднюю энергию их п приводит к тому, что звезды
меньших масс приобретают большую скорость п по тек
сильно коп центрируются к центру. Кроме того, релакса-
ция приводит к пилвжнппо звезд со скоростями, превы-
шающими скорость ускользании, причем диссипируют а
норную очередь звезды меньшей массы. Оставшиеся звез-
ды в силу сохранения энергии плотнее концентрируются
К центру. В случае, если релаксация происходят при тес-
ных столкновениях нескольких звезд, возможен захват,
т. е. объединение двух звезд о пару, и за счет выделив-
шейся энергии — выброс третьей звезды из скопления.
Для звезд такой процесс происходит относительно редко,
по он имеет большое значение дли фрагментов большого
масштаба. Уменьшение радиуса ядра скопления уиеиь-
пыет время релаксации, так что процесс ускользания
звезд я сжатия все ускоряется, пока скопление во стянет
настолько плотным, что начнутся прямые столкновения
между .пн-здамп. которые еще ускорит излучение энергии
м приведут к быстрому коллапсу (Спитцер и Стоун, 1967).
I I рн 11 р’ и пи системы может прекратить коллапс. J1родиола-
ми и и что коллапс может привпетп к активности, наблю-
нп’мпй о н iptix п<’и(1торь1х галактик.

II Шировых сконлепинх процесс релаксации по про-
Himi) пи ин да Iran, и оми еще далеки от козлэнса.Од-
ihiKii рг 14ьн1ции может быть существенна дли их внут-
реннего строении.

Отсутсгинг рглпкпщии подтнорждаетея и сравнением
отношении массы 14 к ciH’tn,мости /, е аналогичным отно-
шением для других зюмдиых систем. Диссипация легких
звезд уменьшает mw у, почти ио ни меняя светимость.
В шаровых скоплениях 2Л/Л х 1 (в солнечных одшш-
цах), во До 35% светимости дают красные гиганты.
которые при низком обилии тяжелых элементов очень яр-
ки. Если их исключите то для звезд главной последователь-
ности получается SJl/Л » 6 — 8, что примерно соответст-
вует галактикам в целом, где диссипации нот.

Размеры и масса шаровых скоплений определяются
джинсовснныи длиной в массой в момент фрагментации.
Полагая дли иротосксшлсипн ФЕ и R ~ 100 п<\

получаем р~ 10 23 г*глг3 я Т й? 700 К. Точка с соот-
ветствующими значениями и и Т лежит вблизи первой
части трека на рис. 39. примерно там. гдо этот трек пе-
ресекает линию ФЕ = 1(РФ1.. Совпадение параметрон ша-
ровых скоплений с тем» что ожидается для фрагментов
вротогаляктпкп, является аргументом в пользу описанной
картины. Тот факт, что массы рассеянных скоплений
меньше, чем шаровых, естественно объясняется более ны-
епкой плотностью межзвездного газа в диско. В Магелла-
новых Облаках тоже наблюдаются шаровые скопления,
причем часть их содержит горячке звезды и является мо-
лодыми, по масса пх существенно ниже, чем в нашей
Галактике, поскольку условия там близки к условиям в
газовом диске Галактики.

Образование звезд в скоплениях должно прешеходпть
путем последующей фрагментации Однако внутри скоп-
лений нет следов этих фрагментов. Это объясняется раз-
рушением систем — фрагментов при пх взннмодейстшш
между собой.

Аарест п Хиллс (1072) численпо рассмотрели процесс
релаксации скоплений небольшой массы, в свою очередь
состоящих из болев мелких групп. Оказалось, что общий
радиус скоплений практически не меняется, но внутрен-
няя структура разрушается за время, немногим большое
времени свободного падения. При этом происходит быст-
рая релаксация скоростей. В рассмотренном ими случае
более 1/3 звезд приобрели большую скорость к вылетели
из скопления. Уносимая нмн энергия компенсируется об-
разованием большого числа двойных звезд, поэтому скоп-
ление в целом ио сжалось в результате вылета. Когда
скопление приняло регулярный вид, релаксация стала ме-
нее существенной. Такие расчеты показывают, что фраг-
ментация обязательно должна учитываться при рассмот-
рении конденсации звездных гнетем (см. главу \ ). Одна-
ко они непосредствен но не применимы к большим
скоплениям, где время релаксации должно быть больше
времени свободного сжатия. В таких системах структура
может разрушаться и после образовании скопления, за
счет взаимодействия при близких прохождениях и при-
ливных возмущений от центра скопления.

Общая масса звезд во всех шаровых скоплениях не
превосходит 1№ЛФ. Между тем масса старых звезд сфе-
рической подсистемы заведомо больше 11110® t а в диске
содержится порядка Ю11®^. Эти заезды тоже возникли
при последовательных фрагментациях, п должны были
ранее входить в скопления. Поскольку шаровые скопле-
ния по могли pallet? иметь массу, в 100 раз большую на-
стоящей (можно привести ряд аргументов против такой
возможности), то приходится примять, что большинство
образовавшихся сначала скоплений распалось. Распад
скоплений может быть связан, например, с при.ппшымн
возмущениями от центральной области Галактики. При
этом распадаются то скопления, орбиты которых прохо-
дят вблизи центра, или гконл1чнгя большого размера, но
малой массы, т. <». недостаточно компактные. Компакт-
ность скоплении может зависеть, например, от теплового
режима сжатия. Если эволюционный Tpi% подобный изоб-
раженному пл рис. 39, идет почти вдоль линии ФЬ ~
» const, то облако сжимается бе» фрагментации, пока не
произойдет пзменепно условий, поворачивающее трек.
После этого облако фрагментирует, и размер его дальше
не меняется. Если же трек ня более рапной стадии пере-
секает линии = const, хотя бы иод малым углом, т. е.
охлаждение идет несколько быстрее, чем в первом случае,
то фрагментация растянута во времени, и начиняется она
раньше, скопление сохраняет большой объем. Такое скоп-
ление в дальнейшем легче разрушается. Полое быстрое
охлаждение, которое требуется здесь, может быть связано
с неоднородностями химического госта ва н pt ito галактики.
Скорость охлаждения мпжст зависеть также от наличии
рентгеновского источника. Все эти вопросы пока совер-
шенно но научены.

В то же время скопление, которое начало формвро-
1мты и как компактное, может увеличить размер, если,
например, часть газа, составляющая заметную долю мас-
сы. будет выброшена из скопления, скажем, в результа-
те вспышек сверхновых. Компактность скопления может
8 Под ргд С- В Иин(утьне)н1
зависеть И от его крашения — возможно, что поэтому к
настоящему времени в Галактике из старых скпилепнй
сохранились преимущественно шаровые, т. е. почти во
вращающиеся скопления. Таким образом, шаровые скоп-
ления могут являться немногочисленными сохранивши-
мися субспстсмамп, саот!м»тгтвукяцпми фрагментам иро-
тогнлактики. а ризрушившиеся фрагменты дали звезды,
рассеянные ш< старым подсистемам.

Вспышки сверхновых и звездообразование. Одной из
проблем теории звездообразовании является объяснение
различий химического состава различных систем — эллип-
тических галактик разных масс и шаровых скоплений,—
в которых звездообразование уже закончилось, Действи-
тельно, пусть газ в дайной системе превращается в звез-
ды, более массивные взрываются, давая тяжелые эле-
менты, которые смешиваются с остатками первичного га-
за, снова образуются звезды, часть их взрывается и т. д.
Поскольку в массивные звезды прекращается лшиь не-
сколько процентов массы газа, а заезды меньшей массы
эволюционируют медленно, процесс звездообразования
должен быстро затухать и через 10е лет он определяется
в эллиптических сигтемих только медленным поступле-
нием газа из эволюционирующих звезд небольшой массы.
В спиральных галактиках есть запас газя и молодые звез-
ды. но и там звездообразование происходит сейчас значи-
тельно медленнее. чем в начальный щ’рпнд Ес н распре-
деление образующихся звезд по массам более иля мен т
одинаково в ризных случаях, то полное количество тяже
пых элементов, произведенных в системе к концу аффек-
тивного звездообразования, должно быть примерно одина-
ково (по отношению к общей массе). Различии состава
может быть связано только с перераспределением этих
элементов, например, между центром и перифериен. Ве-
личина различии, или. как говорят, градиента Z. зависит
от скорости звездообразования — если скорость велика,то
обогащенный гнз превращается в звезды раньше, чем он
заметно опустится к центру, и различие состава будет не-
значительно. Нужно также иметь в пилу, что скорость
энездоопГфазовинкя растет с увеличением Z, что в свою
очередь приводит к обогащению тяжелыми элементами,
т. е. к еще более быстрому росту Z. Иными словами,
в процессе звездообразования флуктуация химического
состава пе сглаживаются, а. наоборот, усиливаются (Таль-
бот и Арнетт, 1973). Однако наблюдения показывают. что
имеется заметное различие и интегрального состава (по
всей системе). В шаровых скоплениях среднее содержа-
ние тяжелых элементов в 10—100 раз меньше солнечно-
го. причем оно различно в разных системах. Казалось бы,
что когда протоскгшлеиие выделилось из фона, оно долж-
но само произвести стандартное количество тяжелых эле-
ментов, по этого не проиаош о. В гигантских эллиптиче-
ских галактиках средний состав близок к солнечному, но
в карликовых эллиптических галактиках Z меньше сол-
Нечноги значении.

Дли того чтобы объяснить такие различия, необходимо
нредиоложитк что обсл пшенный газ. выбрасываемый
1 иермюным!!. не до конца превратился в звезды, т. е. оа
Гилл на какой то стадии выброшен из системы. Чем рань-
пн произошел такой выброс, тем меньше должно быть со-
держание тяжелых элементов в системе после окончания
и пей активного звездообразования. По расчетам Ларсона
(1974). гиз выметается из-за вспышек сверхновых. При
большой плотности газа оболочка сверхновой быстро тор-
мозится к не может быть выброшена даже из шарового
скопления. Однако ударная волна от оболочки нагревает
некоторую массу газа до высокой температуры, и этот газ
охлаждается медленно. Ларсон предположил, что тепловая
энергия постепенно накапливается и распределяется па
весь оставшийся в системе газ, количество которого умень-
шается по мере образования звезд. Наконец наступает
момент, когда средняя энергия газа достаточна, чтобы
Преодолеть гравитацию системы и рассеяться после чего
звездообразование в системе практически прекращается.
Чем массивнее система, тем позже ласту п лет такой мо-
мент и тем больше тяжелых элементов накаилнваетсл в
ней. Оценки, основанные ня таких сравнительно грубых
в реишложенилх, дали зависимость состава от массы си-
гемы, сравнительно близкую к наблюдаемой. При этом
ибъяглились и еще одно свойство—у массивных систем
имеется наметили концентрация тяжелых элементов к
центру, у меньших систем этого нет, так как обогащен-
ный газ выбрасывается еще до концентрации его к центру.

Н сфероидальных системах, находящихся на поздних
ствдлих, сверхновые вспыхивают крнСтпе редко, и массы
а*
их оболочек малы. В то же время газ. выбрасываемый
эволюннонпруннцимк звездами, должен (гс;стеш*шн> mi
кал.(икаться. Оценки показывают. что количество газа в
шаровых скоплениях должно быть существенно больше.
чс'М реально наблюдается, даже если предположить, что
газ выметается при прохождении скопления через газовый
диск. Следовательно, должен быть процесс, выметающий
газ из скопления даже вдали от плоскости Галактики.
Фолкнер и Фримен (1976) показали, что нагрева газа,
возникающего из-за кинетической энергии ветра, которым
он выбрасывается из звезд-гигантов, теплоэой энергии
выбрасываемого газа и кинетической энергии самих звезд,
которая передается выбрасываемому ими газу, достаточ-
но, чтобы газ мог уйти из скоплений малой массы. Для
массивных скоплений этого недостаточно; газ Должен,
очевидно, собираться в центре, может быть, превращаясь
там в звезды или конденсируясь в «черную дыру». Из
эллиптических галактик газ сейчас полностью удаляться
поможет и часть ₽го. ио-видимом у, собирается и центре.
Этот газ может быть одной ггз причин активности ядер
галактик (Шкловский, 1972).

Проблема магнитного ноля Галактики. Мы видели,
что магнитное поле играет очень существенную роль в
проблеме звездообразования. перераспределяв момент
вращения. В следующей главе будет показано, как влияет
поле Галактики на образование звездных скоплении в
п юской подсистеме. Наконец, поле существенно влияет на
равновесие газового диска и па движения газа в нем.
II ютом у большой интерес представляет проблема образо-
вания магнитного поля галактик и. в частности, поля на
ранней стадии, когда происходило образование я сжатие
первых протозвоад.

Одла из возможностей, неоднократно упоминавшаяся в
литературе — начальное иоле, присущее Вселенной с са-
мого начала, вместе с материей. Такое ноле сжималось
бы вместе с газом н протогалактике и затем участвовало
бы в образовании звезд. Проверить эту гипотезу наблю-
дениями трудно, так как современное' межгалактическое
поло должно быть слишком слабо, чтобы проявить себя,
тем более, что мала и плотность газа. Гипотеза о первич-
ном метагалактическом поле встречает общие трудности
космологического характера. Дело в том, что Вселенная
Сейчас в больших мвсштяблх однородна п изотропна; это
нодтврржлпетгя^ например» тем. что интенсивность релик-
тового радиоизлучения не занигит от направления. Со-
держание гелия в настоящее время тоже зависит от
свойств начального периода расширения Вселенной,
и прежде всего от изотропии в период образования гелии.
Л магнитное поле, даже если оно однородна, создавало бы
начальную анизотропию.

Если начального поля не было, то оно могло быть,
и принципе. создано движениями проводящей среды. Та-
кой процесс, называемый «динамо», может при опреде-
ленных условиях действовать, если имеется хотя бы сла-
бое «затравочное» поле. Это начальное ноле могло быть
создано, например, нал и модой стилем вещества и излуче-
ния в эпоху, когда давление излучения было еще вели-
ко (гм. обзор Вайнштейна и Зельдовичи. 1972). Движе-
ние ионизованного газа относительно ноля радиации со-
вданало бы силу торможения, действующую на электроны
го стороны радиации, и таким образом, возник бы ток и
начальное магнитное ноле.

< ллбпе ноле, сжимающееся с газом а ггрогогалактске.
могло быть усилено турбулентными движениями, если
эти движения имели анизотропным характер, например.
ПН за наличия преммуществглного направления — енж
вращения и силы тяжести. Этот процесс к условиях Га-
лактики действует медленно, однако он существенно ус-
коряется дифференциальным вранцчипм. которое растя-
niiiacT силовые липни, усиливает образующееся поло и
тим ускоряет процесс дальнейшей генерации его турбу-
Jh нтпостью (Вайнштейн и Рузмайкнп. 1971).

В период образования первых звезд, когда протогалак-
Тика сжималась, дифферент!альное вращение было еще
слабым, и поле, возможно, генерировалось в самих про-
тознездлх. Это пиле, создаваемое конвективными движе-
ниями и вращением протозвезд, могло передавать момент
1Ш0ШШ1М частям протоаясзд.

Нарывы первых звезд могли рассеивать их поле в га-
Лпкиже и способствовать дальнейшему его усилению.

Формллнжшшшыо расчеты эволюции галактик. В за-
I .шю-нне настоящего параграфа коротко упомянем о так
ппямшн мых формализованных расчетах эволюции га-
.так г ин. Здесь ставится следующая проблема. Пусть
имеется исходное водородно-гелиевое облако с некоторымп
заданными начальными условиями (масса, плотность,
температура). Детали процесса авеэдообрааовагшя ле учи-
тываются. но предполагается. что известна (на основе
наблюдательных данных и теоретических соображений)
функция звездообразования dep (ОТ)—число звезд с мас-
сой то ОТ до ОТ + г/ОТ. возникающих за единицу временя.
Функция ср (ОТ) зависит и от времени, но. кик правило, эта
зависимость в формализованных расчетах нс учитывается.
Обычно предполагается, что для достаточно широкого
диапазона звездных масс

Ф (ОТ)= const ОТ “°

где показатель а имеет постоянное значение. По данным
Солпитира (1955) а = 1,35. по скорое всего, эта величина
шшь попадает в пите рвал 1.2 < а < 1 6.

Затем задаются определенные параметры эволюции
звезд: доля массы, потерянной звездами разных масс в
процессе их эволюции, форма конечной стадии эволюции
звезд, в зависимости от массы, времени эволюции, коли-
чества образующихся тяжелых элементов.

По этим данным составляется система уравнений, ре-
шение которой и дает модель щездог'бризовлнил. эволюции
звезд и химического состава в галактиках. Основные ре-
зультаты в этом нпиринлгнни были получипы Ларсоном
(1901), 1974) и Тинсли (1973, 1974). Не будем здесь пе-
речислять многочисленные предположения. сделанные в
этих работах, а также и результаты этих расчетов Под-
бором определенных предположений можно добиться со
гласия теории и наблюдений и, в частности, получить за-
висимость химического состава от расстояния до центра
(Ларгин рассматривал сферически симметричную модель),
а также зависимость цвета и яркости галактик от того же
расстояния.

И наблюдения, и теоретические модели приводят к
выводу, что в ядре галактик (г <2 к/ie) должен быть
крутой рост обилия тяжелых элементов Х«металлов») к
центру пт Z = 0.015 до Z л* 0,08. Это связано с тем. что
в центр оседает газ выброшенный па заезд к потому су-
щественно обогащенный тяжелыми элементами. В гало
галактики градиента Z нет. здесь газ и звезды «падают»
вместе, процесс обогащения звезд происходит локально.
Iln удаленной периферии содержание тяжелых элементов
мало, поскольку здесь звезды образуются медленно, и за
короткое время, пока газ был еще на периферии, тамоб-
рюкжллось мало тяжелых элементов.

Мы до сих нор рассматривали образование звезд в
протогалактике — обособившемся сжимающемся прибли-
зительно сфероидальном облаке газа. Однако иногда вы-
сказываются несколько иные гшютезы. Ларсон (1974),
например, считает, что протогалактика нагревается и при-
ходит в равновесие раньше, чем образуются звезды. Не-
которые авторы из анизотропной картине»: адиабатическо-
го сжатия первичных флуктуации {см. главу II) иногда
делают вывод, что шаровые скопления образуются рань-
ше, чем галактики, а потом они собираются в систему.
Конечно» вопрос вока нс решен, и нужно исслсдонать
разные возможности. Однако представление о протога-
.ипггнке как о пеодородном сжимающемся облике, по-вн-
дпмому. лучше объясняет распределение скоростей ста-
рых звезд, распределение химического состава и Галак-
тике и связь между ними.

§ 4. Протозпсздная стадия эволюции звезд

Под термином протозвезды обычно понимают такую
фазу эволюции звезды, когда она уже обособилась от
сжимающейся среды, больше не фрагментирует и сжима-
ется далее самостоятельно под действием собстненного
тяготения до тех пор, пока не включатся термоядерные
не 1оч пн ни энергии и звезда не перейдет на главную по-
1 1е.д<|вит1?льн11сть.

Различают две стадии нротозвезды — прозрачную, па
котором вся энергия, генерируемая при сжатии, ушкитгн
in протстсзды излучением, и оптически плотную стадию,
шнди нужно учитывать перенос энергии в недрах прото-
йш* ед. Рассмотрим эти стадии отдельно (обзор см. Пенс
Тин 1971; Полесник. 1974, 1975).

Рассматривая сжатие прптознезд первого поколения,
необходимо учитывать лишь потерн па излучение моде-
му нрИиИ| япдорода. Па прозрачной стадии сжатия то
। и* uni грнипительно нетрудно. Было получено много
чт н-нных расчетов н приближенных яна.штпчепшх р<>-
унчшй и Тех и Ui иных предположениях.
В частности, можно предположить, что сжатие проис-
ходит изотермически. т. с. излучение поддерживает Тем-
пературу во веги протозвезде ни идном уровне. Тогда п
процессе свободного падения установится распределении
плотпости

р(г) ** г“|г’7. (6.36)

Поскольку в центральной части плотность больше, то
здесь быстрее происходит п сжатие. В результате возни-
кает плотное ядро, которое раньше, чем пнешнпо части
протозвеады, становится непрозрачным. В работах Лар-
сона (1969) и Пелетона (1969) были получено автомо-
дельное решение. в котором устанавливает™ распредели
ива (6.36) и которое соответствует скорости сжатия, прп-
мерно в три раза большей скорости звука.

Другое пвтомодслыин* решение было получено Колес-
ником н Надежнпым (1974). Здесь учитывается явное
выражение для объемных потерь энергии при излучении
мол окулярного водорода. Вообще говоря, потерн энергии
экспошшцшшьно зависят от температуры, но если рас-
сматривать плотности газа, большие 10~|в г • с.ч“3 (т. о.
«и > 10б сзг5). то устанавливается больцма невское рас-
пределение? по вращательным уровням, и тогда в первом
приближении миникм’ть нал учения и расчете на грамм
вещества «с зависит от нлотиоетн и прешарииопадьна не-
которой степени температуры:

а = 1,67 •10“э7'3'7 зрг/г • сек. (6.37)

В этом случае сжатие протозвезды тоже» может быть
описано универсальным автомодельным решением. И здесь
сжатие приводит к неоднородному распределению плотно-
сти, которое на более поздней CH1.UW выражается CTeilelL-
пым законом

р{г) ~ г‘8? ". (0.38)

т. g. оно более крутое, чем в случае изотермического сжа-
тия (6.36).

Большая неодпородность приводит к тому, что время
сжатия примерно в четыре раза больше времени свобод
кого падения. Рост температуры н центре зиеэды пи мери
уплотнения такжр определяется политропным законом с
показателем
9 Ч 7 —- 1

ЬвжЦ“П85, <о,>

т. е гораздо меньше 4/3, как и должно ныть для продол-
жения сжатия. Зная все параметры модели, можно опре-
делить и зависимость светимости от времени. Получилось,
что независимо от массы цротозаезды ее светимость ме-
няется со временем как

L = 2 • Ю*2 / 25 2Г а/ы/стк. (С.40)

В численных расчетах Колосника (1974. 1973) рас-
сматривалось сжатие сферы с начальным радиусом |Н” Н
п начальными температурами в центре (20 4- 100) К.
Примерно через 10* лет после начала сжатия в центре
образуется плотное ядро с массой, составляющей от 1дм
3% от массы протез везды. Радиус и температура ядра
сильно зависят от принятых механизмов охлаждения.

В прцтозшмдо из молекулярного водорода размер яд-
ра к моменту достижении им непрозрачности близок t:
?<*//.. Плотносгь вещества кнутри ядра порядка
1П « е сл * и кто температура около 4000 К. Образова-
ние плотного ндрп тесин связано с диссоциацией молше. -
пцнии'О водорода, но имеет и более общий характер. Длп
(рпниенпя укажем, что ио данным Колесника при охлвж-
деппп на тяжелых элементах радиус ядра при достиже-
нии непрозрачности близок к 300/?^ плотность —
|О 1 г* см 3 и температура 200 К. Еще больше непроз-
рачное ядро при охлаждении па выли, где его pzu^.p
3000 /t>. плотность 10"13 гем'3 н температура всего 1П°К.
что близко к начальной температуре ныли.

После образовании ядра ц сжимающейся протозвезде
излучение усиливается. В результате, как уже упомигд-
лпсь (Дорспикевмч и Колесник. 1975). усиливается давле-
ние радиации, п при листа точкой массе ядра знячнтеЛ!
luui часть оставшейся разреженной оболочки рассеется в
нрлстряжтне и поэтому только часть массы первоначаль-
ного облака сожмется в звезду

Образование плотного и непрозрачного ядра приводит
сначала к замедлению его сжатия, поскольку энергия
больше пр уносится достаточно быстро. Замедление сжа-
тии ядра приводит к образованию в оболочке ударной
волны. Постепенное увеличение температуры ядра при-
водит к дисеоцплцнв там молекулярного водорода, что
внять уменьшает (на время диссоциации) показатель 7.*
и сжатие ядра может возобновиться. Здесь возможна и
колебательная релаксация движений, особенно в тех слу-
чаях, когда действуют несколько механизмов охлаждения.

Детали различных расчетов эволюции протозвозд на
стадии формиронииия непрозрачного ядра сильно разли-
чаются (Ларсон. 1969; Нарита и др., 1970) н здесь труд-
но пока нарисовать более пли менее четкую картину про-
исходящих явлений, тем более трудно дать надежные
количественные оценки, особенно, если учесть, что праще-
гле я магнитное ноле сильно усложняют процесс и вно-
сят дополнительные начал иные параметры.

.’|егн‘ понять следующую стадию, когда быстрое сжл-
тне уже прекратилось, основная часть энергии выделя-
ется в ядре, но центральная температура еще недостаточ-
на для включения термоядерных реакций. После работы
Ханши (19(H) считается, что перенос энергии па этой ста-
дии щютозвезды осуществляется конвекцией. Звезда пере-
мещается по диаграмме Герцшпрунга — Рессслв так. что
все время она проходит вдоль «границы Хаяшн*, уравне-
ние которой

7\.ф~ ЯН7/Я|/Д "2, (fi.il)

где — эффективная температур» сжимающейся ирото-
звезды. Опа очень слабо зависит от массы, практически
не зависит от светимости и примерно равна 20UH К.

Перед попаданием на главную последовательность
звезда сходит с трека, идущего вдоль границы Ханши, об-
разует ядро, находящееся в лучистом равновесии. и в ко-
нечном счете разливает температуру, достаточную ДЛЯ
включения термоядерных реакций.

Принято считать, что протозвезды. находящиеся на ста-
дии конвективного сжатия, наблюдаются в виде звезд
типа Т Тельца или инфракрасных источников. Но это
ужо звезды второго или. лучше сказать, последнего поко-
ления. и поэтому они богаты тяжелыми элементами. Эти
объекты мы рассмотрим в следующей глине.

Сжимающиеся вротозвеады первого поколения ужа
давно превратились в звезды и мы их яс видим.
ГЛАВ Л VII

КРУПНОМАСШТАБНАЯ ДИНАМИКА
МЕЖЗВЕЗДНОЙ СРЕДЫ II ОБРАЗОВАНИЕ ЗВЕЗД

ПЛОСКОЙ ПОДСИСТЕМЫ

В предыдущей главе мы рассмотрели современные
представления об образовании звезд первого поколения
нз первоначального водороднп-гелнового газа. Серьезной
трудностью здесь, как утке отмечались, было то, что aim
ОЩр плохо знаем условия в этих системах и не имеем
«иыможности наблюдать в них процесс звездообразования-

В настоящее время в галактиках уже 98%, а возмож-
но, и более 99% всего вещества сосредоточено в звездах
или побывало в них. Иными словами, первоначальный
процесс звездообразования уже, по-видимому, давно за-
кончился. Газ, который мы сейчас наблюдаем в галакти-
ки*. имеет в основном вторичное происхождение. По
крайней меру значительная часть этого газа была выбро-
нн на из заезд в процессе их эволюции. Это следует хоти
бы из тоге?, что химический состав современного меж-
MHp.i;uioio газа существенно обогащен тяжелыми элемен-
там н. Здесь много и космической пыли.

В современном межзвездном газе продолжается про-
нонс звездообразования. Но протекает он несколько иным
путем. Во-первых, наличие тяжелых элементов л космл-
чегкой пыли существенно влияет на условия охлаждения
tain, л следовательно, и на гравитаниппную пеусгойчн-
юи-гь. Во-вторых, вместо однородного (или предполагае-
мо! л однородным) распределения первичного газа здесь
ужо имеет места довольно сложная крупномасштабная
ируктура межзвездной среды и. в частности, такое свое-
обрнлиш» пиление, как спиральные рукава. В-третьих,
»| н ь гущгстнсллщ» влияние магнитного поли и космиче*
I BM lysaft Рлжно и то, что процесс образования звезд в
• 1В|н минной межзвездной среде доступен наблюдениям.
Все это приводит к тому, что теория образования
звезд второго поколения строится иначе, чем для звезд
первого поколения и в этой главе мы изложим основные
современные представления по этому вопросу. Начнем
с теории спиральной структуры, очень важной для пони-
мания процесса звездообразования в настоящее время.

§ L Спиральная структура диска галактик

Выброшенный па звезд газ, как и остатки первона-
чального субстрата, сохраняют свой момент вращения
в Галактике, но теряют анергию на высвечивание. Это
приводит к концентрации газа в плоскости Галактики
и переходу его на концентрические орбиты в этой плос-
кости, т. с. к движению, обеспечивающему ианбольший
удельный момент вращения при наименьшей дисперсии
скоростей.

Наблюдении показывают, что межзвездный газ в дис-
ке Галактики в первом приближения распределен а а и до
широкого кольца. В центра липой части Галактики меж-
звездного газа мало, здесь мала как плотность газа, так
и толщина слоя газа (меньше 100 лс). Ио мерс уда-
ления от центра толщина газового диска растет п поверх-
ностная плотность газа сначала возрастает, достигает
максимума на расстоянии 4 Ч-В кпе от Солнца, а затем
опять спадает.

Хотя звездообразование сосредоточено преимущест-
венно в местах наибольшей плотности межзвездного газа,
представляют интерес и пшнннке части слоя межзвездной
среды. Там в настоящее время звезды не образуются, ио
динамика газа в этих частях Галактики может быть свя-
зана с динамикой первичного субстрата.

Распределение межзвездного газа во внешних частях
Галактики. Уже давно известно, что слой межзвездного
газа к периферии не только утолщается, но и загибается,
отклоняясь к 1Н1лшкктельпым галактическим шпротам
(т. е. к ^северу») п направлении галактической долготы
I 60° в к отрицательным шпротам в области галакти-
ческой долготы I ОО . Увеличение толщины слоя меж-
звездной среды и его искривление начинаются ал орбитой
Солнц» о Галактике (т с. на рзсстлпнни, большем
10 яис) достигают максимума порядка килопарсека па
расстоянии 16 кпс от центра Галактики. Кроме этого га-
за. а Галактике Наблюдаются облака так называемого
высокоскоростного высокою л ротного межзвездного водо-
рода. Эти облака могут присутствовать на больших угло-
вых расстояниях от галактической плоскости. 1учевыо
скорости их в большинстве случаев отрицательны п мо-
гут достигать 201) км/сек. Интерпретация наблюдений
затруднена тем. что неизвестны расстояния до облаков.
Возможно, что происхождение их различно. Облака, распо-
ложенные в пределах нескольких килопарсек от плоскости
Галактики, связаны с ев внешними ветвями (Дитер. 1971;
Верскюр, 1973). Из-за слабого притяжения к центру н
плоскости Галактики ппряферийпые области газового
слоя могут легко искривляться. По-ввдпмому, ив перифе-
рии Галактики мы наблюдаем сильную деформацию слоя,
из-за которой часть газа высоко поднялась над плос-
костью Галактики. Согласно Дитер газ образует цнлпи-
фический слой высотой 3,5 кпс по обе стороны от галак-
тической плоскости с внутренним радиусом порядка
12 кпс. Полная масса газа в этой ободочке — «ко-
го 2-10е ШТ. Эта оболочка участвует во вращении
Галактики.

Объяснение происхождения облаков па очень высо-
ких галактических шпротах проникновением газа спи-
рп гьных ветвей сталкивается с большими трудностями
(Оорт и Халсбгмтт, 197.3). Здесь мы наблюдаем, возможно,
результат падения межгалактического газа на диск Га-
лактики (около I в год) В атом случае, если, конеч-
но. ипблюдлгм.ш iiKicpriuiH пин не носит яреме иного пли
пнальнпго Аирвктерл. и теории Домюнив Галактики
полыл цррце6рен1 гь шшилшипшм ввпасни межзвездного
liuti itHnfr темны шинмия слан срлвплмы с темпами пре-
ирнщпнии пив п лиглдн Сейчас плотного газа и Мита-
ы ыынкг почти пгт. так что падать могут скорее
tn гп । кн того гшюиогл облака, центральная часть которого
ранее образовала Галактику. Состав падающего газа дол-
жен соответствовать начальному! т. е, водородно-теляв-
но му составу.

Движение п структура газа на далекой периферии
Галактики могут быть сильно искажены взаимодействием
днижушеягл Галактики с межга тактической средой
в Местной системе галактик.
Спиральные волны в газовом диске. Основная масса
.межзвездной среды в Галактике представляет собой
сравнительно плоский диск с заметно неоднородным рас-
пределением плотности. Отвлечемся пока от этих неодно-
родностей я будем рассматривать межзвездный газ как
вращающийся диск с постоя иной толщиной и плотностью.
Ясно, что здесь, как и в обычном газе, могут распростра-
няться волны плотности, т. е. обычные звуковые волны.
Если длина волны много меньше толщины диска, то эти
волны ничем пи отличаются от волн в протяженной сре-
де и, в частности, при учете сомогрдвитнцик нх диспер-
сионное уравнение описываете» формулой (6.6).

Существенное отличие появляется, если мы перейдем
к волнам, длина которых много больше толщины диска.
Рассмотрим сначала наиболее простой случай. Пусть
в центре диска имеется источник, создающий радиально-
симметричные возмущения диска с большой длиной вол-
ны. Это приведет к тому, что ио диску ♦побегут» кольце-
вые волны сжатия и разрежения. Возникшее в центре
области сжатие будет передаваться по диску вдоль ради-
уса в виде кольца, размером порядка длины волны, при
чем толщина диска при этом не изменится. Затем будет
следовать кольцевая волна разрежения, затем опять
сжатие и т. д., если источник возмущенна имеет периоди-
ческий характер.

Так же кик п в волнах «тяжелого» звука, учет
само!рнвптацни н таких Кольцовых волнах приведет к то-
му, что здесь а дисперсионном уравнении появится отри-
цательный член, уменьшающий упругость газа в волне.
Теперь это уравнение, связывающее частоту м и длину X
кольцевых волн, имеет в яд

й)3 = — 2л6рЛА = [^9 — 2лСр (7.1)

где р — по-прежнему плотность газа, h —толщина диска.
Напомним, что по условию мы рассматриваем волны
с Л Л.

Но в формуле (7.1) не учтен еще один важный эф-
фект — вращение диска. Пусть весь диск вращается так,
что на расстоянии г от центра (вдоль радиуса) его узло-
вая скорость есть П(г). Это означает, что каждый элемент
массы газа в диске движется вдоль окружности с линей-
ной скоростью Pr = rU(z), ня которую также налагаются
пекулярные скорости движения газа, если, например. он
имеет облачную структуру.

Когда данный элемент массы движется по кругу, то
это означает, что здесь центробежная сила компенсирует
притяжение гаая внутренней частью Галактики. Но
в кольцевых волнах происходят радиальные перемещения
газа относительно его равновесием орбиты. При сжатии
гаэл в кольцевой волне элемент массы смещается вдоль
радиуса к центру, а при разрежении — обратно к равно*
весной орбите, г. затем it далее к периферии. При перио-
дичности колебаний должно иметь место периодическое
движение газа вдоль радиуса диска с частотой ы и с ам-
плитудой. гоответстиуюгцей амплитуде волны. Ясно, что
такое движение нарушает баланс между центробежной
силой и гравитационным притяжением ц это приводит
к появлению дополнительной си iw. действующей на эле-
мент массы газа в подобных волнах, отличной кик от
силы упругости газа (т. е. его давления ). так и от силы
самогравитянни. Учет этой силы. т. е. периодически мо
няющейся разности между центробежной силой и грани
тппионным притяжением внутренней части Галактики,
приведет к появлению в дисперсионном уравнении этих
>1(1.1 н еще одного члена. Теперь будем иметь

ы = х- + ₽;АЛ — 2xGfihk, р2)

гщ и (г)—так лазываемая эпициклическая частота, оп-
ределяемая формулой

l«wr—i- i|r>O(r)r-4Q^I + if j. (7.3)

П самом деле, в волне плотности во вращающемся диске
каждый элемент газа принимает участие в двух дапже нм*
лх — вращении всего диска (движение по основной орби-
те — деференту) я колебаниях вдоль радиуса, которое
можно представить как вращение по эпициклу, если
но н..юватьея терминологией Птолемея.

Формула (7.2) и определяет свойства кольцевых волн
плотности во врапшющемся диске. Например, в преды-
дущей главе при рассмотрении волны плотности в одно-
родном протяженной газовой среде был получен критерий
неустойчивости Джинса на условия а>2 < 0. Теперь мы
тоже можем получить критерий неустойчивости газового
диска из подобного же условия (см. Хантер, 1972). По-
ложим в (7.2) w = Q. Диск будет устойчив, если при
атом уравнение (7.2) для определения к = -j- не будет
иметь ни одного решения. Очевидно, что для этого долж-
но быть выполнено условие

(7.4)

Если же имеет место обратное неравенство, то (7.2) име-
ет действительные решении дли к и при <)* < 0 п. следо-
вательно, в этом случае диск распадется па отдельные
кольцевые образования, которые будут сжиматься даль-
ше иод действием собственного тяготений. Характерные

♦>Д

размеры этих колец Х = легко получить из (7.2). ре-
шай это квадратов уравнение при в)2 =0. Критерий
неустойчивости [(7.4) с обратным неравенством] в ка-
кой-то мере аналогичен критерию Джинса —для грави-
тационной неустойчивости необходима низкая кинетиче-
ская температура среды.

Волны плотности в газовом диске могут быть и не
только радиально-симметричными, кольцевыми. Могут
существовать волны, которые одновременно перемешают-
ся как по радиусу (к центру или от центра диска), так
и вдоль Шфужщютн. Н агон случае колжнкш фронт бу-
дет уже иметь форму но окружности, а спирали, переме-
щающейся по диску с постоянной угловой скоростью Йд,
одинаковой на разных расстояниях от центра. Угловая
скорость спиральной структуры 42» и частота волны <о
связаны соотношением

Q;, =

(7.5)

где 272 — число витков спирали. 7[ля определения (2* име-
ем следующее дисперсионное уравнение

m’ (Q„ - fi)’ =‘х2 + - 2nGvlt | А-1. (7.6)

Параметр А- по абсолютной величине по-прежнему равел
2л X. но теперь его выбирают положительным для «рас-
кручивающейся* спирали (волна бежит от центра) и от-
ри нательным дли «закручивающейся* спирали. Надо
всегда иметь в виду, что и любой волне плотности часто-
та сохраняется, ио длина волны (или А*) может меняться
с расстоянием, если меняются внешние параметры (Щг),
*(г); *>•» Р » Т. II.).

То. что фронт волны, перемещающейся как вдоль ра-
диуса. так и вдоль окружности в диске, имеет форму спи-
рали. очевидно на самого определения, по сама форма
спирали может быть сложной, в зависимости от того, как
меняются параметры лиска вдоль радиуса. Сравнивать
с наблюдениями удобно расстояние между соседними
витками спприди и так называемый питч угол I, т. е.
угол между иш|рвв.кч1ием вращения но кругу я направ-
ленном спирального фронта. У кольцевых ноли расстоя-
ние между фронтами есть просто длина волны X, в питч-
угол ранен пулю, У спиральных волн расстояние между
соседними витками равно Х/?и, а питч-угол i определяется
условием tg/— тл/2лг. Спирали могут быть одиорукав-
пымн (?п = 1). днухрукаяиы.мн (zn = 2) и т. д.

Спиральные внлпы и звездном диске. До сих пор мы
рассматривали кольцевые и спиральные волны плотности
и сплином вращающемся щеке. представляющие собой
обобщение обычных звуковых волн, состоящих из череду-
ющихся сгущений и разрежений газа. Упругость газа,
т. о. его давление, учитывается в этих волнах скоростью
щука ь\. Правда, в «тяжелом» звуке во вращающемся
диске фазовая скорость такой волны отличается от щ. но
ем не менее свойства подобных волн существенно за ви-
сят от скорости звука »я — у fl Р-

Пи оказывается, что во вращающемся звездном диске,
тоже возможны волны плотности. Отличив звезд noli си-
стемы от газа заключается в том. что здесь нет давлении
в обычном понимании этого слова и величина, эквнва
нчегная скорости звука, должна быть принята равном
кулю. Отсюда, например, следует, что в пеирощающейся
звездной системе нет волн плотности «тяжелого» звука.
Lc.ni бы они существовали, то их дисперсионное урявно-
иш» описывалось бы формулой (Ci.G) при п. = 0. т. о.
у таких возмущений частоты могут быть только мнимыми
(система неустойчива).

Но если мы положим п. — 0 в дисперсионном уравне-
нии (7.2) плн (7.6), то найдем, что частоты могут быть
действительны и что здесь вполне могут существовать
водны плотности.

Дисперсионное соотношение дли кольцевых волн
плотности во вращающемся звездном диске мы запишем
в виде

ы2 = х*-2лСп*[*|, (7.7)

а для спиральных воли в таном диске имеем

лг (Qp - Q)a - хт - 2лб'аф ] к |. (7.8)

Здесь величшпЮф представляет собой некоторую эффек-
тивную поверхностную плотность распределения звезд
с учетом их дисперсии по скоростям. В явном виде эта
величина выражается довольно громоздкой формулой и
поэтому мы лучше опишем качественно, как она опрс-
делается.

Если бы все звезды были в таком диске, где двигались
бы по строго круговым орбитам без дисперсии скоростей,
то величина о, представляла бы просто интеграл по высо-
те от плотности массы, сосредоточенной в звездах. Если
звездную систему представить в виде однородного диска
толщиной Л. то о* = р*Л.гдерф— плотность массы в звез-
дах, рассчитанная ни единицу объема звездной системы.

Теперь допустим, что у звезд есть большая дисперсия
скоростей, которую мы обозначим через Аг*, т. е., что
звезды движутся не ио круговым орбитам, а по более
сложным траекториям, так что в каждом элементарном
объеме имеются звезды с разными значениями скорости
и разными направлениями движений. В этом случае ве-
личина о* существенно уменьшается. Причину этого легко
объяснить. При большой дисперсии скоростей звезды как
бы -«разбегаются а из области сжатия, и эффект самогря-
витацпи просто не успевает привести к заметному изме-
нению свойств волны. Критерием заметного уменьшения
действия св могра витании в звезд нон волне плотности
является величина Ai^/Гф, где = ы/к — фазовая ско-
рость волны. Чем эта величина больше, тем меньше эф-
фект сямогровптацвн. В пределе для случая большой дис-
персии скоростей звезд в диске с заданной толщиной

оф = рфЛ ехр

(7.9)
Формула (7.Я) есть предельный случаи, когда показа*
тель экспоненты много больше единицы. Правда, эта
формула правильно описывает и случай но при

промежуточных значениях величины (А*Аь’е х)* действи-
тельное значение а* сильно отличается от приближенной
формулы (7.9).

Формулы (7.7) и (7.8) с учетом зависимости о*(А, х,Дг*)
определяют и устойчивость звездного диска. В частнос-
ти, в звездном диско бсч дисперсны скоростей (А^*=0)
всегда появляется неустойчивость на волнах плотности
С длинами

2л 4л°6'ст, 4л2(;р.Л

Это условие сразу следует из (7.7) при ы2 < 0. Если
4л*Ср*,то неустойчивость диска проявляется в том,
что он распадается на отдельные сгущения, размеры ко-
торых порядка толщипы диска. Если же х*> 4л*<?р*. по
шамётр диска много больше X* из (7.10), тп звездный
диск без дисперсии скоростей распадается на облака, тол*
пиша которых порядка толщины диска, а их размер вило-
скости диска порядка Хф/2.

Учет дисперсии скоростей существенно меняет этот
вывод. Дтя определения устойчивости теперь надо найти
условия, при которых правая часть (7.10) с подстанов-
кой точного выражения для о* пи при каких А'не обраща-
ется и нуль. Очевидно, что при достаточно большой дис-
персии скоростей заезд это всегда возможно, поскольку
о* быстро умев । шлется с ростом До*. Если нос пользовать-
си приближенной формулой (7.9)- то можно найти кри-
терий устойчивости звездного диска:

Д^>^. (7 11)

который впервые был получен Тумре (1964). Более точ-
ные расчеты, в частности, и учет влияния толщины диС'
на. приводит лишь к некоторым изменениям численного
1шзс|и|л|циепта (7.11), который всегда не слишком сильно
отличается от единицы.

Формула (7.11) означает, что при большой дисперсии
скоростей звезды успевают «убежать» из области сжатия
быстрее, чем эффект едмогравитациц приведет к сущест-
венному сжатию. Поэтому критерий (7.11), по существу,
эки if валентен критерию Джинса — распад на сгущении
и их дальнейшее сжатие возможен лить при низкой тем-
пературе или, в случае звездной системы при низкой дне-
Персии скоростей.

Формулу (7.11) можно использовать для оценки мн
нимальиой дисперсии в звездных дисках.

В дальнейшем мы будем рассматривать устойчивые
звездные диски — условие (7.11) выполнено, диск но рас-
падается на отдельные сгущен ня и возмущения приводят
лишь к появлению воли плотности, распространяю-
щихся вдоль диска. Наблюдения показывают, что
кольцевые волны (т«0) встречаются не часто: в пра-
вильной форме они почти не наблюдаются. Но спираль-
ные волны, особенно двухрукавпой структуры (т = 2),
представляют собой характерное явлении в га |яятпкзх.
хотя и здесь правильная структура также появляется не
слишком чаете.

Волны плотности в звездных дисках галактик имеют
относительно малую амплитуду изменен ин гразптапион
кого потенциала и флуктуаций концентрации звезд —
обычно пе более 3 4-5%. Эго приводит к тому, что в спи-
ральных волнах плотности у звезд появляются добавоч-
ные изменения скорости (кроме их обычной дисперсии),
примерно равные

х Лф х2 lir >о.

(7Л2>

где Дф/ф — амплитуда изменения гравитационного поля
в волне плотности, к,— радиальная и —азимутальная
компоненты скорости. Величины ит и и*, так же как и
Дф/ф, периодически меняются с удалением от центра Га
лактнни, тем самым проявляя именно волновой характер
спиральной структуры. В пашей Галактике амплитуда
изменения скорости и около Ш км/гек.

Теория спиральных воли плотности была создана для
объяснения спиральной структуры Лином и его сотруд-
никами (Лил и Шу, 1964; Лин, Шу. Ян, 1969). В после-
дующем эта теория развивалась во многих работах (Ма-
рочник п дрм 1972). Достаточно полный обзор этих иссле-
дований содержится в работе Марочника и Сучкова
(1973) j а также в работе Каплана н Кпкельигра (1971).
Проводились и подробные сопоставления теория с на-
блюдательными данными, хотя здесь еще трудно полу-
чить внутренне сгнласонанпую картину.

По-тиимому. у большей части спиральных галактик
имеется двухруки иная система (т = 2). Правда, сами
рукава часто состоят па отдельных клочков, обрывков.
I"[петому не очень просто провести геометрическую ли-
нию, описывающую фронт спиральной волны. В частно-
сти. трудно определить п ин гч-угол. По разным оценкам
в напрей Галактике / 7 -г 2Г°.

Легче определить частоту спиральной ударной волны
m и ее угловую скорость Ур » — . хотя и здесь пет одно-
значного ответа. Величина угловой скорости Галактики
£2(г) известна довольно хорошо. Ге часто выражают че-
рез постоянные Оорта .4 и /Л характеризующие диффе-
ренциал ыню вращение в данной области Галактики:

Q(r) = Л — В — 23 км/сек кпс. (7-13)

Численное зачение соответствует окрестности Солнца.
Отсюда имеем для ап ациклической частоты:

х(г)>= 2 | //(.1 — В) — 31 км сек-кпс. (7.14)

Зная длину полны [по расстоянию между витками спи-
рали или по периодическому характеру изменения скоро-
стей (7.12)]. можно по формуле (7.8) определить и £2Г.
Здесь имеется некоторая неопределенность, связанная
с тем. что п общем случае существуют две моды коле-
б.щнй — коротковолновая и длинноволновая, поскольку
уравнение (7.8) квадратное. Рассматривались разные слу-
чаи и получались разные значения £2,. от 13,5 км/сек-к нс
дн 30 км/сек кпс. Чаще всего принимается для угловой
скорости сниральшщ волны в нашей Галактике:

-4" св = 15 аж сек • км. (7.15)

Как н у всяких волн, спиральные волны имеют фазо-
вые и групповые скорости. Фазовые скорости равны
w/fr = шл/2л = £2гХ/я> а групповые (ее радиальный ком-
понент):

rfo)

V 10 км/сек.

(7.1 б)
Численное значение приведено для окрестности Сплина.
Это значение довольно велико и оно означает, что спи-
ральная волна плотности ♦стягивается^ к центру и долж-
на исчезнуть примерно за 10® лет, т. е. всего за несколь-
ко оборотов. 0тсюд4 следует, что сппра.чьпые волны
плотности должны чем-то возбуждаться, они не могут
остаться ипк следствие нпча । иного образования галактик.
Синралиная структура встречается часто и это означает,
что механизм образования спиральной структуры должен
быть достаточно эффективен.

Было предложено несколько поделен возбуждения
спиральных волн плотности в звездном диске. Возможно,
что у разных галактик механизмы возбуждения этих волн
также различны. Если у галактики есть близкие спутни-
ки (как, например, Магеллановы Облака у вашей Галак-
тики), то спиральная структура может возбуждаться
приливным воздействием от этих спутников. Концентра»
пня массы на периферии может создать там д>к Лисовскую
неустойчивость, которая в б we внутренних частях галак-
тик переходит в спиральные волны. Неустойчивость по отно-
шению к возбуждению спиральных волн может быть
связана с наличием в галактиках взаимопроникающих
звездных подсистем, вряшиияднхея с разными углош.мя
скоростями (аналог пучковой неустойчивости).

Возбуждение спиральных волн может быть гпяаяпо
и с процессами в ядрах гашктпк. Вращение б«фообр1мноп
структуры способно привести к излучению воля,
распространяющихся вдоль ридиусн диски от центра
(Корчагин и Марочник. 1975). Возможно, что определен-
ную роль играют п наблюдающиеся п радиоизлучении
выбросы газа из ядер галактик. Возможностей .много, хо-
тя ин в одной модели до сих нор не удалось получить
достаточно хорошие результаты (обзор моделей см. Ма-
рочник, Сучков, J973). Но видимому, различные механиз-
мы возбуждения воли могут привести к сходней картине
спиральных ветвей.

Структура воли плотности, т. е. спиральных рукавов,
может быть прослежена пи данным наблюдении. Вообще
говоря, это сложные п неоднородные образования н оин
довольно резко выделяются на общем фоне наличием
горячих ярких звезд. ЗОН ионизован НОГЛ BO.IOpn fft, боль-
шими агрегатами газово-пылевой межзвездной среды.
В центральной части Галактики картина рас-
пределении и структуры рукавов несколько отличается
от тот, что предсказывает простая волновал теория.
Здесь выделяется рукав, имеющий форму колада с ради-
усом около 4 КПС. в расширяющийся со скоростью около
50 к.м/ceir. Внутри него есть несколько более слабых ко-
лец. Наконец, наблюдаются уже упомянутые выбросы из
центральной области Галактики, которые наиболее под-
робно изучал ван дер Круит (1972). Из данных наблюде-
ний ароде бы следует, что 12—13 мля. лет ялззд произо-
шел выброс газовых облаков с подпой массой около
I07 н со скоростью 600 км/сек, который мог бы обра-
зом ть в настоящее время расширяющийся рукав ради-
усом 4 к не.

Эти и другие наблюдения позволяют считать, что не-
которая часть //лирллыюй структуры (рукав с радиусом
4 кпе, обрывки рукавов в меж рукавном пространстве)
Могут IIM0TI, Н|» только волновую природу, но и «матери-
|1юную» структуру, т. с. состоять из скопления яещества,
удерживаемого в потенциальной яме гравитационного по-
ля соответствующей структуры, а не просто пересекаю-
щгго ее, как л волне.

Волновая структура спиральных воли плотности пс-
зпот и мп периферии галактик.

.Звезды редко образуются в центральной части галак-
1пк, где газ Диижнтся с большими скоростями и где его
немного, и по образуются па периферии галактик, где
гплтщл'ть газа вообще мяла. Правда, в нсГкь1Ынон обля-
пи около самого центра наблюдаются зоны II II. есть го-
рячие звезды и там. возможно имеет место процесс звез-
ды и'фюишаняя.

II or шишом процесс звездообразования происходит
в гридней части галвктикн, где плотность газа не мала.
И- мл требования. чтобы дифференциальное враще-
нии i а.шитики не останавливало бы сжатия из-за вызван-
1ШГП нм эпициклического вращения газовых облаков.
Мгжпп пил учить следующий критерий миппмальной
ii jnTHiJt гм при которой вообще может начаться крупно-
Xuiriurпбнш- ««шине (Каи рк, 1972):

(1ш1,*~!л£Ч5. 10-24г/с.у\ (7.17)
Разумеется» (7.17) представляет собой только нижний
предел,—для конденсацнн звезд необходимо выполнение
еще многих условий. По, например, во внешних пястях
галактик, где р никакое охлаждение газа не мо-

жет создать условий, благоприятных для образования
больших конденсаций газа, я следовательно, и звезд.В то
же время сжатие газа в спиральпых рукавах, которое,
как мы увидим ниже, может быть весьма существенным,
повысит плотность выше предела (7.17).

§ 2. Спиральная ударная волна

Волна плотности, наблюдаемая как спиральный ру-
кав, представляет собой сложное образование; здесь вид-
но много специфических объектов, связанных с процессом
образования звезд. Но уже отмечалось, что гравитацион-
ным ногеиццал. а следовательно, я общая плотность ве-
щества изменяются п спиральном рукаве очень немного,
всего на 3—5%. Конечно, такое изменение плотности
межзвездного газа явно недостаточно дли преодоления
барьера джипсовской неустойчивости. По, как оказалось,
плотность именно межзвездного газа в спиральном рука
ве увеличивается существенно больше, чем плотность
массы в среднем. Что связано с образованием здесь спи
рильных ударных волн, описанных Робертсом (1969)
и изученных вгюследстпип во многих рибитах (см. I hi
кельнер. 1969; Ш}г и др., 1972—1973; Kairnan, Пнкельпер,
1974; Мшнуров, Сучков. 1975).

Чтобы изучить свойства этих ударных волн, рассмот-
рим подробнее движение газа и звезд в области спираль-
ной полны плотности. Численные оценки приведем для
случая окрестности Солнца. Угловая скорость вращения
газа и звезд вокруг центра Галактики здесь примерно
равна 25 км/сек кпс, чему соответствует линейная с ко
рость перемещения вещества по круговой орбите
25(1 км/сек. С другой стороны, угловая скорость спираль-
кой волны гораздо меньше, около 15 км/сек• кпс Поэто-
му газ и звезды догоняют спиральную волну и вступайт
в нее с внутренней стороны. Внутри спирального рука-
ва гравитационный нотепинал больше и поэтому скорость
движения газа и звезд относительно рукава несколько
увеличивается, как мы видели, примерно на 1U км/сек.
Нетрудно оценить и общее изменение скорости газа и
звезд при попадании их в область спирального рукава.

Скорость относительного движения газа н рукава по
направлению вдоль окружности равна 270—15-10 ^

120 км/сек. Учитывая, что питч-угол спирального ру-
кава составляет около 10°. получим, что по нормали к ру-
каву относительная скорость порядка 20 км/сек. Учиты-
вал также увеличение перпендикулярного компонента
скиррсти вещества а рукаве еще на 10 км/сек, получимг
что скорость втекающего в спиральный рукав газа н вхо-
дящих в пего звезд сначала увеличивается примерно до
(25—35) км/сек. Эта скорость больше, чем скорость зву-
ка в межзвездном газе, которая с учетом влияния маг-
нитного поля и движений облаков равна нрвблпзвтолыто
10 км/сек. Из уравнения Бернулли следует, что если дви-
жение газа (идеальной жидкости) сверхзвуковое, то
в потенциальной яме плотность уменьшается, п если дви-
жение дозвуковое, то платность увеличивается. Наблю-
ден и я показывают, что плотность газа в рукаве вы те
средней, т. е. движение становится дозвуковым, скорость
газа далее уменьшается. Замедление пт сверхзвукового
к дозвуковому в условиях, когда сила тяжести только
ускоряет течение, может происходить только на фронте
ударной волны. Газ. втекая в рукав, налетает на имею-
щийся там газ и резки затормаживает движение. Само
накопление газа в рукаве происходит так же. как увели-
чение плотности звезд.

Звезды но образуют ударной волны, поскольку длина
пробега для них слишком велика. Гравитации и пи? иоле
рукава сказывается лишь в некотором изменении формы
их орбит. Тем не менее, несмотря ни увеличение перпен-
дикуляр пой к рукаву скорости платность кх и рукаве
yiu । опивается. рукав есть полна плотности. Наглядно это
можно пояснить следующим образом. «Подходя* к руки
ну с внутренней стороны, звезда прнтмгивается к пгму и
отклоняется от круговой орбиты, удаляется от центра.
При этом она уменьшает круговую скорость приблмзв
тельно по закону Кеплера, и это замедление окззышнтся
более существенным, чем ускоренно под действием само-
го рукава, так как ноле Галактики относительно сильнее.
Таким образом, звезда, войдя в рукав, как бы замедляет-
ся относительно нею, и при этом и юг пусть звезд, в спот-
петствик с уравнением неразрывности, увеличивается.
После этого звезда поворачивает под действием того жо
притяжения к центру и начинает скользить вдоль рукава
(рис. 40). Скорость ее под действием того же эффекта

увеличиваете^ движение опять становится почти круго-
вым. и звезда уходит из рукава с возросшей скоростью,
а плотность зноздэа ого
пре телами соответст-
венно уменьшается.

Вернемся к удар-
ным волнам в спираль-

Рлс. 40. Движение эпепд п облако»
газп (нижняя крнная с и рапа) и раз-
решенного гнал (щфхяяя кривая —
справа) через смирил иную литии.

с Т0М| что излучение энергии нз
волны уносит оттуда энергию

ном рукаве. Главная
особенность межзвезд-
ных ударных волн вооб-
ще — возможность полу-
чить сильные сжатия,
значительно превыша-
ющие обычное четырех-
кратное сжатие удар-
ной волной в одноатом-
ном газе. Это связано
области фронта ударной
и тем самым ослабляет

протшюдейс’твне сжатию (гм. Каплан. 195(5; Каплан и
Никель нор, 11N53). Величину сжатия газа в сильной удар-
ной волне с высвечиванием (изотермический) легко оце-
нить ко следующей формуле:

(7.18)

где pi п р2 —плотность газа до п после прохождения
ударной волны, е4 —скорость ударной волнЫ'&т®8

—J К 77р. — изотермическая скорость звука. Формула
(7.18) просто означает, что в сильной ударной волне
с высвечиванием динамическое давление |М‘3 вещества,
втекающего во фронт, примерно равно тепловому давле-
нию газа за фронтом волны. Формулу (7.18) можно лег-
ко обобщить, включив давления магнитных пилен и кос-
мических гучей (Каплан, Пикелыюр. 1973). Эти давле-
ния, существенные в межзвездном газе, уменьшают
сжатие.
В формуле (7.18) под можпо вообще понимать хао-
тическую скорость движения элементов га ап, как тепло-
вую. так и турбулентную, если ударная полна приводит
к тому, что наиравлеинан скорость движения этой
волны трансформируется в хаотическую скорость движе-
ния облаков за фронтом ударной волны. Тепловая ско-
рость межзвездного газа (между облаками) и хаотиче-
ская скорость облаков этого газа есть величины одного
порядка, и они равны примерно 7—8 км/сек. Того же по-
рядка, «ли несколько меньше, альвеновская скорость, ко-
торая характеризует упругость магнитного поля. Надо
только иметь в виду, что сжатие ком попоите поля, парал-
лельного фронту, происходит адиабатически c *f 2. т. с.
здесь нет иаотермичности. Поэтому при сильном сжатии
поле становится наиболее существенным фактором.

Если газ, втекающий в область спирального рукава,
замедляется, изменяя компонент скорости, перпен-
дикулярный к осн рукава, например, на 20 км/сек, то
согласно (7.18) здесь должна образоваться ударная вол-
на со скачком плотности около 7. Забегая вперед, заме-
тим, что именно это уплотнение межзвездного газа и
делает возможным эффективное звездообразование в спи-
ральных рукавах.

Детальная картина движения газа и спиральных ру-
кавах была исследована Робертсом (1969), Шу и др.
(1973) путем численного интегрирования уравнений дви-
жения. Опишем вкратце результаты их вычислений.

Очевидно, что спиральная ударная полна может поя-
виться не во всякой спиральной волне плотности — есть
некоторый порог изменения потенциала гравитационного
и или в спиральной волне. В самом деле, слабая волна
плотности не может существенно изменить направ кчсяе
движения газа н отклонить его от круговой траектории
настолько, чтобы относительная скорость движения стала
бы сверхзвуковой. Кроме того, для возникновения улар*
пой волны необходимо существенное различие между
угловыми скоростями вращении Галактики и спиральной
полны при не слишком малом питч-угле.

Ударной волны не будет и в том случае, если пинетн
ческая энергия движения газа относительно спиралей
много больше потенциальной энергии гнзи R грлнитвцпон-
ним ноле волны плотности. В этом случае газ лроскакн-
ваот волну, не затормаживаясь. он как бы вымотает
плотный газ из рукава и « дпльней|нем течет не заторма-
живаясь. В том случае, когда ударная волна образуется,
положение фронта зависит от энергии течения газа. Чем
больше эта энергия, тем дальше оттесняется плотный
газ и тем дальше фронт от края рукава (Пцкольнер.
1970; Шу и др., 1973). Расчеты показывают, что при
благоприятных условиях спиральная ударная волна воз-
никает уже при амплитуде волны плотности (по грави-
тационному потенциалу) около 1% относительно потен-
циала самой Галактики в этом месте. Если питч угол мал,
то необходима амплитуда волны плотности около 5%.

На периферии Галактики угловая скорость вращения
уменьшается и приближается к угловой скорости движе-
ния спиральном картины. Поэтому здесь мала относитель-
ная скорость, и спиральной ударной волны по возникает.

Детальные расчеты показывают, что элемент массы
1аза Пересекает спиральную ударную волну в тот мо-
мент, когда ои находится в наиболее удаленной от цент-
ра точке своей галактической орбиты. Здесь и происходит
торможение газа (часть энергии движения высвечивает-
ся), после чего газ поворачивает вдоль фронта и начина-
ет двигаться, приближаясь к центру. Его движение ус-
коряется гравитационным полем Галактики, и из-за
силы Кориолиса элемент газа постепенно начинает откло-
няться ат осн рукава, приближаясь к его внешнему
краю.

Выйдя из спирального рукава, элемент та. как уже
говорилось, опять переходит на круговую орбиту движе-
ния н плоскости Галактики. Однако радиус этой новой
орбиты должен быть несколько меньше радиуса орбиты
до пересечения фронта ударной волны, так как из-за
высвечивания на фронте энергия движения уменьшилась.
Иными словами, пересекая спиральную ударную полку
много раз, элемент массы газа постенопио приближается
к центру. Оценки показывают, что время существенного
изменения галактической орбиты данного элемента мас-
сы газа порядка 109 лет или больше (Пнкельяер, 1970).

Потеря кинетической энергии газа в спиральной удар-
ной волне я переход его па врбиты с яемыяли/j радиуса-
ми не гасит саму спиральную иол и у плотности. Более
того, этот эффект усиливает волну, поскольку при пере-
ходе ня более «низкие* орбиты освобождается потен-
циальная энергия, которая по абсолютной величине вдвое
6 1ыие потери кинетической энергии. Эта поте иди альпая
анергия проявляется в упомянутом отклонении элемента
к внешнему краю рукава, что ускоряет спиральную вол-
ну и соответственно усиливает ее амплитуду.

С Другой стороны, образование в ветви горячих звезд,
создающих области II II, которые расширяются и увели-
чивают энергию движений облаков, действует как нагре-
вающий механизм, добавляющий газу упругость и ком-
иененрующпй частично роль необратимой диссипации
(Пирман н др.. 1972).

Как уже говорилось, сжатие газа на фронте сильной
ударной волны в спиральном рукаве достигает 5—7 раз.
Это сжатие происходит в узкой полосе сразу за фронтом;
дальше плотность из-за действия кориолисовых сил, уве-
нчивающих нормальный компонент скорости, уменьша-
ется и в дальнейшем меняется мало. Поскольку обра-
иванпе звезд тесно связано именно с уплотнением в
спиральной ударной волне, объекты, характерные для
пнрельиий структуры, концентрируются в этом случае
непосредственно сзади узкого фрягта. Толщина зани-
маемого разными объектами слоя зависит от продолжи-
тельности их жизни поэтому самые мощные II И области,
в также цефеиды наибольших периодов (Ефремов, 1973)
концентрируются ближе к ударной волне.

Если относительна л скорость газа и спиральной волны
невелика, то ударная волна будет слабой или может вооб-
ще не возникнуть. Плотность газа тогда порастает мод-
лепное в соответствии с правитациоиным потенциалом
рукава, и максимум плотности газа соответствует сере-
дине рукава. В этом случае звездообразование происходят
не так интенсивно, но спиральный рукав все же выделя-
ется Теперь его ширина существенно больше, чем при
сильной пол не.

Шу и др. (1973) показали, что, кроме основной сии-
рпльплп ударной волны, могут образовываться и вторич-
ные у .тарные волны за счет резонансов в движении спи-
ральных волн разных гармоник. Эти ударные волны сряв-
питсльна слабы и возникают только а спиральных ноляад
с относительно большим изменением нотенцияла грави-
тационного ноля.
Сопостанленне теоретической ка ртцны спиральной
структуры с наблюдательными данными проводилось во
многих работах (см. обзор Марочник и Сучкон, 1974).
Ряелределеша.» зярзд н спирали будет рассмотрено ниже,
в сняли с непосредственным изложением вопроса о звездо-
образовании в спиральных рукавах.

Здесь мы только коснемся проблемы интерпретации
наблюдений межзвездной среды в рамках модели спи-
ральной уд 1рпой волны. Существовав не спиральных
ударных волн подтверждается темными полосами, кото-
рые наблюдаются преимущественно на внутренних краях
спиральных ветвей, особенно в галактиках Sc. например
в 51. Эти прожилки пыли точнее следуют за формой
спиральных летней, чем, например, области И Н (Лиеде,
1972). Линде (1979) нашла. что концентрация газа
в этих полосах порядка 10 4-20 см а, если считать. что
здесь отношение газа к пыли такое же. как в пашей Га-
лактике. Если там невозмущенная плотность межзвезд-
ного вещества такая же, как D Галактике (т. е.
— 0,6 см 3). то сжатие* газа в галактиках Sc должно быть
очень велико — до 30 раз. Это возможно, если маг-
нитное поле в этих галактиках мало, либо мала скорость
звука, либо ксвозмущенная цдртность в пространстве
между руяаиами там больше.

Исследование радиоизлучения галактики \1 5! (Мэть-
юсон и др.. 1972) показало значительное усиленно синхро-
тронного излучения в тех же областях, где наблюдается
усиленное поглощение межзвездной пылью. Величину уси-
ления излучения оценить трудно, так как разрешающая
способность радиоизмерепий еще недостаточна. Однако
расчет радиоизлучения на основе теоретической модели
волны дал после усреднения ио диаграмме радлотелеско-
на рас пределен не, близкое к наблюдаемому.

К сожалению, еще трудно построить детальную кар-
тину распределения межзвездного газа в пашей Галак-
тике. поскольку мы находимся внутри ное. Довольно чет-
ко прослеживается спиральная картина по областям
поназови иного водорода, наблюдаемым оптически в пре-
делах нескольких килопарсек от Солнца. По распределе-
ние этих областей отражает распределение возникших
здесь же молодых и горячих звезд и слабо связано с га-
зом, имевшимся до прохождения здесь ударной волны.
Наиболее полные данные о спиральной структуре по-
лучи ются из исследования распределения нейтрального
иодорида, определенного по радиоизлучению на волне
21 ели Правда, к здесь цока не удалось получить одио-
.шачялб и четкой картины спиральной структуры. Глав-
ная причина затруднений — сильная иррегулярность
я распределении межзвездного водорода вообще а неуве-
ренность оценок расстояний до областей II 1. Уплотнения
гнза могут быть велики, но четко зафиксировать спираль-
ные ударные волны кока не удается.

Тем но менее, нет сомнении в факте существования
волн плотности в межзвездном газовом диске, ди же если
они я ио дают четкой спиральной картины, охватываю-
щей большую часть диска галактики. Отсюда практиче-
ски одиоашшко следует необходимость появления на г?р-
кнтором интервале расстояний от Солнца ударных воли с
относительно большим скачком плотности. Эти удар-
ные водны (в регулярной картине спиральных рукавов —
спиральные ударные волны) создают сжатие вещества,
которое, как мы сейчас увидим, приводит сначала к по-
явлению облачной структуры межзвездного газа, а затем
и к образованию звезд.

§ 3. Обрп.эошшпе облаков нейтрального водорода

Рассмотрим теперь дальнейшую эволюцию межзвезд-
ного газа, сжатого спиральной ударной волной. Как из-
вестно, при сжатии разреженного газа в космических
ус нншях его температурный режим определяется но ади-
вГы । и чес кп мн условиями сжатия, а взам.чодейстинем газа
г получением. С этой проблемой мы уже имели дело
а предыдущей главе. Но там рассматривалось только вы
Г1шчивн1111в газа при сжатии — наиболее важный процесс
ид пнчйльиой стадии эволюции галактик.

Гсллокий режим межзвездного газа. В современном
меж-litr.iдном газе температура определяется балансом
tiviaw.'ieHHH при высвечивании и нагревании. В областях
И Н межанеэдный газ нагревается излучением авозд,
и областях II I— космическими лучами I— 2 M.w)

и отчасти мягкими рентгеновскими лучимн к улырафио-
.готовым излучением горячих звезд. Анализу температур-
ного режима межзвездного раза посвящено много работ
(обзор проблемы см. Каплан я Ппкельиер, 19G3; Филд,
1970; Бочкарев. 1971). Мы здесь коротко суммируем ре-
зультаты этих исследовании.

Каждая горячая звезда (го спектральным классом,
более ранним, чем IJ2) испускает достаточно ультрафио-
летовых квантов для того, чтобы создать вокруг себя об-
ласть ионнзовашюго водорода 11 11. Внутри этой золы,
радиус которой для 0-звезд может достигать десят-
ков парсек, иодород почти вол вестью ионизован (нейт-
ральных атомов менее 1%). Здесь также ионизованы
практически все другие элементы, кроме гелия, который
образует иону мены него радиуса.

Граница зоны ионизации II II сравнительно узкая,
степень ионизации спадает от 1 до 10“ 2 на расстоянии,
меньшем парсека. Именно поэтому области И 11 вокруг
горячих звезд, если они граничат с темными облаками,
наблюдаются как туманности с четко очерченными гра-
ницами. Масса межзвездного водорода, которую может
ионизовать одна горячая звезда, очень велика — до HPSPlj
в больше.

В таких областях Н 11 температура газа определяется
нагреванием его при поглощении ультрафиолетового из-
лучения звезд н охлаждением при излучении газа в спек-
тральных линиях наиболее обильных элементов. Здесь
можно использовать как теоретические оценки, так и на-
блюдательные данные, поскольку, с одной стороны, поте-
ри энергии ня излучение можно кттосродствеигш наблю-
дать в виде ярких линии, а с другой стороны, свойства
и гнизующей звезды более или менее известны. Результа-
ты многом ноле иных исследований сводятся к тому, что
температура газа в областях Н 1! не очень существенно
зависит от состояния движения газа и близка к 10 К.
В зонах ионизованного водорода трудно получить низкую
температуру я здесь маловероятна гравитационная конден-
сация, если только она нс началась до появления горя-
чей звезды.

Иная картина в областях иеноииэоваиного водорода —
областях II I. Первоначально предоолагалпс!.. что здесь
газ греется при поглощении слабого суммарного ультра-
фиолетового излучения звезд. Однако примерно с 1967 г.
стало ясным, что более существенную роль для нагрева
газа в областях неипинзяваииоги водорода играют части-
цы очень мягких космических лучей и отчасти диффуз-
ное рентгеновское излучение (Пикельиер, 1967). Кроме
того, известную роль играет п нестационарный нагрев
можзвездниго газа при распространении в нем сильных
ударных воли и ультрафиолетового излучения от непы-
шен сверх новых.

Теоретические расчеты температурного режима меж-
звездной среды оказываются по очень точными, посколь-
ку ряд факторов остается неопределенным. Неизвестна
концентрация субкосмкческих частиц, не совсем ясна
роль молекул в охлаждении плотных облаков газа, нет
достаточно точных данных о химическом составе, кото-
рый к тому же может быть неоднородным. Наблюдатель-
ные определения температуры газа в зонах li 1 пока то-
же недостаточно надежны Однако в пределах необходи-
мой нам точности оценить температуру областей II I можно.

Фазовые переходы в межзвездной среде л образопплпе
облаков. Самой важной особенностью газа Н I являете»
го, что в некоторых пределах л кто рва.та изменения плот-
ности л давления этот газ оказывается термически неус-
тойчивым и должен распадаться ня две фазы (II и кель-
нер, 1967; Филд и др., I960). Эта неустойчивость возни-
кнет из-за различной зависимости нагрева и охлаждения
от Плотности. В самом доле, если при некоторой плотно-
сги и давлении существует баланс нагрева и охлаждения
и <•< ли при случайном сжатии тепловой баланс изменит-
ся из ла разного изменении нагрева п охлаждения так.
•но днялелне газа уменьшится, то система начнет ежи-
млц.ся Подробные расчеты (см. Каплан и Пи кельнер,
ГЬ’4) позволили определить параметры устойчивого и пе-
yi hiiVniiioro состояний. Они различны при разных пред-
н 1’»Ж(ншях, по в среднем эти результаты суммированы
и । ь 1«це. помещенной на стр, 258,

I । hi давление газа находится в пределах 3-10г<
/ I !•• ЦР Кслг* а плотность газа оказывается я
иредоШИ 0,2 < n<z 1 саг® то здесь равновесие оказывается
прустпйчнным и такие условия ие могут существовать
долго. Пплтнму в интервале давлений 300 < иТ <7

15011 К М R грела рпслтдастся па можобл очную среду
г тем нориту юЙ большей 7,5-КРК и плотностью мень-
шей 0.2 гд< и пл облака с температурой меньшей 300 К
и плотностью большей 1 ел*3.

“ Пид prx G. U ПчислынфА
Д.41Ы«|1|К! ЦГГ) N К ГЛ PmiHoiMxHtm ион- шштрашт (н) й о Рй1гнпвегпвя тем- черитууя т *К Хирактсрнстинв сцеди
пТ С 3- 10» 3-10» < пТ < < 1,5.10» и-10’ < пТ « <2.5-10-» 2.5-КГ* < < а < 0.2 I < п < 50 50 < л Г> 12-103 7.5 КИ < < Т < 12-10* 30 < Т < зон Г ДО Разреженная среда Межиблачляя среда Можзпоздпые облака Плотные облака

При малых давлениях (пТ <2 3 102 К сл<”3) рашго-
весноа состояние соответствует только очень разрежен*
ной среде. 11ри высоком давления (пТ ;> 1,5- I03 К см >)
в равновесии находятся только плотные облака, темпе-
ратура газа и которых может быть очень низкой. Ес и
здесь есть мплску.ш СО, то температура может быть

VK прн ft'l 4 !<1* К см~3. Ниже 3 К равновесная
температура газа не может опускайся яз-аа нагревании
равновесным реликтовым излучением.

Итак, при сжатии межзвездного газа выше давления
пГ^З-103 К гм 3 пн рис и а дается на систему, состоя-
щую из межзвездных облаков и межаилачиой среды. Ь’як
мы ужо знаем, спирал иная ударили волна, распростра-
няющаяся в гааином диске галактики, сжимает межзвезд-
ный газ в 5—10 раз, создавая здесь динамическое давле-
ние, равное pjb’x' гДе pj — плотность rain между рукава-
ми и —нормальный компонент скорости втекающего
газа относительно фронта. По приведенным выше оцен-
кам имеем км/сек. Плотность газа

pt яе 10’2S с/см3. что соответствует конце нт ря щит между
рукавами « а? 0.2 см . Отсюда динамическое давление

(4 4-И1) • !0’,э йаи/см2 или пТ хх (3 4-6) • 10 К еле3.
Эта величина, больше критической плотности и поэтому
почти весь газ должен перейти в фазу плотных облаков
с низкой температурой. Однако газ сначала нагреваете! г
волной, н только потом охлаждается. Время такой релак-
сации довольно велико, более 106 лет, н, по-яиднмому,
полное равновесное состояние не достигается.

В процессе сжатии газа в спиральной ударной полно
он сначала переходит и состояние двухфазной системы.
Даже если первоначальная среда была однородной, то
min распадается на отдельные сгущения и разреженную
среду между ними. Если система уже состояла из обл»-
imii н межоблачиой среды, то сначала уплотняются от-
дельно облака л среда, и соответствии с возросшим дан-
л* 1ием, а затем, если это давление выше критического,
•hicii. межоблачной среды переходит в фазу облаков. При
расчете фазового перехода существенно поведение нолио-
ю давления. Ее ih сжатие связало только с уменьшен нем
объема газа, то пи мере прекращения газа в облака дав-
ление падает, и часть газа остается с разреженной фазе.
Ес in же давление не изменяется (например. за фронтом
цедим), то по мере перехода в облдкв весь газ уплотня-
ется при постоянном давлении, и за достаточное время
пи весь должен перейти в плотную фалу. Как уже гово-
рилось, в спиральной ударной волне такой процесс, по-
пндимому, не успевает пройти до конца, так как условие
постоянства давления осуществляется только в тонком
ewe за фронтом ударной волны.

Детально процесс образования облаков при сжатии
i ыа и ударной волне исследовался Шу и др. (1972:1973),
Пирманом и др. (1972). Так. в примори, рассчитанном
Illy и др. (1973), предполагалось, что перед фронтом
спиральной ударной волны около 60% массы газа нахо-
дились в форме облаков. После прохождения через этот
фронт в облаках оказывалось уже 94% массы газа. Бикер
и Вир ке-р (1974) выполнили машинные расчеты прохож
П'Ния газа через волну плотности с целью выяснять, как
ntменнше фазового состояния сжатого газа влияет на
ни и’иво в ударной волне, а возмущение гронтаципн
irnfii поля волной плотности — на последующее движение
Гани. Они рассматривали одномерную задачу взанмидой-
< ) пик движущегося газа с Т = 7 • ПР К с локальным вод
имцоиием гравитационного потенциала, порядка ожнди
импго в спиральных полках плотности. Совместный учи
। и । редина ми чес кого и термодинамического поведения га
•♦•I показал, что переход газа в плотную фазу при сжатии
|Ар»пугт волны разрежения, которые разрушают фршп
и:рнпП волны, не препятствуя, однако, сильному сжатию
• Гед после сжатия теряет часть энергии движения
н момента импульса, и может «застрять» вблизи волны
н । *гиогтп, т. о. нормальный компонент скорости сильно
|mpIiI iniH’Trn. Образуется, до терминами им авторов,
И*
«фронт аккреции*, поверхностная плотность которого
растет по мере прохождения новых порций гача через
фронт волны, и может закончиться самогравмтацией газа
и звездообразованием. Подобный расчет может быть при-
меним к движению пыа через нерегулярные элементы
спиральной структуры: фрагменты ветвей, перемычки
между ветвями и др. В случае правильной двух рука иной
спиральпий структуры может оказаться важным учет
регулярности встреч газа с волной плотности.

Полному превращению газа в плотную сроду препят-
ствуют силы Кориолиса, которые отклоняют движение га-
за в спиральных рукавах и выводят облака в межрукав-
ное пространство. При таком отклонении растет нормаль*
ный компонент скорости я плотность надает.

После своего образинания облака могут расти пли,
наоборот, испаряться благодаря эффекту теплопроводно-
сти н пограничных слоях. Знак этого эффекта зависит пт
давлен ил и проявляется в неремещепни границы между
облаком н межоблачной средой. Но движение границы
происходит так медленно, что оно не может существенно
изменить массу облака (Зельдович и Пнкельяер. 1969).
Более важным является эффект столкновений обликов,
которые ведут к их слиянию в более крупные. Этот про-
цесс был исследим и Филдом н Сасляу (1963) и Нейсто-
ном п др. (НИИ)). Время слияния облаков порядка
30 млн. лет. В результате образуется распределение масс
облаков /(ЭД) ~ ЭД 5 2 и их средние скорости ока аы на юте л
пропорциональными ~ ЭД *. Однако возникновение на-
блюдаемых массивных обликов вряд ли можно объяснять
слиянием мелких, иначе дисперсия скоростей первых бы
ла меньше наблюдаемой (Бэкер и Баркер. 1974).

Вся область сжатия в рукаве пересекается межзвезд-
ным газом за 10 4-30 млн. лет. Эта оценка может быть
получена и бея численного расчета сравнением нормаль-
ного компонента относительной скорости газа и фронта
и толщины плотного слов, определяемой действием кори
олпсовых сил. Затем следует расширение газа, по это нс
ведет к немедлен ной обратной трансформации облаков
в разреженную среду. Они расширяются, но остаются об
лаками. Исчезновение облаков начнется только, если
давление упадет ниже предела пТ ж 2,5- 10*°К см Л
Оценки, проведенные Грахамом и Лангером (1973) по
И^пдлтг. что нспарепп’* облаков при дГ^ЗОЧч слг3 мо-
мент произойти за 1U7 дет только седи их радиус очень
мы. около 0,1 не. Таким образом, процесс испарения мп-
Nfcir затянуться и облака сохраняются долго и в межру-
iHiiiiHiM пространстве.

Ираида, есть причины, которые могут и ускорить про-
iii’Cr. вгmi рения облаков. Тик. при столкновениях темпе-
p. гура облаков повышается, они расширяются и могут
Ш’ргнтн через критическую точку, поело чего преяраща-
ин'ги в разреженный газ. Поэтому трудно сказать, какая
ими облаков, образовавшаяся в одном спиральном рука-
ве, сможет прожить <о следующей спиральной ударной
полны. Только наблюдения могут дать информацию о ня-
нин и облаков н межрукаином пространстве. Но здесь
Щ|иле11не низко, облака разрежены, температура их от-
лпсите ii.no велика, так что оптическая толща т ~ Г"1
мал л « наблюдать их в линии 21 см трудно.

Ударная волна оста пл вл и вдет при сжатии движение
межоблачного газа, но она не может остановить движе-
ние отноептельио плотных облаков, которые были я этой
гредО перед тем, как ппя подошла к фронту спиральной
ударной волны, Эти облака только сжимаются, но не то-
рнюг своего момента. Их скорость изменяется медленно
и они не движутся вдоль спиральных ветвей, как разре-
женный газ. Движение таких облаков должно напоминать
ih ipcti движение звезд в спиральных волнах плотности
(• м рис. 40).

Столкновения между направленным вдоль фронта
Но |иы потоком сжатого межобллчного газа, идущего
DMocio с увлекаемыми им вновь образованными облаками
и lupbiMJt облаками, которые пересекают поток почти по
ннп • пущенным окружностям, создают в потоке новые
I трнью полны я новые сжатые области около старых
по шн ш. Этот вновь конденсирующийся газ отмечает
таких облаков поперек рукава. Он сносится
г । ь »м и обрадует следы или темные «перья», отделяю-
щим н нт главных темных полос (Пнкельяер, 1970). Су-
ян । tiiniHimw таких «перьев» можно заметить пи фотогрн-
фИМ| спиральных галактик (Линде, 1970). Можно ска-
что темные «перья» указывают на существование
*ft«htioit перед спиральной ударной волной, т. е. d прост-
риН гиг между рукавами.
Мы пе рассматривали здесь роль магнитного поля. На-
личие его несколько уменьшает сжатие газа в спираль-
ной ударной волне и тем самым уменьшает число облаков,
образовавшихся в лей.

§ 4. Образованно газоне-пылевык комплексов
и формирование звезд

Спиральная ударна» полип создает предварительное
сжатие, переводит межзвездный газ в двухфазвугй систе-
му» но этого еще недостаточно для формирования отдель-
ных звезд. Необходимо дальнейшее сжатие н охлаждение,
и здесь» как оказались, большую роль играет космическая
пыль и образованпе молекул.

Пыль н молекулы п межзвездном пространстве. В на-
стоящее время имеется достаточно данных о пыли в меж-
звездном пространстве, о рассеянии ею света звезд (см..
например. обзор Филда, 1117'1). Особенно информативны-
st и оказались наблюдения в ультрафиолетовой области
спектра, выполненные на американской автоматической
станции «Коперник*. Было показами. что частицы косми-
ческой ныли состоят из льда, силикатов графита и крем-
ниевого карбида. В настоящие время предполагается, что
зародыши частиц космической пыли, клк и некоторые
молекулы, формируются не в межзвездном пространстве,
а в атмосферах холодных звезд гигантов, богатых тяже-
лыми элементами. Различный химический состав заезд
{кислородные и углеродные) прицедит к образованию
зародышам разного состава — графитовых н силикатных
(SiOa). Одним из доказательств зпездного происхождения
космический пыли являются поляризационные данные,
в частности, быстрые изменения поляризации. связан-
ной с рассеянием на частицах, наблюдаемые у от-
дельных холодных заезд, lluc.ro того как зародыши пы-
линок * вы носятся» звездным ветром и.hi давлением ра-
тиации и межзвездное пространство, они «обрастают»
молекулами II2U. NHj, СН« и др. Эти молекулы намерза-
ют на пылинках как иней, образуя ледяную шубу. Филд
(1974) приводит ряд аргументов, свидетельствующих. что
большая часть тяжелых элементов в межзвездном прост
ранстве сосредоточена в частицах космической пыли. Это
следует из наблюдений: количество тяжелых элементов
н газообразном состоянии в межзвездном пространство
меньше их обычного обилия, тогда как в молодых эвез-
Ю. образовавшихся па той же среды, включающей пыль,
их много.

Пн поверхности пылевых частиц происходит не толь-
ко намерзание, но и интенсивное формирование меж-
лчмдпых молекул и, в частности, наиболее обильной из
них — молекулы М2. Хорошо известно, что в последние
|п;П4 в межзвездном пространстве было обнаружено ра-
диоастрономическими методами большое количество раз-
личных многоатомных молекул, в том числе и сложных
Молекул органического типа. Правда, большей частью эти
Молекулы наблюдались в направлении двух источников,
нн.шкниых Ori Л и Sgr В. Здесь находятся горячке моло-
дые звезды, окруженные мощной областью II II.

Изучение межзвездных молекул позволило сделать
важный шаг, дав возможность наблюдать один из этапов
иж и«юб разовая ня. Оно позволило обнаружить массивные
и готныо холодные облака, находящиеся в процессе гра-
витационного сжатия, и. по видимому, являющиеся ран-
ний стадией формирования звездных скоплений и ассо-
циации. Такне облака слабо проявляют себя в линии
I гл, так как почти весь водород r них перешел в моле-
й) лирную форму. Их трудно наблюдать по межзвездным
линиям поглощения, так как пыль делает облака почти
щшротрмиыми в оптической области. Условия в этих
нЛляках благоприятны только для излучения некоторых
14" (окулярных линии.

Молекулярные облака молено групп разделять па две
fруины Наиболее плотные небольшие холодные облака,
fi in они близки, выглядит как темные туманности или
t hirty ил на более светлом фоне. Характерный размер
околи 1 пс. поглощение иногда превышает Юм\
Ь о и Пигг к — несколько тысяч частиц в 1 с.ц\ масса —
пип да Температуря таких облаков, определяемая ио
liipuM'ppy нлзбужичи1я некоторых молекул, очень ни жа.
Д| >«< дн до 6—8К т. с. приближается к температуре ри-
iHHiomuo фона. 13 темных облаках наблюдаются пиши
н - н ьул ОН. ПДХ), СО Волынинетно молекул, имеющих
Нянин в миллиметровом диапазоне, не наблюдается. так
гйм гомнерятуры облака недостаточно, чтобы возбудить
Hi уровни.
Гораздо ярче и богаче спектр так называемых гигант
скнх молекулярных облаков. Средний размер такого об-
лака— около 10 пс, концентрация около 3 102 см~3, иног-
да доходящая до 10г сл 3, кик. па пример, в центре комп
локеп Ориона, масса около 5-<(И ЗЛ . Температура облаков
около 20 °К. Молекулярный водород не даст излучения
в рпдиообласти. а его ультрафиолетовые полосы погло-
щении трудно наблюдать пэ-за поглищегщп пылью. Поэ-
тому его содержа вне и, следовательно, массы облаков,
оценивают косвенными методами, считая, что химический
состав облака и относительное содержание пыля мало
отличаются от средних значений. Второе предположение
связано с первым, так как для образовании пыля нужны
О, С, N и другие элементы, отличные от Н и Не. В этих
методах используется эмпирическое соотношение между
поглощением света Дг, и числом атомов водорода (в том
числе и соединенных в молекулы) на луче зрения
-^-«2-Ю*1 см 2 зв. вел. Соломон (1972) оценил содер-
жание Па по наблюдаемому обилию молекул С13О (в С 2О
оптическая толща велика, и число молекул плохо опреде-
ляется). учитывая обилие С, его изотопный состав и
пре-тполагяя. что большая часть углерода связана в мо-
лекулы СО. И ПОЛУЧИЛ СООТН(Н1Н'ПИО А • 1О*Лс”с.и

позволяющее оценивать концентрацию На в каждом на-
ира плен л и.

Молекулы распределены в облаках неравномерно.
Почти цо всему объему наблюдается молекула СО. кото-
рая медленно разрушается межзвездной ультрафиолето-
вой радиацией и излучение которой слабо зависит от фи-
зических условий. Большинство молекул сосредоточено
л малой области вблизи центра облака, где и СО имеет
максимум. По-ви дртмому, это истинный центр» ядро кон-
денсации.

Если сравнить параметры молекулярных облаков
с критерием джннсовской неустойчивости, то wrM полу-
чить. что эти облака имеют отрицательную полную анер-
гию. т. е. их масса больше критической, и опи долиты
сжиматься. Такая гравитационная конденсация молеку-
лярных облаков подтверждается спектроскопическими на-
блюдениями. Дело в том. что ширина рашолипий обла-
ков в несколько раз больше, чем при чисто тепловых дви-
жеяиях. Анализируя этот факт. Попциас (1975) показал,
iiti расширение связано именно со сжатием, а не с хао-
тическими турбулентными движениями внутри облака.
(Корпеть сжатия — несколько км/сек, в согласии с тем.
что следует ожидать при свободном падении. Время та-
кого сжатии — несколько сотен тысяч лет.

Гравитационная конденсация молекулярных облаков.
<1браз1>|нишс массивных молекулярных облаков связано
UF* с тепловой неустойчивостью, как образование обычных
щ'Ш.им»здных облаков, а с гравитационными эффектами,
иля наличие обычных облаков существенно облегчает
гпбнриние газа в большие комплексы. Роль обычкой
(ясппеоиской неустойчивости в газовом диске не очень
ю шка, так как толщина этого диска по сраваелмю со
пн» иным относительно мала, и даже .меньше джнисов-
« кой волны неустойчивости. Правда, неустойчивость мог-
in бы разниться за счет движений в горяасшгалышх на
цнМ11инмях, вдоль плоскости диска. Но собиранию из
б ыыной области диска в большинстве галактик, по-вндя-
пми), препятствуют силы .Кориолиса* если р < p«uw
|<м (7.17)]. Гравитационнпя конденсация существенно
облегчается при сжатии газа в спиральной ударной вил
hi Uro сжатие в несколько раз уменьшает критическую
ни» у и служит как бы триггерным механизмом, включа-
ющим конденсацию. Поскольку далеко не весь газ рас-
V’lyOTcu при конденсации ид образование звезд, эвездо-
ь Л ришта и не. пп-виднмому. повторяется несколько раз
! В ндпой и той же области при каждом прохождении ее

Н«'р<’.| спиральный рукав.

Гравитационная конденсация особенно эффективна
И i |уч«е, если существенная часть газа находится в лблл-
Itat, которые достаточно близки друг к другу н имеют не
ню in большую дисперсию скоростей. Когда два послед
ьнч условия не выполняются. существенную роль может
Mipttrr. неустойчивость в магнитном ноле типа Рэлея —
LiiHipa (см. главу VI). которая была рассмотрена Хой-
i м н Хорватом (1938) и подробнее Паркером (1965).
Il pr iy ц.тате такой неустойчивости газ скапливается
* мамкиных «ямах*, прогибая их дополнительно своим
ь< • । (’обирание вещества в таких «ямах» существенно
lirt и<1 юшгея там. что газ состоит из облаков, а не только
<i. Н1(о(чгй рвареженпой фазы — горячий газ пмгет боль-
шую шкалу высоты и не очень сильно концентрируется
ио инлдпввх. если начальная глубина их сначала не пре-
вытает нескольких парсек.

Собирание облаков в магнитную «яму* должно проис-
ходить с больших расстояний. Действительно. средняя
ц.ттписть молекулярных об.таклп раз в 100 больше, чем
плотность за фронтом ударной полны, не говоря ужо о га-
зе вне ударной волны При одномерном сжатии вдоль
силовых линий газ должен собраться >ы оГма ти. раз
а 100 большей, чем размер облика, или несколько мень-
ше, так как облако сплющивается по высоте и. кроме то-
го, горизонтальная толщина тоже уменьшается Таким
образам, газ может «стянуться* с расстояния около
100 пс » обе стороны ст облака. При скорости обл анон
порядка 5 ь-к/се* это займет 20 млн. лет, т е. приморил
столько же. сколько занимает пересечен не газом плотного
слоя за фронтом. Правда, «яма* сохраняется и носле пе-
ресечения. так что сжатие продолжается. Стягннапню
газа с такого большого расстояния должны мешать также
силы Кориолиса. и вообще относительный момент ini
этом расстоянии. Однако этот момент может гаситься
магнитными силами, особенно за фронтом, где поле уси-
лено орк сжатии вместо с шзом.

Существование таких мапипшх «им* и нашей Галак-
тике било непосредственно показано Аппеипеллером
(1971). который вывел форму магнитных силовых липин
и окрестности скопления я Персее из наблюдений полярн-
знцлп света звезд. Апалогиннлн магнитная «нмн » Наблю-
дается я н Орионе.

Образование знеад я таких «ямах*, гдо газ удержива-
ется магнитным нолем, также подтаерждвется измерения-
мл скоростей движения молодых Т-ассоциаций. Возник-
нув па некотором расстоянии от плоскости Галактики,
они обычка движутся «вниз», к плоскости (Артюкина,
1970). Это естественно объясняется тем, что мигиптпае
поле» удерживающее газ на некоторой высоте, не будет
удерживать звезды, возникшие из газа. Когда асслщпвцпн
пересекли плоскость Галактики н удаляются от нее. онн
уже не являются молодыми.

Обсуждение процесса сжатия межзвездного газа с уче-
том изменения магнитного поля при прохождении спи-
рпльиой ударной волны, проведенное Мушовиасом л др
(1971), показало. что здесь вполне возможна начальная
кнпдепсдцпя ц последующая фрагментации неустойчивых
кииндексов с массами до 10й 54..

Накопление газа и пыли в магпитпоЙ «ямео приводит
к тому, что образуется массивное облако-комшгекс, нолро
itpii’ilioe для гнета ультрафиолетоного излучения, мягко-
1ч рентгена (0.2—0,3 /тле) (Пикельпер. 19706). Эта не-
прозрачность при иод кт к нескольким эффектам. которые
способствуют понижению температуры. Поглощение
рентгена уменьшает нагрев газа. Iloi лощение ультрафио'
лещ приводит к тому, что углерод становится нейтраль-
ным. а вентральный атом С имеет низкорасиоложеппый
урчпень. который легко возбуждается даже при низкой
Ti -мноратуро. и ото усиливает охлаждение. Ультрафиолет
и ирж.шрздном нрпстрапстие разрушает молекулы Щ я
ш которым другие эн время порядка сотпи лет. В неиро-
ipaMHOM комплексе они нс распадаются н потому накан
Л1ПШЮТО. Накопление молекул а холодном газе играет
< ущостиенпую роль в гравитационной конденсации среды:
II унелннивает молекулярный пес газа я, кроме того,
молекулы своим излучением уменьшают ею температуру.
Нипомпмм, что молекулы Н2 образуются на пылинках из
ин мои Н. Наиболее эффективно образование На проис
лидит при температуре пылинок ниже 20 К, и особенно
эффективно около 12 К При болей высокой томцерптури
игим отделяется от пылинки раньше, чем присоединяется
другой атом, способный образовать молекулу, а пр» более
пилкой температуре атомы пе мигрируют по поверхности
w нм труднее найти себе «партперп*. Тамиература пыли
। мгжзнездном пространстве выше 12 К. поэтому обра-
дшиишо молекул усшпваетсн в более плотных и холод-
ных частях комплексов. Охлаждение в комплексах про-
нмподитси также излучением пыли, Энергия которого под-
/шрживается неупругими столкновениями молекул с пы-
линками.

Если облако создается в магнитной «яме», то его стоп-
ило способствует иг только еммограянтация, но и общее
притяжение всего диска —газа и звезд. Вес верхних сло-
ги сжимает нижние.

I ы собирается н постепенна охлаждается, поэтому
। -гы № он еще не доходит до гравитационной »еуо
Whin ппгтп Появлении температурных неоднородностей,
усиливающихся псрпвиомерпьш производством мо-
лекул. может способствовать фрагментации. яакличывзю^
щи йен на общее продюсирующее сжатие облака. Дейст-
вительно» выше говорилось, что пиипжонис температуры
способствует образованию молекул Н?, а образование мо-
лекул понижает температуру в, уменьшай число частиц,
понижает давление. В результате газ сжимается давлени-
ем внешнего более горячего гпзп, плотность его увеличи-
вается, и соответствен im ускоряется сжатие. Размер ксш-
депсаций должен быть не слишком большим, чтобы опти-
ческая толща их для света звезд, нагревающего пыль,
была порядка единицы. В противном случае пыли будет
слишком холодной, и образованно молекул иодорода за-
медлится. Иенол мул это» а также условие, что водород
переходит и lh быстрее, чем за время свободного паде-
ния. Редлиш (tU75) получил, что при Г«5СК и при
нормальном относительном содержании пыли масел шш-
деисаций должна находиться в пределах от (5.3 до
2-105 2Л . Звезды с массой меньше К И» могут появиться
а процессе фрагментации а ходе дальнейшего сжатия, ли-
бо под действием внешнего давления со стороны газа,
нагретого уже образовавшимися звездами. Масса конден-
саций. образующихся при описанной тепловой неустой-
чивости облака. зяписит пт его плотности. Принимая рас-
пределение плотности в облако политропным. Роддыш
получил функцию распределения масс звезд, близкую
к наблюдаемой. Однако этот результат весьма предал ри
тельный, так как ио учитывалось ни вращение, ин маг-
нитное поле.

Плотные темные туманности часто имеют вид типа
«слоновых хоботов», внедренных в яркие области И Н
или кометообразных туманностей. В «голове* этих хобо-
тов и «комет» обычно находится нестационарная молодая
звезда, например, тппа Т Тельца. Очевидно, эта звезда
возникла из газа, остатки которого образуют сейчас ту-
манность. Происхождение кометообразных туманностей,
по видимому, связано с падением локальных упллтшмптй
П1.ЮВ0Г0 облака (глобул) к его центру массы, что обусло-
вило их вытянутую форму (Дибай, 1971). Высокое дав-
лопне горячего ионизованного газа сжимает холодный газ
до плот пости, п сотни раз большей плотности горячен
туманности что способствует его кондеисацяп. Еще более
гитьппе сжатие холодных включений в туманпости может
дать действие досадного вс рн (Пи кельнер* 1968). кото
рын тормозится в туманности и диет разрозненный газ
очень высокой температуры и давления. Все же обрззова
ине звезд в маленьких изолированных глобулах к «хобо*
1Ш. внедренных а эмиссионные туманности. происходит,
по видимому, относительно редко и не имеет большого
ннченнн. Основным остается образован не звезд в темных
шин купнрпых облаках большой массы. Действительно,
с ними часто связаны группировки молодых звезд.

Для исследования образования звезд большое значе-
ние имеет наблюдательный анализ компактных 11 II об-
лиспй. погруженных в газ<ню пылеиыг комплексы. По-
дробное исследоваimoодного из типичных подобных обри-
пяиижй. комплекса VV3, было проведено Меггером и Вин
ком (1674; 1975). Здесь обнаружено много компактных
(размером 1П17—101я ел) областей Н II Они вместе
с пылью образуют нечто вроде слоя, окружающего пони
яуилцую звезду.

Кй/к.нш компактная область II И погружена в пыле-
hoe облако ц образует систему ♦кокона». Внутри плот-
ность ныли меньше я меньше размер частиц (вероятно,
рала в два; Смит. 1975). Эта система также наблюдает
ся л как инфракрасный источник. Можно, невидимому,
считать, что каждая такая *кпконная» система представ-
лиет собой протозвезду, приближающуюся к главной
ног 1вдоаательш>сти. В ее центре уже образовалось плот-
ное ядро, излучение которот и создаст компактную зону
II И С этими объектами часто ассоциируются и мазер-
ные источники ОН 1 тина. Замечено, что мазерное излу-
ч<ино исчезает, когда компактная зона П II возрастает
ю 2* 10’г см (Хабинг я др.. 1974).

Панболео труден для наблюдений и потому хуже яз-
mi процесс сжатия газа в интервале между плитно-
слимн компактных молекулярных облаков
Hi в t/см2) и начальной плотностью протозвезды, иеиро-
фичцой для теплоного излучения (10“и —10 13 ?/см3).
Геплпвлй баланс сжимающегося газового облака устлнпа-
лишп'тся очень быстро, температуры газа и пыли почти
раины и благодаря сильной зависимости энергии излуче-
нии пыли от ее температуры, температура газа в процес-

*)».:• ня остается низкий и мало меняется (Л орсон.
1973). Масса, сиотаетствуюшлп джпнсонской неустойчи-
вости, при этом падает, что способствует фрагментам ни
массивных облакок.

Учет роли вращения и магнитных полей. Из-за дис-
персия внутренних скоростей в массивных газовых обил-
иях неизбежно появление момента нрлщеиня и у обосо-
бившихся конденсаций. Газ в темных туманностях на-
пример, обладает дисперсией скоростей вмутрсинпх дви-
жений ~ 1 км/сек прп диамо ipc 1 яс Примерно такие же
значение дненеренв скоростей, связанной с крашением,
мшкио ожидать, если темные туманности возникают нрн
изотропном сжатнл «нормальных» меж.иимдных облаков
с плотностью ИН*3 в/елг и пача.н.ноп угловой скоростью
вращения порядка скорости вращения диска Галак-
тик» (10 16 гех1). так как при сохранении момента
Й ~ г*2 ~ р2 \ Поэтому значительная часть дисперсии
внутренних скоростей плотных облаков, ио* видимому,
связана с их вращением, причем таким, которое может
оказать большое влияние на сжатие газовых конденсаций
внутри темных туманностей. Оби пру ясени прншеппе п у
массивных комплексов газе, например, у туманности
Ориона. Здесь важно обратить внимание па то. что эво-
люция сжимающегося облака с вращав нем сильно заик
сит от начальной скорости вращения. Периояачлльпо
однородное облако сжимается почти тан я;е, как и а от-
сутствие вращения до некоторой ил отвис г и рп при кото-
рой наступает ротацконпая шустпичивоеть. Величина уг-
ловой скорости ротационной неустойчивости Й несколько
больше, чем определили ин по формуле (6.15). в ее значе-
ние зависит от формы облака. Для оценки можно вое*
пользоваться (]юрмулой й » 0nGpJ1/*. Учитывая, что
при сжатии с сох рн йен кем момента вращения угловая
скорость меняется как Й ~ р2**. можно наитм форму л у,
определяющую плотность газа облака в момент наступле-
ния ротационной неустойчивости

Pr^^pJ. (7.19)

где рп п Qq —начальная плотность и угловая скорость
облака. Резкая з анис и мость ат Йо означает, что первыми
образуются звезды, связанные с плотными фрятмелтлми
с наименьшим вращением. Например, уменьшение па-
Чй.льиоц скщистп вращения всего в три риза позволяет
сжиматься облаку до плотности. н 700 раз большей.

Дшшячшод сжатие возможно только с удальшкем
избыточного момента вращения. Выходом на этой труд-
ности может быть, например, предположение, что основ-
ная часть момента крашения переходит к ojHju гальнпму
движению фрагментов (Ларсон. 1972).

Другим яажпым механизмом торможения вращения
является магнтпне пиле. Этот механпам уже рассмотри*
няжп в предыдущей главе. В у< ливнях низкой темпера
туры в галопо-пылевых комплексах проводимость может
быть существенно меньше. Поэтому само магнитное поле
может диссипировАть достаточно быстро щ вероятии, не
препятствует сжатию, ко может изменить форму сжима-
ющихся облаков. Вообще мы еще далеки от попнмпнвн
всех процессов, происходящих прп сжатии облака до
больших плотностей при шьппшц вращения п магнитных
полей и поэтому еще преждевременно подробно обсуж-
дать здесь эти вопросы (см., например. Накано, 1973).

Звездообразование и спиральные рхкава. Итак, сжа-
тие газа а ударной волне спиральных ветвей приводит
к образовашно молекулярных облаков, которые затем
гиги маются и фрагментируют. Такими фрагментами мп*
гут быть, вонможяо, плотные и холодные облака к глобу-
лы. Дальнейшее сжатие газа приводит к образованию
скоплений со звездами всех мясе, н том числе больших.
Образованно О засад происходит сначала внутри плотных
темных фрагментов, Зназды ионизуют центральную часть
сгустка, образуя «коконы», окруженные плотной непро-
зрачной оболочкой — остатком первичного сгустки. Затем
оболочка ионизуется полпостыо в рассеивается, заезда
ионизует окружающий менее плотный газ. Давление ги-
ря'н го газа расталкивает оставшийся пепонвзовлн
ный газ, звездообразование в данной области прекра-
щается.

Время эволюции ОН звезд меньше, чем время прохож-
дения пещестиа через спиральный рукав. Это приводит
к тому, что эти звезды к образованные ими компактные
зоны 11 II находятся вблизи фронта ударной полны. Еще
ближе к фронту волны наблюдается усиление спнхро-
трониого излучения. Расстояние между обоими фронтами
соответствует временя явкженпя вещества порядив
ОНО* лот, что, шышдимому, есть время конденсации п
фрагментации па отдельные звезды (Мэтьюсон н др., 1972).

Во многих галактиках ударная волна в виде темной
полосы, окантовывающей спиральны* рукав. имеет значи-
тельную протяженность, тогда какобластн НИ и другие
признаки звездообразования сопутствуют только части
волны, причем обычно средней (Линде, 1972). Это зна-
чит. что волна по всегда вызывает эффективное зяеэдооб-
ризовакце — ао внутренней н в самой внешней частях га-
лактнкп звезд за фронтом волны образуется мало. Это
связано, вероятно, с тем, что во внутренней части галак-
тик удельный вращательный момент газа относительно
велик, вращение близко к твердотельному, ц силы Корио-
лиса мешают конденсации А во внешних частях мала
плотность газа и. по внтнмому. толщина слоя больше, чем
толщина фронта ударной волны, так что последней недо-
статочно для разни гни щ устончи нести Кроме того, и ам-
плитуда волны ко внешних частях меньше (Никель-
мер. 1972).

Неполное выталкивание газа из зон его аккумуляции
пизволкет >tai ниткым «ямам* сохрани гы я и точение не-
скольких оборотов и прохождений спиральных ударных
волн. Поэтому образование звезд и одним п том же месте
повторяется несколько раз. Эти. в частности, отражается
па дискретности дисперсии скоростей звезд разного типа
(Каплан п Hlaaetm. 1975).

Массы с кон. шин я вещества а газово-пылевых комплек-
сах сейчас меньше. чем были раньше. Поэтому в настоя-
щее время процесс авездообра юваикя ирояеходпт относи-
тельно медленно. в среднем в звезды превращаются аи
год несколько солнечных масс газа. Нискольку общая
масса звезд Галактики больше 10’ И . п прошлом про-
цесс звездообразования доджей был быть более Быстрым.
Согласно Тинсли (1974) темны ввездообрнзонаинн долж-
ны меняться (исходя1 из сравнения теоретической моде-
ли с наблюдениями) приблизительно как

ехр (—№ * 10е лет).

Еще медленнее спадает процесс звездообразования в пр
регулярных галактиках, где пет спиральных ветвей, по-
этому там сох ранилось много газа.
§ 5. Особенности звездообразовании
в галактиках различных ташш

Все характеристики галактик, претерпевающие аво-
мпшю (светимость, звездный состав, химический состав,
внешний вид к Ар-)» в первую очередь ом ре дели юте я ис-
торией звездообразовании и интенсивностью процесса
рождения звезд в настоящее время. Судя по количеству
j*au я молодого населения в галактиках, в современную
эпоху темпы звездообразования в абсолютном большин-
стве из них невелики по сравнению со средними за всю
ИХ историю. Предположим Д.!Я простоты, что скорость
образования звезд менялась по закону е ₽\ где I —время,
истекшее от начала звездообразования, и что начальная
функция распределения масс образующихся звезд равна
Ч (24) = ЭД-'1+а\ где 14-<х~ 2,3. как для нашей Галак-
1НКМ. Тогда можно рассчитать эволюцию цвета или светя-
мости галактик со временем, всходя па известных эао-
тюционпых треков на диаграмме цвет — светимость для
ни лд различных масс. На рис. 41, взятом пл работы
Сирль и др. (1972). показаны положения галактик па
звуцввтпой диаграмме в зависимости от величины По
ям отложены значения показателен цвета галактик
/I V я I — й, характеризующих цвет галактики и ви
лимон и фиолетовой областях спектра. Прерывистая ли
шш— наложение на диаграмме нормальных звезд глин-
ной последовательности. Возраст галактик считался оди-
наковым и принимался равным 10 ° лет. Это допустимо»
нискольку цвет старых звезд мало меняется с возрастом.
Последовательность точек на диаграмме, соответствую-
щих различным пнцчепням хорошо согласуется с ноля-
жгнием па ней наблюдаемых спиральных галактик Цвет
ылпктнк неправильного типа лучше всего согласуется
а расчетами эволюции для несколько иной начальной
Функции масс (14- а « 2,2). но величина £ и для них
днлЖиа меняться в широких пределах. Сходство функций
масс звезд в галактиках (по крайней мере в дисках)
г совершенно различными темпами, я следовательно,
п условиями звездообразования, говорит о едином меха-
низме возникновения звезд в галактиках. Но что касает-
ся условий н интемсйвоости этого процесса. то они меня-
ли в широких пределах даже для отдельно взятой
галактики Кротко суммируем ниши пристав iгi ля иб осо-
бенностях звездообразования в i ала к тиках различных
типов.

J л л и п т и ч е с к и е галактики. Образ овен пн

звезд в них практически де иропсходмт.тдккак в них поч

тн полностью отсутствует
спз Возможные причины это
го рассматривались выше, в
главе VI. Однвко очень пе-
ана чпте;и»иые следы засади
образования могут сохранить-
ся л в таких галактиках. В

Рис 41. Двуцветная ш л грам-
ма дди галактик (пи работа
Сп[1ль и др, 1973) ('.luuiunMc
лннип — wip₽Tirwi:ii амчио
литые c.cH»Tnotiicmin дни
Эп<ЧДК14Х систем с возрастим
~ in” лет. Вдоль каждой ли
шш меняются темпы затуха-
ния :tm* ЩгкИфллоШПШЯ (пара-
метр |Л. Указаны аначспин
показателя степени а к нрики
мшнш’йся лачальопА фупюЕпн
масс заезд Точки it тр<*уг<ыь-
пики—наблюдаем We ялВИСИ-
эдостп для Sr- и tr-гллакпис
(ио Вокулору). Прерывиста»
Ливня — показатели цвета
дееад главной п«»гдрдопагель-

порвую очередь их надо ис
НИТЬ вблизи ЦРПТрл Г<1.10КТЛЦ
ГДР ЙО многих случаях 1Ц)бЛ1п
дакггсн эм пстпониы<? линии
юрячого гнза. В центральных
областях близких к мм кар-
ликовых эллиптических га
ллктнк NGC 205 и NGC 1b*
«заметно присутствие побить
нюго количества пыли (сле-
дпиптгльно. должен быть и
im.i) н даже мпгкольких дс-
сяткоп и год пород ни piicnpi-
Д1ЛСННЫХ голубых звезд (Вп-
ади. 1951). В редких случаях
в пл 1иптическнх галактикам
пабл юдяются xoptmio замет-
ные очаги ввоздообразопя
пик. Например, в цоитро
NGC 5253 обопру жен об-
ширный комплекс областей

(NGC

вости.

5128). почти

Il II типа 30 Золотин Рыбы

Облаке (Вслч. 1970). 1Ъ>-
днопипактика Центавр А

сфера чес кил формы, соде ржит

большое количество темной материи, слой которой пере-
секает галактику ио экватору Обнаружены н связанные
с этим слоем голубые облпсти. говорящие о звездпобрнэп-
випип (пан дек Верг. 1972). По паи дек Бергу, существу-
♦т свиль между зиездообразоваписм в центральной обла-
сти галактики и активностью ядра. Физически это может
быть связано с тем, что а для первого, л для второго тре-
буется накопление газа и ядре галактики.

Лилэо»1мпы1? галактики (SO). Напомним, что
лги галактики обладают звездным диском, но лишены
синрдльиых ветвей н очагов звездообразовании. Долгое
время считалось, чти причиной этого является отсутствие
in.ia. Однико следы пыли в SO-галактиках часто обнару-
живаются на фотографиях. Наконец, было показано, что
п этих галактиках присутствует н газ, хотя он составляет
I! большинстве случаев менее 1—2% по масел». Следоип-
тсльно, причина отличия SO галактик от спирал иных по
только низкие содержание гаэл. а. ио-видимому. отсутст-
ано золя илотяостм или очень небольшая г те пень ежа
him газа а них, не достаточная для появления массивных
ганншх облаков. Пика трудно сказать, следствием чего
ото является. Существует целый ряд причин, способных
дог препятствовать Образованию звезд в системах, па
очень богатых газом. Па пример. звездообразование может
ирркратитьсл из-за высокой плотности космических лучей,
препятствующих пашыению плотных холодных облаков
м« жзвеадногп газа (Ппкельнер. 1967), из аа пилкой гыот-
1п»сти осташттосп гмла, из за большой дисперсии скоро*
пей зягзл диска, значительно превышающий Де. в урнв-
ih'iiHu (7.9), при которой затруднено распространение поли
мтотностц (Тумрр. 1974). О существ! w пн и волн плотно
сти в звездном диске SO-галактнк пока игизвестио.

С п в р а л ь н ы е галактики. О лимдообразопании
и спиральных галактиках и прежде всего в вашей Галак-
тике. уже многое говорилось в настоящей главе. Резю*
пируя, подчеркнем. что налично спиральных ветвей спо-
собствует сжатию газа, том самым ускоряя его конденса-
цию. Характеристики спиральных ветвей и пнтеисивиость
на езди образования в них зависит от степени сжатия гаэл,
проходящего через спиральную ветвь, и определяются
и первую очередь скоростьн) и градиентом скорости вра-
щения диска галактики. Форма спиральных ветвей и об*
лпсти их распространения, рассчитанные на основе пред*
। глвлеппп о Ж1.1ивх плотности в галактиках с известным
ригпределенпен маге, в общих чертах* согласуются с на-
’ <ю iciiitHMii. Tn же можно сказать и о предсказываемых
276

гл. vn динамика межзвкапнпп среды

вод попой Tpopneif систематических отклонениях скоростей
движения ГЛИН 9 гаЛ^КТНИПХ от круговых.

На рис. 42, взятом на работы Робертс и др. (1971)
показана зависимость внеш ною нита спиральных ветвей,
хирактернаусмого так называемыми кл а стами скегнмосгн

Ж6МА

л?ШСПЗ<

1CWA ДОЗДМЦЭД
икжХ Х<осЖ

-Wet#< _яе й .

юш*

МГСЙИ
АИШ

лит

сс: ыйл

ЮС923 А

▲

* Мй 3553

£Sft Акк«“

№03109 А

------1---1----Г---1____I I______1 J

/ /// // ////? Ш ШК W IVY

tywe ймюк&фшо Тмю antes a»w

Гис. 42. ДПЙГрйМЧП. НПН^ЫВЛЮЦДИн CyUlL4:T*OUnUHt« корреляции М1МГ
ДУ ожидаемой cu.iofi удпрпой ваши о спиральных ветвях и
хар»1гг1’р«стнклмн спирально/! структуру пшкш (нп работе IV
'гргс и др.. ГЛ74). п<> пертикальмой осн — »wibcjмольная скорость
т.н!, о.ккдаеман в ввиранленин. перпеилдкуляриим н rmipnnuiofj
нетям По ичниюнтольЯйЛ оси —класс спртимостн галактик ни пли
дед Гн’ргу (чем пшпе класс сяетпмопн. пум мекмч* нрнл п четки вм-
ражпиа еппральпая структура гяликтннн). Пл диаграмме укя.шны
Uf»Mt*|in галактик ио NGC.

ио ван дек Ьсргу. от ожпдпемом скорости г«зп в ияпрпв
леннм, перпендикулярном к фронту волны. Чем левее
на диаграмме расположено гялактпка (меньше класс сне-
тцмогтн. т. е. выше сама светимость), тем более яркую
м четко выраженную спиральную структуру она высот.
ll.i рисунка видно. что это происходит преимущественно
в rrx случаях, кшдл газ галвкппси с большой скоростью
о грочаетсл со спиральной ветвью. Степень его сжатия
в этим случае должна быть особенно велика.

Следует помнить, что наблюдаемый узор спиральных
нгттн'й п галактиках быиает очень сложен, несимметричен
пи яркости и рисунку, и теории спиральных ветвей, ио
м» 1ЯЩ0Н мл идеализированных моделей галактик, может
объяснить лишь наиболее общие структурные особенно-
• ill спиралей. Реальная картина ветвей обычно бывает
гипнком сложной. В галактиках могут присутствовать
и многочисленные сегменты спирался. появление которых
не связано г иолиовымн процессами. Это могут быть пт-
д льяые нсодиоридипстц. возникшие в граи и тирую тем
щеке л растянутые и сегменты дифференциальным вра-
щением галактики (Л и идея Нелл. 1065). Круипомястгаб-
пли трехмерная каргилд распределения магии того ноли
в галакгнке также может влиять на степень сжатии газа,
плотность космических лучей н знелдообразовапне. Пил-
Шиптон я ряде работ (например. Пнхтинггои, 1974) ар-
п монтировал идею о спиральных ветвях как о волновых
нбрнзонапивх, связанных с конфигурацией магнитного но-
ли в галактике, однако теоретическое обоснование такой
iiu iciii пока еще недостаточно, и она не рассматривается
И настил щпй ни иге.

Об интенсивности янсздообразователыюго процесса
н спиральных галактиках можии судить но их цвету: чем
нкпишее происходит образование звезд, тем больше ири-
су гствует голубых звезд высоком светимости и тем голу-
бее цвет галактики (показатель цвета 13—Г меньше).
Мгжду величиной В — V и относительной массой подо-
। идн существует четко выраженная аавнснмость (Дин,
Д чше, 1975). Это говорит о том. что определяющим фак-
тором в звездообразовании является общее количество
lain и галактике. Неоднократно делались попытки уста
повить зависимость между поверхностной плотностью но*
порода Ок в данном месте галактики и числом пл блюд не-
мых молодых объекте»» (звезд высокой светимости. ло
гсщииций, областей Н II). В некоторых случаях такая
пни и с нм ость, действительно, имеется. Так, в га i антике
Андромеды числи ассоциаций и областей II 11 на одини-
площади в среднем пропорцношщщи <?й (Тмерсок,
197'0 A ua логичны В закон сиплытет оц я плотность
звезд очень большой снетя мости я леиранилыюй галакти
кв Малое Магел.шгово Об.цц«> (Саидулек, 1969), хотя
с уменьшением светимости рассматриваемых звезд зави-
симость их числа от ов становится скорее пшенной, чем
квадратичном (Хиндман. I960). Однако не является
единственным фактором. онредел i ющнм число молодых
объектов, о чем говорит, например, несения депно макси
мумов и рягиредолеиии покерхиоетной плотности Он и об-
ластей Н 11 дли ряда галактик, включая шину. Jto может
быть снизано с изменением силы ударном волны (степе-
ни сжатия газа) вдоль спиральных ветвей из-за различ-
ной относительной скорости водны а гпаа (Роберте,
1969). Другой пример — отсутствие заметных очагов ввел
дообрааовакпя в ллизовялпых галактиках, иногда сидер*
жшцкх газ, о чем ужо говорилось выше.

Отдельные очаги звездообразования могут наблю-
даться и вблизи ядер спиральных галактик. Там часто
присутствуют эмиссионные области, голубые участки
(так называемые <горячио Шггши). свидетельствующие
о присутствии молодых звезд. Области звездообразования
вблизи центра могут быть нзилнрентиы от спиральных
ветвей галактик. В некоторых случаях окп образуют как
бы самостоятельную миниатюрную систему спиральных
ветвей (Воронцов-Вельямиион. 1972). Причина появления
изол припайных областей звездообразования в центре спи-
ральных галактик, возможно, связи ив с ипкоплепием там
межзвездного газа, потерявшего свой угловой момент или
выброшенного звездами с низким моментом орбитального
движения (Шкловский, 1972). В пашен Галактике в рл-
диодидиязоце также обнаружено присутствие массивных
областей П И вблизи ядра.

Неправильные галактики. Большинство п»
блюдагмых пек рп пильных галактик — системы сравни-
тельно невысокой массы, богатые газом и молодыми звез-
дами. 0 некоторых случаях (в так называемых непра-
вильных галактиках тина И) присутствует большое коли-
чество поглощающей свет пыли. Несмотря на пнтенсиашю
змыдообрайонанис в настоящее время, газ в этих галзкти
кнх в целом расходовался более медленным я темпами,
чем н спиральных. В неправильных галактиках не на
бдюдаютсн волны плотности, которые сннхрпмнзиришь и
Лы и упорядочивали зветяпобрлзонашго а галактике. От-
Дельные очаги звездообразования. как правило, беспоря-
дочно разбросаны по диску галактики.

Статистика пилимых сжатий неправильных галактик
пнюрнг О ТОМ. ЧТО ИХ Средним сплюснутость CyUirCTBOHHO
меньше. чем у дисков спиральных галактик. Поэтому
। штиость звезд в них сравнительно мала. В то жо время
Л нг пери ня скоростей обл а коп межзводшого газа в галак-
тиках не зашгспт от их типа (Хейдман и др.. 1972; Дни,
Денис. 1975). Следовательно. в неправильных галактиках
гоа может образовывать очень толстый слой, и большая
ш ню р к пости а и плотность газа в этих галактиках еще но
говорит о большой плотности газа. Например, в Малом
Магеллановом Облаке, где но имеющимся опенкам, на
долю ia.<a приходится около трети полной массы гола к
тики, плотность газа в плоскости галактики лшш> немно-
гим превышает плотность в спиральных ветвях нашей
Гл ине гики (Засов. 1974л).

Изменение темпов звездообразования в неправильных
ылактиках со временем, по-внднмому. нельзя предста-
пнгь монотонной зависимостью. Ходж (1973). рассмотрев
распределение по возрастут более чем 500 скоплении
Ьп.1Ы1юго Магелланова Облака, пришел к выводу о груп-
лл/ншко скоплении *в пространстве а временно. Н гд.тлк-
гике происходят как бы отдельные «вспышки* образина-
пил скоплении, охватывающие области протяженностью
UKU.no 1.5 ККС, ПрПДОЛ/КЛТОЛЫЮСТЬ которых спетпп.ншт око
ш миллиона лет. Появлении каждой такой области зпм-
дчибрл.ювапнн может являться результатом роста отдель-
ных неустойчивостей в газатвеадпом диске галактики.
В галактиках небольших размеров испышечцый характер
лч-з;пл»бразовання может быть особенно редко выряжен.

Существующие темпы расхода газа на тосздообрало-
i.iim? в большиястве галактик таковы, что его хватит
• щс на многие миллиарды лет. Но рано яти поздно звез-
Допбразованяе прекратится, исчезнут спиральные петви.
Ьшлюция галактик кик звездных светим, однако, будет
продолжаться.
ГЛАВА Mil

ЭВОЛЮЦИЯ ЗВЕЗД И НУКЛЕОСИНТЕЗ

Б предыдущих главах рассматривалась проблема фор-
мирования заезд из межзвездной среды. Как уже много
раз подчеркивалось* этот процесс существсиио завис нт от
многих условий» в том числе и от печального химическо-
го состава вещества. В этой главе мы проследим за даль-
Нейшей эволюцией заезд. Внешнее воздействие почти не
окизывнет влинння на развитие уже сЦюрм нравившихся
звезд ц поэтому их эволюцию можно рассматривать неза-
висимо от того окружения или звездной системы, в кото-
рой звезда воходнтея. Ирявдп. имеется очень важною
исключение мл этого щтвили — эволюция тесных двой-
ных звезд, которую мы тоже здесь рассмотрим.

Зволюция звезды зависит только от начальных усло-
вий— массы, химического состлиц и отчасти вращении.
Мисси определяется условиями фр.|гмсигпцки газового об
•шка (этот вопрос рассматривался в предыдущих главах),
химический состав зависит от начального момента фор
мпронвнпя звезды.

Звезды первого поколения образовались из поринчни
го вещества, химический состав которого определяется
космологической эволюцией горячей Вселенной (см. гла-
ну 11). Пс-вицшому, оно состояло в основном мз водоро-
да. содержало около 10% гелия (ио числу частиц), не-
много лития м совершенно ничтожную примесь других эле-
ментом. Начальный спета к яещестна» из которого образо-
вывались звезды следующих поколений, уже существен-
но богаче тяжелыми элементами Очевидно, что это раз-
личие. важное для проблемы формирования звезд, влияет
я на ход нх дальнейшей эволюции. Поэтому в теории эво
люцил звезд всегда рассматривались случая разных на-
чальных химических составов.
Теории эволюции звезд позволяет раггчптптьструктуру
1НГ31Ы. построить зависимости яаменеип» параметров звез-
ды от времени, исследовать энергетику звезд. 11о здесь важ-
кп н другое. Звезды — это, по существу термоядерные реак-
торы. В вн\ происходит преобралонаиио одних элементов в
другие, сопровождаемое выделением большого количества
энергии. Эволюция звезд самым тесным образом связана
именно с последовательностью включения термоядерных
реакций разноги типа и соответствующим обтащенном их
вещества более тяжелыми элементами.

В процессе эволюции звезда теряет свою массу как
гшжойиым образом, путем истечения вещества с ее по-
верхности (звездный ветер), тик и в виде быстрых сбросов
оболочек (новые) иля даже взрывов осноянов массы я вез
лы (сверхновые). Выброшенное вещество пополняет меж-
.шелдную среду. обогащая ее тяжелыми элементами, пора-
пинавшимися в звездах. Потеря массы аирощчтсс эволюции
звезд поэтому существенна для картины эволюции всей
Вселенной, поскольку таким путем происходит изменен по
химического состава всего вещества и именно благодаря
□тому возникающие позднее заезды имеют другой началь-
ным химический состав,

Миолюцня звезд, ио-вид иному, не приводит к полному
разбросу ее массы. Образующийся поело исчерпания воз-
можных термоядерных реакции остаток звезды (масса ко-
торого, может быть, п по намного меньше начальной мао
гы звезды) превращается в белый карлик, нейтронную
звезду или ♦черную дыру*, л зависимости от массы этого
остатка. Дальнейшей эволюции химических элементов
здесь уже нет.

В настоящей главе мы далям качественное описание
картины эволюции звезд, обращая особое внимание на
образование эн ментон (нуклеогенезнс) в процессе этой
лволюцпи Квчестинпная картина эволюции звезд сейчас
пгнгнтня я ее основных деталях. Разумеется, получены и
многочисленные количественные данные. Например, было
построено много эволюционных треков для анеад риз
мни массы на диаграмме Lepnuinpynra-Россела. Эти треки
имеют различные петли, описывающие последпвятельиые
< нштня н расширения звезды. Положения этих нетель
оиредгпены еще неуверенно. да и сама сложная картина
- ндобных эволюционных треков может вызвать некоторые
сомнения, но общее направленно эволюции звезд и, в част-
ности 11<‘{)емещош1Л звезд ко диаграмме Горцшпрупгд -
Рассеял качественно определено более или меисе надежно.

§ 1. Эволюция звезд главной последовательности

Большую часть своей жизни при активном иуклоосми-
тезе звезды проводят на глнкпгш послелонательности.
Здесь происходит реакции крспращевия водорода в гелий.
Поэтому начнем с описании этих реакции.

Термаядсрные реакции звезд главной последова-
тельности. При относительно низких температурах
(Г < 18 • 10е К) наиболее эффективны реакция протон-
протонной последовательности, в которой из четырех про*
тойон IP образуется ядро Не4. Этот процесс может пропс-
ходить нисколькими различными разветвлениями в зяен-
спмостп от температуры к начального обилия изотопа
гелия Не3. Последовательности этих реакций приведены в
таблице. Видно, что здесь образуются также промежуточ-
ный ядра (иногда тут же быстро распл щющвеся). изо-
топы водорода D = II3. ге ши Не , литии Li', бериллия Во\
Но* бора Г»4.

Заметим, что нлптпиы водорода Т=Н\ лит «я 1д*. бе-
риллия Вс’, бори В ° н В11 не образуются в ндерпых реак-
циях в звездах, они могут здесь только разрушаться. В
принципе, зная точное эпачетше начального состава ве-
щества и зависимость его физического состояния пг вре-
мени. можно было бы рассчитать иослодопатсльяую япо-
лнщию химического состава оссх легких элементен.

К солгалспню, данных еще недостаточно я поэтому по-
ка не совсем ясно, кяretro из нозможяых раааетвлеипп по-
ел едоиптельностя водородных реакций реализуется. В част-
ности. с этим связан» и ивнестипя трудность в интерпре-
тации отрицательного результата яектринггого эксперимен-
та Девиса. Согласно ногледннм данным число псп три но.
образующихся в реакции В*-* Во* + о* +v, н несколько
раз меньше, чем следовало бы из той тныедовнте.нг-
кости водородных реакций, которая протекает иа Солнца
при определенных расчетным путем температуре и иют*
пости вещество в недрах Солнца. Пре июжеиы некоторые
гипотезы тля преодолепия этой трудности, ио увергшщдч)
peuiemiH пока ист.
Прп более высоких температурах (Г >18- 10е К) в
процессе синтеза гелия из водорода принимают участие
и более тяжелые элементы Реакция этого типа происходит
и том случае, если п веществе уже существует изотоп уг-
дсрода С s. В цени реакций, в которых четыре протона

Таблица реакций обрпмыпмп гелия в звездах

1. ИрОТОП ИрПТОШТОЯ НОСЛОДийЙТР.Н.НОГП»

Н> 40*—>U' + c*4-v
11’4 П’-^Но^ф*

иг+ Ifc1—*Ва’ + т или 21!^ — П^ + 21Р

I I

нег 4-(Г _ IJ| J. V и.ш Не7 4 ill—В* 4 7

М* 4- Ц1 _ в,)1 4 7 В* —* Бе* 4 ** + V

Be*—* 2lh’* Be1 — 21b’1

2 У глс»|юлж»'ДОТло мггллрп'ишй и пел

C$14- [р — №+ т
5м —* с,ш з- «»* 4 v

С’> 4 И> —N’1 + т

К< 4 И' — CV1 -V 1

О» ~r fs”4 u« 4 у

V* 4- JP —о«а 4 -у мли X" 4 В» — С” 4 П< <

О’» 4 В'-Р'4 7

рп^О‘? Ь е4 4 v

0'411’ — г,М‘4 11| ’

превращаются о ядро гелия, кроме С15 участвуют также
изотоп углерода С‘а, изотопы плота N13. N'4 и N’5. изотоп id
кис.юрода О15» О 4 и О17, изотоп фтора F 7 Поэтому дан-
ная последовательность релкцнп нязываотся углеродни-
•потпо кислородным (или просто у ri сродным) циклом, ко-
торый также приведен в таблице. Эффективные сечения
реакции этого типа нзаоепш лучше и поэтому здесь мож-
но упорен lice оценивать образующийся химичссняй состлв
При температурах Т > 16 • 10й К нпиболос обильным
пщпываотся V4, т. е. почти вся нпчяльваи паппгягрлпин
tvrronuu углерода-к азота переходит в этот изотоп дзот».
К концу прспращеппя водорода в гелий возможный хи
мнческнй » изотопный состав элементов этой группы
Nl4( — 93%); С)2( ***4%): С1 ( ~ 1%). Ир» очень высоких
температурах эти огиошеяня меняются (см. ниже). После
установления такого равновесного состава происходит
только превращение водорода в гелям* а остальные эле-
менты игр;пот лишь роль катализаторов.

Оценка доля водорода, превращающегося в гелий, ла-
висит от структуры звезды и характера ее эволюции. Этот
вопрос мы также рассмотрим ниже.

Все реакции превращения водорода п гелий очень силь-
но зависят от температуры. В настоящее время имеются
аппроксимационные формулы и табличные данные, поз-
воляющие подсчитать скорость реакции, и следователь*
пи. я выход энергии в зависимости от плотности вещества,
его температуры Т к химического состава. В грубом при
ближеиип скорость реакции, определяющая выход
энергии (на единицу массыонпсыпаетгя стеиеннбн
формулой:

е —р"’Г| (8 1)

где показатели m и п подбираются с помощью аппрок-
симации более точных, но сложных соотношений. Для
водородных реакций л показатель nfe44~6 для
реакций протон протонного цикла н и ~ 16-4-20 для реак
инн углеродного цикла.

Перенос энергии в звездах. Энергия, освобождающая-
ся в процессе термоядерных реакция, должна отводиться
на недр звезд наружу, поэтому процесс теплоотвода иг-
рает важнейшую роль в определения структуры п эво-
люции звезд. В большей части главной последователь-
ности (кроме очень малых масс TK0.25$Wv) внутри всег-
да имеются слои, где энергия переносится получением п
слон с конвективным переносом энергия. Звезды малых
масс целиком конвективны.

Структура звезды определяется балансом работы ме-
ханизмов выделения энергии и механизмов ее отвода. По-
этому расчет структуры звезды представляет достаточно
сложную самосогласованную задачу. Правда, она несколь-
ко упрощается в силу следующих причин.

Лучистый перенос энергия налагает некоторые огра-
ничения на возможные значения параметров звезды. Де-
до здесь в ТОМ. что «пропускная» способность ОЛСОП с лу-
чистым переносом энергии определяется только филл че-
ткими условиями внутри этого слоя. При лпииом потоке
энергии фиксируется градиент температуры и других пя-
ди метров, а следовательно, и структура звезды* и наоборот,
.ко приводит к появлению почти одшкшвчного соответ-
ствия между массой я светимостью звезд главной после*
донателыюгтп. которое почти не заопснт от характера тер-
моядерных реакций.

С<ютшинецне масса — светимость можно записать в
ни де простоя формулы

(8.2)

гю показатель а несколько меняется с млеешь Для боль-
ших масс (2Я>7Я1 ). где большую роль в переносе :эш*р-
IUH играет томсоновское рассеяние, а=3. В области очень
малых масс (полностью конвективные заезды Я<0ЛИ)
величина а» 1.7. Наибольшее значение показатели а у
диезд с массой поря яка массы Солнца, где теоретически
получается а4.7л. а наблюдения дают несколько мемь-
Hire «значение, а*4.

Ду чистый перенос энергии характеризуется коэффи-
циентом нспроэрпчиостн х. который зависит от плотности
(». температуры Т я химического состава. Для надежного
расчета звездных моделей необходимы точные таблицы
величины х. .Характер поведения этой величины доволь
ПО сложен и, кроме того, существенно зависит от пред-
полагаемого химического состава. Существующая пеон*
ределен кость в значениях х заметно сказывается на на-
дежности расчетов эволюции звезд.

Лучистый перенос амернш сменяется конвективным
а двух случаях.

Во-первых. в области, где коэффициент непрозрачности
очень велпк. лучистый перенос по может «пропустить»
обходимую величину потока энергии. Такая ситуация
возникает в зонах усиленной поиизации водорода и го-
нки. При температурах и плотностях, соответствующих
1Н<1Й зоне, средняя энергия квоптпв близка к энергии от-
рыва электронов от этих наиболее обильных элементов
и цмрпио поэтому здесь наиболее эффективно п погло-
ни* пне света и ионизация атомов. По дело не только
|бм. В области ионизации водорода и гелия существен-
ио умепыпвется показатель адиабаты 7, поскольку зна-
чительная часть топлопой энергии переходит л энергию
ишшзашш. Поэтому для лоявлеппя концепции достаточен
сравнительно небольшой градиент температуры Совмест-
ное действие двух условии (большое значение коэффи-
циента непрозрачности и малое значьипо показа веля
адиабаты) л обсспеч1пя<ет появление конжекщш в зонах
И1П|цзац|1ц нодоршыи гелия. У холодных звезд зоны понн-
эашш Н и Не находятся на некоторых глубинах относи-
тельно недалеко от поверхности заезды и поэтому здесь в
нря поверхностных слоях энергия переносится конвекцией
(ннептян конвективная зима). У горячих звезд (с но
вврхиостиой температурой Г«8410 тыс. градусов) во-
дород и гелий потыоваиы уже на нонерхностя, и здесь
лучистый поток может вынести энергию вплоть до самой
иовсрхяостп.

Нгорой причиной возникновения конвекции в звездах
является редкая зависимость коэффициента выхода энер-
гии термоядерных реакций от температуры. Чтобы по-
менять существо дела, напомним, что поток энергии про-
порционален градиенту температуры, деленному пл ве-
личину коэффициента иопр1Ы[1лч!Юстп. Величина коэффи-
циента непрозрачности по может быть меньше некоторого
значения, (шределенного tomcuiiohckiim рассеянием. Поэ-
тому 6<i.ii>iiiu< значение поток.! требует п большого гра-
диента температуры. В центр».н.пых частях звезд ве-
личина потока энергии очень велика (из за уменьшении
нонермпн тн. через которую проходит этот поток в ие
посредственной окрестности центр»). Поэтому лучистый
перенос имел бы место лишь при большом градиенте
температуры в этой области. Но при атом резко возроптал
бы выход энергии с глубиной, благодаря сильной записи-
мостя е от Г согни'но (ЯЛ). оеобепио. если показатель не
мал. Это приводит к неустойчивости и вбрнзовапню кон-
вективного ядра Градиент температуры сглаживается «
выход oHrpi ни определяется условиями гшыоотапда.

Расчет показывает, что образованно конвективных ядер
начинается ирн нключенни углеродного цикла (»«IO4
4-20), т. е. у анезд с относительно большом массой.
В звездах с протонным циклом копвшуПшных ядер ист.

Для л ми лпза эволюции звезд роль конвекции tmwa не
только с точки зрения переноса ею эпергни внутри авез-
b ДЫ. ДгЛО в том, что в копвсктивных зопах и ядрах доста-
точно нитепснниые конвективные движения перемет наают
I вещество. Поэтому. например, по мерс превращения во-
дорода в гелий содержание водорода одинаково умень-
шается ио всему конвективному ядру. В области лучяс-
юго перекоса энергии существенного перомешивш1ня.
по видимому. нет. и в звездах относительно малой массы
(1 >йЯ/9Ц>0.25) водород выгорает вначале только в не-
большой области вблизи центра.

Расчет эволюция звезд, выпал ионный н предположе-
нии отсутствия перемешивания. показывает лучшее со-
гласна с данными наблюдений, чем подобный же расчет,
по оспонаппыи па предположении о полном псрсмгпнит
пни. Именно поэтому сейчас принято считать, что перо-
исшиваипе звездного вещества и, следовательно. вырви-
ннааине химического состава происходит только в области
конвективных ядер и зоп.

Вопрос о ш’ремепшваппн в недрах звезд связан п с
«припкте.п.ным результатом нейтринного эксперимента
Дише*. Одно Hi решений этой трудности предполагает,
что в центральных частях Солнца периодически, пример-
но раз в 50 лет. происходят быстрое псрем'чпияание ве-
щи’Той. увеличивающее содержание водорода в ядре
НИГ1.1Ы и тем самым понижающее ого температуру. В ре-
зультате реакция, приводящая к обрезоваиию нейтрино,
гл гыш замв.ряотсп. Для объяснения плблюдяемогн э(|ь
i|p ьти необходимо но постоянное перемешикание. « пе-
рш» Ц1ЧСГКЦ повторяющиеся редкие обогащении ядра подо-
pujiuM и соответственно быстрые понижении температуры1.

Рнсчст эволюции звезд на главной ипслсдошггельиосгн.
Г । четы эволюции звезд в пределах главной последппа-
1« ч.ногти обычно начинают с предположения, что ежп-
нвющался проюзнеэда с заданным химическим госта «ни
шт’тнглет состояния, при котором выделение энергии при
I рм<1ичерных реакциях окалывается сравнимым с оенл-
Л»ждсинем гравитационной энергии. Быстрый рост мощ-
П'я nt rvHepiniuii энергии с увеличением температуры
орппадит к тому, что у звезд с массой, большей одной
M.uihi Сплнца, здесь сразу возникает конвективное ядро.
Гн iwep ядра п доля массы, сосредоточонпой в кем. ванн-
гиг от начальной массы звезды, еелп пренебречь речью
«РЛЩП1ЯЯ и магнитных нолей.
У таких зво.1Л (ЭД > РЖ) исповпмм nercHimiKOM эпер
гяп яшшстся углеродный цикл. На порнпм этапе горения
яадорода происходит п.тыеиение изотопного и химически
го составе углерода и азота *- н соответствия со еккзаилим
вышо образуется равновесное ряс предел он не, в котором
значительная часть С|г превратились в N1*. Время дости-
жения такого состояния — иорндка нескольких десятник
мяллипиов лет у звезд умеренных масс (ЗЯ 1,5-^ЗОТ»)
и много короче у зпезд больших масс.

Затем начинается выгорание водорода а конвективном
ядре, которое зэянмаст значлтедыси больше времени. По
мере уменьшения содерлилня водорода во всем конвек-
тивном кдре происходит следующее. Для того чтобы со-
хранять мощность излучения па уровне, требуемом со
отношением масса — светимость, температура и плот
иость в центре звезды несколько повышаются (темпера
тура — пн 104-15%. плотность —• иа 154-20%). Кошшк-
тпяноо ядро сильно сжимается и даже уменьшается но
своей массе. При уменьшении содержания водорода от
(Ш4-70% по массе до34-5% масса конвективного ядра
уменьшается в 2—3 раза. Радиус и светимость звезды по
мере сжатия ядра растут и она передвигается но диаграм-
ме Герцшпру и г» — Росселя, яворх к вправо, оставаясь
цока в пределах глинной последовательности.

Звезда остается на гл папой поолидоватслтлюетп до тех
пор. пока содержание водорода в ее центральной части не
упадет до ~5% и соответственно содержание гелия пе вы
растет до (Ю% л больше. Млссл этого гелшшого ядра
различна у звезд разных масс я несколько зависит от на-
чального содержания водорода, У массивных звезд масса
гелиевого ядра порядка 0.4 4- П.В ИНо мере пыгорлпия
водорода конвекция затухает, и когда содержание вздор >-
да а центре станет меньше 1%. начинается сжатие цент-
ральной части знезды Источником светимости звезды сно-
па оказывается гравитационная энергия. При этом сгори
irnc водорода еще продолжается, пока он не исчезнет
полностью.

Сжатие центральной части звезды сопровождаете)!
увеличением ее светимости и быстрым p$.ci и ионием
внешней части звезды. т. с. увеличением ее радиуса. Здесь
заезда сходит с гл ян шит погдодователькости и перемещу
ется к области красных гигантов.
CocTOHihie звезды п области красных гмгаитой мы par
смотрим в следующем параграфе. Здесь же заметим толь-
ко следующее. Процесс перестройки заезды от состояния,
характеризующего главную писледовател ьаость, до состо-
яния красного гппнггн нромсходит очень быстро. особенно
у звезд большой массы. Поэтому нп чпнграмме Герц-
шпрунгд — Ресселп звезда как бы перескакивает от глив-
лпй послодоиательпостп к красным гигантам и между эти-
ми пос ледова тел ькостями имеется пробел. У меньших но
массе звезд переход от главной поел •довательпостп киет-
нп гигантов происходит медленнее и здесь па диаграмме
Герцшпруига — Рессела имеется непрерывная полоса.

Эволюция звезд небольших масс (без конвективного
ядра в центре) несколько отличается ни характеру от оно-
люцпи бил с массивных звезд. Здесь содержание водорода
уменьшается только в непосредственной окрестности цент-
ра звезды. Поэтому в центральной области образуется
сначала очень небольшое изотермическое гелиевое ядро,
почти полностью лишенное нпдорода. За время пребыва-
нии на главной шм'ледоовтольностн это изотермическое
ядро растет, пока не достигнет некоторого предела, при-
мерно рамного 10% массы всей знеэды. и только после
итого такая звезда переходит и тадпю красного гиганта.

При расчете эволюция звезд малых масс представляет
питергс анализ пл план я различия начального химического
состава. Дело в том. что такие звезды энояюцшшируют
медленно п поэтому сохранялось достаточное число звезд,
обрпзоаашппхея па начальной стадии эволюции Галакти-
ки при которой химический состав исходного вещества
был существенно иным. чем в более пиздпе** время, когда
Hl мм|н»нплвгь существующие сейчас массивные звезды.
Как характерные примеры, рассчитывались модели заезд
населения 1 с массами, меньшими массы Солнца, с на-
ив и.ным составом водорода X — 0,0 4- 0,7. гелия Y »
В» ОД 4 0.4 и остальных элементов Z = 0.01 4- 0.03 н
ри »д населения II типа, где Z = 10 а 4- ПР4. а содержа-
Р к* и дородл может быть V =j 0.9 и даже 0.99.

X рмктгрипс время it р< бы на ним звезд малой массы на
iii’Mii’ift лослрдовательиостн велико. Ужо для массы
U.MSW время пребыноипп на главной nor.it•доивтсль-
। nt pfHHto 12 млрд, лет для звезд населения 1 и свыше
’ । тит тля звезд населения 11.
Звезды еще меньших масс эволюционируют очень мед
ленно и ад время существования Галактики не успели
уйти с главной послодовательиостн. В расчете эволюции
таких звезд есть определенные теоретические трудности
Прежде всего центральные области таких звезд состоят
из плотного газа и имеют сравнительно низкую темпера-
туру, так что здесь есть ча точное электронное вырожде-
ние. В том случае давление слабев зависит от температу-
ры и поэтому здкь возможна своеобразная взрывная не
устойчивость. В с.чмом деле, если в обычном газе но
какой-либо причине начнет возрастать выход энергии, т
увс П1чкш1отсн температура и давление, так что соответ-
ствующая область расширяется, что приводят к умеиьше
нию температуры я возвращению к устойчивому систол
нию. Подобная же вспышка реакций в вырожденном газе,
хотя я повышает его температуру, но ио уно.шчиопст за
метко давя *ннл; система не расширяется и но охлаждает
с«. Поэтому рост температуры продолжается, выход эпор
гни растет еще быстрее, что приводит к взрыву. Возмож
но. что такие нарывы, связанные с внезапным иоэгораяигм
гелия или даже углерода в вырожденном ядро иа полдни.
стадиях эволюции звезд с малой массой действительно
имеют место. К атому вопросу мы вернемся в следующем
параграфе. Водородных вспышек у звезд Малон массы и
стадии главной цос.тсд<>вате;1Ы!Ости. но видимом у. нет.

Следует также отметить, что сложное уравнение со
стояния частично вырожден нога газа затрудняет и ча
л ‘нный расчет моделей таких звезд.

Другая трудность связана с отсутствием достаточки
развитой теории конвекции. В звездах малой массы коп
вектнвный перенос играет большую роль, а звезды
с ® <0.25 3^ конвективны целиком. В настоящее нреми
перенос энергии коивркцяей рассматривается с номощып
теории длины перемешивания В этой теории более л ли
менее произвольно задается расстояние, которое проходи г
конвективный элемент до своего исчезновения. Обычно
принимается, что эта нслкчияк в 1,3 2 рляа больше ш
валентной высоты. К сожалению, расчеты моделей лоно п»
но критичны к выбору длины нсремегинэанни. У пол-
ностью ноннгктпншлх звезд светимость лиределяется Не
прозрачностью хилндпых и сравните ibno плотных поверх
постных слоев.
Наконец, для звезд очень малой массы не удается по-
Иучить стационарного решения н моделях <: термоядерны
ми источниками экерлш. Если звезда состоит из обычной
< меси элементов, то нижний предел массы равен 0.1®^
Л iH гелиевой звезды нижнии предел массы равен 0,33 ®13.
1д-1н по какой либо причине возникают тела меньшей
Массы, то они сжимаются до вырожденного состояния, так
н ш остаповквшпсь на стадии термоядерных реакций»
। е минуя главную последовательность; эти тела окалы-
ваются «черными карликами». Объекты еще меньшей
мае* ы попадают в разряд планет. Токона качественная
MpTtnut эволюция звезд па главной |их'ледокательиости.
1 iu.ii 1Чествсяяые расчеты эволюции и времени пребывания
ни । шиной последояательяости см в работах Пбенд (19(57,
И174). Варшавского, Тутукоиа (1973) и др.

5 2. Эволюция звезд после ухода
с главной последовательности

Пребынилио эиолд па главной последонятельпостп за-
iUHriuimcTCH тогда, когда в их центральной части осталось
нп Гшлеи I ~~ 5% водорода. Это справедливо как для звезд
бнлыимх. так и малых масс. Различии лишь а том. что
Лшигыря перемешиванию а копзектшшых ядрах у звезд
больших масс сгорает и относительно больше водорода.

Модель крпсного гиганта. После тою кпк аодородл в
Центральных частях становится мало, затухают термо-
мирные реакции и, как следствие, в центре звезды обря*
Ьуг п н гелиевое изотермпческоп ядро. Можно было бы
Hiiui bin., чти гелиевое изотермическое ядро захватывает
Ь к область. в которой ри нее выгорал водород, нипрлмгр.
ибьнть конвективного ядра. По па самом дело положение
Мим ккь сложнее. Расчет показывает, что изотерм нчг-
• •пн- цд|м> Не в состоянии удержать вес вышележащих
iwi. если cm «леса больше 10—15% массы всей звезды
(и) ’ШТ Шенберга — Чандрасекара). Массы коппектяв
ИЫ1 н (ср могут быть много больше, достигая 80% от всей
ню гы наиболее массивных звезд. Но в процессе выгор.1
кия иодорпдя масса конвективного ядра все время умен к
• на и к концу этого процесса она становится сравни
V г г мощной массой итптед мячссвого ядра, так что
н -in-r^rn звезда с изотер мпчс»еким ядром.
Но отвод тепля на недр звезды продолжается щ если
термоядерные реакция из за уменьшившегося содержания
водорода л<- поддерживают температуру на прежнем урон
ио. звезда начнет сжиматься Сжимается н изотермическое
геляевос ядро, температура и плотность здесь повышают-
ся Благодаря сжатию н область больших плотностей и
температур попадают слоя с нцо сохранившимся водо-
родом. В коночном счете это приводит к возникновению
новой модели звезды. состоящей на централ иного горяче-
го, но изотермического гелиевого ядра, слоевого п с точилка
горения водорода, окружающего ядро, н наружной обо*
дочки.

Толщина слоеного источника сначала велика,— он ох-
вятывиет iieciwiuicn процентов массы всей звезды, но за-
тем этот слой сжимается я п нем остается не более 0.5%
массы звезды. По мере выгорания водорода в слоистом пс-
точнпке уиеяич и лается масса гелиевого ядра. а в слои
стый источник попадает повое вещество с большим содер-
жанием водорода.

Возгорание слоистого источника л его постепенная
эволюция сопровождаются и заметными изменениями
внешних параметрон звезды, из которых самое существен
вое — расширение оболочки заезды до очень больших
размерь». Это означает, что модель звезды со слои-
стым источником соотнетгтвует звездам — красным ги-
гантам

К сожалению, трудно наглядно объяснить, почему ело
истому источнику горения водорода, в котором имеются
очень крутые градиенты температуры н плотности, соот
ветгтвуют очень полотне градиенты температуры и илот
кости а ободочке. Этот результат полученный уже в пер
иых расчетах Хойла и Шварцшильда (1955). построивших
мерную модель звезд красных гигантов описанного выше
типа, потом бы । подтвержден многочисленны мл рис
штамп.

На рис. 43 схематически изображена эволюция струн
туры звезд с массой 7 ЭД (Хоффмейстср. Книпенхаа. Вей
Герт, HNW). В начал 141011 стадии происходит горение во
дороди в кониектпином я ipc — следует обратить внимание
кн уменьшение массы конвективного ядра. Па разрыв*
рисунка меняется шкала времени, поэтому «горизонталь
иый» участок последней стадии горения водорода в ядре
r*Ti. спгдгтнни ушмцчеииого масштаба примени. Гелиевое
и и»•} образуется в точке С после чего реакция происходит
в глпеиом источнике. Заметно уменьшение толщины
гдщццда источника, снизанное с увеличением градиента

Гн 4.Т IIдмевенпе структуры засады в процессе аыгорпмвя водоро-
да в ядре я слоевом iictohitjiho.

•мщратуры. Стадия красного гиганта находятся между
tit'HUiMii С u D.

Нен Кольну здесь энергия переносится в основном налу-
Ч« oiti’M то светимость звезды мало меняется и звезда по
(нгмиииштсл по диаграмме J ерцшпрунга — Рессела слева
В01ЦНИШ почти горизонтально. Однако в конце этой стадии
И»« |очна звезды быстро расширяется л в ной образуется
m игрхпостная конвективная эона, которая а момент май-
П » n.itivro развития охватывает почти половину массы
«Ь4 «ды Способность конвекции быстро переносить энер
»Й 4 ЩШШЛ111Т к тому, что здесь светямость быстро ymvilt-
нйюмня н звезда перемещается по диаграмме Г<*рц-
♦ ii iuft—Риссела вверх

' винил относительно малых масс имеются п< которые
адые птдичпя хотя общий характер эвилюдни
тот же (ем. И бен, 1967). У таких звезд масса гелиевого
кдра остается малой и поэтому его сжатие не приводит
к резкому увеличению градиента температуры. Расшире-
ние оболочки тоже имеет место, ио медленнее, чем у мас-
сивных звезд. Слоеной источник долго сохраняет относи
тельни большую толщину. Однако по мере эволюции звез
ды малой массы со слоистым источником ее светимость
возрастает более быстрым темном и звезда почти сразу
начинает перемещаться по диаграмме Герцширунга —
Росселя преимущественно вверх, правде, сохраняя и дви-
жение слева — направо. Чем меньше масса звезды, тем
меньше горизонтальный участок ив эволюционного трека
и тем больше ее увеличение светимости. В стадии увели
чения светимости красного гиганта небольшой массы
внешняя часть звезды также оказывается конвективной.

По мере горения водорода в слоистом источнике про-
должается медленное сжатие гелиевого ядра и повышение
его температуры. Когда температура ядра повысится при-
мерно до 1U8 К, в гелиевом ядре загорается тройная реак-
ция превращения гелия в углерод (3 Но4-*-С1). Эта ре-
акция очень сильно зависит от температуры [в формуле
(8.1) ей соответствуют значения т = 2 н л » 45 -г 50].
П пятому включение тройной гелиевой реакции опять при
ведет к появлению конвективного ядро в центре звезды.
На некотором этане происходит и другие ге.шевые рс*
акции.

Хотя у таких звезд горение водорода в тонком слои
стам источнике продолжается, и этот источник постепенно
перемещается вверх, все же значительная доля анергии
освобождается опить в ядре. Модель звезды ста понятен
более однородной и ее нш шине слои начинают сжимать
ся. Звезда перемешается по диаграмме Ггрцшпрунга —
Рессслн уже справа налево и по прежнему вверх, лосколь
ку загорание гелия увеличивает общий выход энергии.
Сжатие звезды на этом этапе эволюция также освобожда
ет энергию.

Поскольку гелия я центральном ядре звезды много и
поскольку при соединении 3 Не* в одно ядро С12 дефект
массы еще сравнительно велик (хотя н заметил меньше
дефекта массы при водородных реакциях), то тропная ге-
лиевая реакция служит источником лиоргин в течение
долгого времени. Кик показывают расчеты, время патож
и лив звезды на стадии выгорания гелия примерно с де-
нт» раз меньше времени пребывания нимды ни главипй
1н»гдед1жлтель]1огти. причем это отношен но слабо зависит
•гг полной массы звезды.

Поели выгорании гелия в ядре (умепьппчтя его до
ДП%) картина явлении в какой то мере повторяется.
11 центре звезды образуется изотермическое уже iipi иму
щестнг4иц> углеродное пдро, а пне его — сто истый петой-
пик. в котором продолжается превращение гол я я в угле-
род. Как п раньше (рис. 44) этот слой вначале толстый.
В1цеМ сужается. Растет градиент темпера гуры, а с ним

ймукт. ЯГМ*П

Рас И II щи вся по структуры звезды ft прщггга выгорания гелия
В ЯДРУ И СЛОСВиМ llCTO'lttUlah

н рн (нус звезды. Звезда опять пойдет по диаграмме Герц-
II in ру и in — Росселе сл(»ин направо и немного вниз. по-
Hmi и<ку часть anejirwH расходуется на расширение. Затем
iiHiHi. возникнет кохиичщня и светимости быстро унгли
•НО1»Н»1П1.

Спой (рдпевото источника становятся тоиыпе, пзоюр
ч»г я то начинает опять сжиматься н нагреваться
п включаются следуюпгве реакции, идущие ври ешо бо-
лее высоких темпе Ратурах, Нти стадии эволюции звезд
просчитываются с очень большой неуверенностью и здесь,
ио еущестиу. нет наложных моделей. С другой стороны,
именью эти сталии эволюции им» ют наибольшее эначени
для проблемы нуклеосинтеза н поэтому мы пх рассмотрим
очень грубым качественным образом ниже, когда будем
рассматривать вопросы нуклеосинтеза.

А пока вернемся к стадии глрения гелия. Как уже от-
мечд.икь, водородные реакции а ядре имеют место у всех
звезд |лавпой последовательности. кроме звезд с очетп.
малой массой. Слоистый водородный источник образуется
также у всех звезд, если только эти позволяет время эво
люпин (см. ниже).

Однако голнеплм реакция возможна уже не во всех
звездах Если масса всей звезды меньше 0.5 2R*. то по мере
вы горн и ня водорода в ядре и увеличения его плотности
здесь наступает электронное вырожденно н температура
растет медленно в ли вообще не увеличивается. Поэтому
гелиевая реакция но возникает и звезда сжимается до со-
стояния белого карлика, построенного почти целиком мн
гелия.

У звезд с массами в интерна е 0.5 <Z M/FW* <3 п г*
лиевом ядре тоже имеет место частичное вырождение. н >
температура все же возрастает шпчолько, что гтанови ся
возможной тройная гели чтя реакция (3 1 к? -> СКлк
уже было объяснено выше, в вырожденном газе терм
ядгриые реакции имеют характер взрыва и поэтому здесь
можно ожидать гелиевой вспышки (см. Ханши, 1961 ).
Быстрое выделение энергии резко повышает температуру
н снимает вырождение. У звезд с массами. большими3ЭЙ
при сжатии гелнешно ядра вырождение не возникает,
и поэтому здесь гели вая реакция включается бол т
плзняо

При всех сложных процессах перестройки звезд с об
разеванием изотермических ядер п слоистых источник и
довольно сложным образом меняются светимость и ради
звезд. В результате каждая звезда описывает пи диаграм-
ме Герцшп рунга — Рассела эволюционные треки, переме-
щаясь по ней последовательно в разных накравленннх
Па одних участках треков звезды задерживаются дольше,
другие участки прискакивают быстро.
У инезд мепыпих масс перестройка происходит более
и Мишо и звезда постепенно сходит с главной доследслш
и и.поста на ветвь гигантов. Здесь более интересен слу
4iih звезд первого поколения (население 11 типа), но-
>польку звезды с милон массой, образопаяшпсся позднее.
• Щс нс достиг,™ стадии слоистого источника

Звезды с центральным тел яс ным источником имеют
бм 1ьшую светимость я ле слишком большой радиус. При
hino считать, что такие модели могут описывать структу-
ру сверхгигантов со светимостью КР 4-104 Ls Ла этой
♦|чпг аиолюн]П1 звезды оказылл|отсн в в области диаграм-
мы Ггрцшмрукга — Риссела. занятой церемонными звез-
дами. в частности, цефеидами. Ио-видимому, здесь такие
модели звезд «мппыпаются неустойчивыми по отношению
н возбуждению пульсаций. Сложность эволюцвпниых три-
или такова. что звезда пересекает область пульсационной
ш устойчивости несколько раз. Н&пркмгр. рассчитывая
цапли nuw иные треки звезды с массой 7® . Хофмсйстер
и ip (1!.ИМ) получили, что эта звезда пять раз оказывает
«и в области пульгаииоиний неустойчивости. проведя там
ь |1нЦей сложности примерки 7.5- 10* лет. При каждом
ш per счеши! период пул ьгяцпп звезды вес кольцо меняется.

Заметим здесь, что звезды населения 11 с небольшой
»Ht< сон. и которых на позднем стадии эволюции загораете:!
ti'HiriKK* ядро. тоже оказываются в области пульсациои
пин 1Н‘устончпвостп диаграммы Герцпшрунга — Рессгла
И tn'Ий ди ют, в частности, в область расположения звезд
мн|и КН Лиры.

Ингле выгари пня гелия в ядре образуется звезда с изо-
и рмпчггкцм углеродным ядром и слоистым гелиевым мс-
v. чин ком. Возможно, что такая модель соответствуй
1 qmrrype звезд Типа красных сверхгигантов с очень боль
hi и rm тнмпгтыо, Эта стадии эволюции проходится быстро

Расчеты эволюционных треков звезд сравнивались с
ь <бли>деппямм и в общем показывали разумное согласие
я ohe.ir lux неопределенностей теории м наблюдений. Мы
hi будем здесь гата и а вливаться па этом вопросе, а порей
н М М Другой проблеме теории эволюции звезд измене
ина» ах химического состава.

Пхклсосиитса в звезд их. Как уже отмечалось, звезда
ч инг с । цииюн последояательиостп поело обрнзоваиял
А п>от1‘рмиче» кого п иеною ядра. На этой фазе эво

ГЛ V!|! ЭВОЛЮЦИЯ ЗВЕЗД I! нуклеосинтез

люцви порядка 10% начального содержания водорода
11 ре прагм л ось в гелий После нгмиикновсмпя слоевою нс
очника продолжается превращение водорода в гелий.

Однако в дальнейшем при возгораний гелия и прспраЩе-
цин его в углерод содержание гелия начинает уменьшать-
ся. Как пример, приведем результаты расчета Ханши п др
(см. Ханши. 1966) содержания водорода, гелия и более
тяжелых элементов в конце существования гелиевого ис-
точника (по всей звезде) :

Маета въезды Содержание «о- лореял Содержи и ас re- fl пн Содгснкммие иг* -гдлъныж -i.-iTUBN 1ЛН
0,7 Я® 0.24 о.ов 0.68
4 W, 0.712 0,03 0.258
15.6 Я, 0,723 0,062 0.22

Как уже отмечалось, во время горения водорода в ядре
более массивных звезд посредством углеродного цикля
значительная часть начального содержания изотона угле-
рода С 2 переходят в изотон азота N 4 Этот процесс про-
должается и в слоевом источнике. Поэтому ностепеано
в звезде увеличивается отишпелш N14 С Еще до вклю-
чения водородных pi'ftKIUifl сгорает пидявляющпя часть
(до 98%) легких элементов, таких, как литий бериллии
и бор Ио заметная часть изотопа По3 сохраняется и после
пн дородных реакции.

К концу существования слоевого водородного источни-
ка температура в гелиевом ядре повышается настолько,
что возникает реакция X 1 + Не* Е1в + у, F1 -* О1*
+ о’ 4* V. Это означает, что здесь происходит обогащение
вещества кислородом за счет азота Сохраяцяшнесл и ipn
С* также выхватывают ядра Не4 п образуют возбужден-
ные ядра кислорода О °. Ядра С при захвате Нс4 также
превращаются и О' . по с испусканием нейтрона Эти ней
тропы, захваченные другими ядрами, могут привести к
последовательному построению более тяжелых элементов.

Однако основным процессом реакции гелия является
тройная реакция соединения гелия в ядро углерода С
Здесь сначала образуется возбужденное ядро Bi к кото-
рому за время ого рнеяада должно успеть присоединиться
еще одно ядро гелия.
В процессе выгорания гелия в ядре, а зятем п я гелио-
ЮI слоистом источнике здесь вновь образуется значи-
тельное количество углерода С Последовательно захвл-
гыидя ядра По1, эти ядра образуют элементы О|6, No20,
Mg \ Sw и т. д. Очевидно, что колкчсстпо обрпзнввв-
г им я элементов зависит пт температуры л iuioiiwtii не-
I I тяа в недрах звезд, достижимых в процессе эволюции

Поскольку гелиевые реакции требуют высоких темпе
атур. то подобные нреобразованнк элементов возможны
IH г ь у более массивных звезд. Гелиевая реакция вклю-
чатся у звезд с ЭД >0,53®* (для населения II) в
В! > 0.42ОТ (дли населения I): реакции, приводнщвекпо»
гр юнвю более тяжелых элементов, чем включаются
I 1М<о у звезд с ЭД > 30 ЭД, а т. д.

(Следующая стадия нуклеосинтеза иоанн кает а том еду

. когда температура теперь уже в углеродном ядро до-
и глет (84- 10) 10* К. Здесь становятся возможной рс-
< uhi соединения двух ядер С12. В процессе их слияния
[аауются New4-l!e4 или Mg2a + И . Возможна также
»11 термическая реакция и которой возникают и пейтро
। ы < + С12-* Mg23 4- ii. Эта реакция важна тем. что так-
• служит источником нейтронов, необходимых для по-
। ц 1 нил тяжелых я irp.

Включение углеродных реакций, так же как ц гелпо-
и * может иметь характер вспышки, если я центре зпез
Н таз частично вырожден. По видимому, это имеет место
ери ЭД < 8 ЭД*. При еще больших температурах (Т

(1.3 -Н 1.4) • 109 К) включаются и реакция соедине-
на кислорода, как, например. 20 Mg*4 + 2Пе\ или
ГП 1S32. Это еще более гипотетичная стадия в эполю-
I ИИ 4!Н»ЗД.

И йтрпнныс потери. При построении звездных моде-
И ДЛЯ очень продвинутых стадий эволюции важно учн-
♦ в ь еще одни фактор, огра ннчн лающий рост темпера
Ъ|Ы в центре заезды — эмиссию нейтрино. Проходя сво

• I io черг.1 толщу звезды, они служат аффективным ох-
а чающим-механизмом Известно несколько механизмов
|М И'Ч< инн нейтрино.

||ри температурах ~ 10е°К нейтрино генерируются
при распаде плазменных волн. При больших тем перату •
м (З-г ’О’ HJ® К преобладающим становится образо-
1ейтршю при расе- янип гамма кванта ид электро-
нах (7 + е~ -*-е~ + vr + vr). При еще более высоких тем-
пературах ~ 6 - 10* К имеется достаточное количество
поэнтропон, н нентрини образуется при их ашшгвляшш
(о* + ©“-* v„ + v,).

При особенно высоких температурах имеет асесто так
называемый U КС А-процесс. г виза ины й с излучением ней
.три по при циклических и обратных бета-процессах.

При загорании углерода в ядро нейтринные потерн
становятся очень важными. Унося большое количество
энергия из недр звезды, они облегчают ее сжатие, быстрое
сгорание углерода и поэтому резко ускоряют эволюцию.
Без нейтринных потерь углерод в ядре звезды с массой
15,6 ®е был бы израсходован за 2.5 - 40* лет. а с учетом
нейтрпнпых потерь эволюция на этом этале длится
2 104 лет. Дальнейшие фазы эволюции (загорание угле-
рода в слоистом источнике, загорание кислорода и т. п.)
по расчетам Хаяшп (1966) заняли бы примерно 6-10елет
если бы ио было нейтринных потерь, но с учетом послед-
них эти фазы эволюции звезды имеют характер взрыва.

По расчетам Хаяшп в конце стадии горения углерода
звезда состоит из водородной оболочки (^83%), не-
большой гелиевой яопы (~ 5%) и ядра, в котором есть
углерод, кислород, неон, но преимущественно там сосрело
точепы металлы 22%). Аналогичный расчет эволюции
звезды с массой МЛ* тоже правел к выводу об образовп
нпн заметного металлического ядра звезды (~ 26%).

Расчеты моделей звезд на очень продвинутых стадиях
эволюции в настоящее время еще яо стали настолько ни
дожными, чтобы можно было сделать определенные вы
воды о конечном химическом я изотопном составе звезд.

Заметим, что хотя у большинства звезд химический и
изотопный состав, как показывают наблюдения, почти
одинаков, однако имеются к значительные различил. Паи
более ярким примером являются углеродные л азотные
последонатсльности звезд пша Вольфа — Райе (об их пи
терпрстацпи — в следующем параграфе).

Кроме того, есть много звезд с различными содержа
нлями изотопов углерода, изотопов гелия, обладающих
избытком металлов, редкоземельных элементов, циркония
и т. д. Высказывалшъ различные качественные? гипотезы
для объяснения этих аномалий, по мы еще очень далеки
от понимания таких явлений.
§ 3- Потеря массы звездами л эволюция тесных
двойных систем

Схема эволюции звезд, изложенная выше, основа из на
су щеп воином предположонпи, что масса звезды на этих
стадиях эволюции ле меняется. Для подавляющего боль-
шипствя звезд, находящихся и состоя или сирени л водо-
рода и гелия, это условие, по видимому. выполнено.

Однако анализ потеря массы в процессе эволюции
авеэд является одним из ключевых вопросов этой теории
но ряду причин. Во-первых. как известно, конечной ста
дней эволюции звезд является образованно белого карли-
ки. нейтронной звезды или «черной дыры*. Первые два
типа объектов ограничены по массе (см. главу IX). По-
.»гаму потеря массы в процессе эволюции определяет ко-
нечную фазу жизни звезды.

Во-вторых, .масса, потерянная звездами, поступает в
М'нсэнездную среду. Это вещество, как правило, состоит
н । болео тяжелых элементна. образовавшихся в заездах.
Поэтому потеря массы звездами приводит к обогащению
гжзиездпой среды тяжелыми элементами. Следователь
ио. ноаннкающпе из этой среды звезды следующих поко-
лений начинают свою эволюцию с большим количеством
них элементов. Наконец потеря массы ялмяет и на саму
4И<июцию звезд.

Потеря массы звездами. Анализ потери массы звезда-
ми можно разделить на две проблемы: потерю массы оди-
ночными или двойными звездами и обмен массой между
fHiMiiOHOHTHMii в тесных двойных системах. Изучать по-
। рю массы звездами можно и теоретически и по данным
наблюдений. Правда, и а илю щннл возможны лнпп» в тех
। 1учпях. когда потери массы значительны.

Пак показали данные космических измерений. Солнце,
л ю рнятно. и все другие янезды подобного типа теряют
очень мяло массы, порядка 10 15 Ч- 10 и 8Й /год. С точки
•рения эволюции эта потеря массы иесуществеикл. Можно
ожидать, что и ясс звезды, не входящие в состав тесных
щойямх систем, теряют на стадии горения водорода в яд-
ре массу такого порядил. Поэтому стадно главной гтосле-
(1нптгл1.щк'тн проходится без существе л кой потери мас-
ы П|taiijin. Солнце принадлежит к классу медленно нра-
» шился звезд. Есть более бистро вращающиеся явезды
(в частности. класс» Be), и можно ожидать, что увеличен-
над центробежная < ил<? ускорят л потерю массы, но, ло-
влдимому, заметного ускоренна потери массы все же нет,
кроме, нижет быть, фазы исчерпания водорода в ядро, koi
да ввезла испытывает быстрое сжатие.

Обогащение межзвездной среды за счет потери массы
а вез Да мп главной последовательности также мало, веро-
ятно, но более 10 s4- tO *3R в год по всей Галактике.
Ясно, что в общем балансе массы эти потери вс играют
роли.

На стадии горения в слоевых источниках звезды имеют
большой объем, параболическая скорость на их поверх-
ностях мала и поэтому здесь можно ожидать большей по-
терн массы. И действительно, как показали данные на-
блюдение, красные гиганты « сверх гиганты кляп в М те-
ряют заметное количество массы (см. Поттлш. 1972). Об
этом можно судить по наличию в их спектрах смещенных
узких линий, возникающих я разреженной части атмо
сферы. Скорость вещества по этим л няням даже превы-
шает параболическую скорость. Наблюдения показали
также, что скорость потерн массы увеличивается со све
тлмостью. IJo-видимому, темп потери массы больше всего
у звезд класса Mt. где он порядка 4 ЦНЯ^мд. У дру-
гих звезд класса \1, но меинлен светимости, скорость по-
терн массы не более (4 4- 20) • 10 5 ®Цгид.

Характерное время эволюции в стадии красного гиган-
та может быть порядка Л Iе 4- 10я и болев лет, так что
здесь потеря массы может оказаться существенной и для
самой эволюции звезды по крайней мере в се более нозд
ней стадии. Правда, пока детального анализа этого влия-
ния еще не проводилось.

Для пополнения межзвездной среды потери массы
красными гпгяитамн н сверхгигантами оказываются более
значительными, чем потери массы более многочисленны-
ми звездами главной ппслсдовательностп. От первых
в межзвездную среду Галактики поступает около
5 • 111*9 ЭД/год. Но и это мила по сравнению с расходом
межзвездной среды на образование звезд.

Еще более иродллнутыс стадии эволюции звезд, с об-
разован лом гелиевых источников как в центрах звезд, так
к в слоях, а также углеродных источников энергии щш-
водят, как предполагается, к образованию белых сверх-
«а. Потеря массы зв&эдлми

гигантов. И здесь наблюдается заметная потеря массы,
ft частности, к этим звездам принадлежат звезды типа
I Cyg, в спектрах которых напп наблюдается расширение
пший. соответствующее истечению вещества На уровне
|н»тосфсры скорость истечения порядка 10U—500 к.ч/сск.
и н более высоких слоях, как показывают ультрафиолето-
вые наблюдения. скорость истечения достигает 1400 км/сек,
чгг» много болыле ларя боли ческой скорости.

Наблюдаемая потеря массы снеркгигаптамн классов О
к В оказалась порядка 1,5 • 10 •ЯЦ/год я общее поступле-
ние* их вещества в межзвездную среду и Галактике около
4 111 1 ЗИцУгод. «Ии величины сравнимы с потерями мас-
сы в фазе красных гигантов и сверх1ИГЛЕГтов.

I(очечная стадия энолюцнн звезд может заключаться
ЗПбо в сжатия всей звезды целиком к плотному состоянию
Ае loro карлика, нейтронной звезды или «черной дыры*,
«ибо к разбросу заметной части звезды н пространство
II сжатию к плотному гостии и ию только ее остатки.

По видимому. а пиеледлей фиге эволюции находятся
И мцрп планетарных туманностей. По данным наблюдений
ин .тлезды теряют около И) ’,2Я#/|‘од я поэтому всего » Га-
•wuiiiKc они теряют около 1О**8й;/год (в настоящее вре-
яя и Галактике около сотни плвигтарных туманностей).

Идра планетарных туманностей имеют малую массу,
Опп hi 0,0 4-0.8®*. Вероятно. истечение массы из заезд
(акиго тина и конце их эволюции действительно имеет
। innfiHUnjH характер. Пи звезды большой массы (больше
••pi и лов Чандрип кара или Оппенгеймера; см. главу IX)
я ।шще своей эволюции могут взрываться я разбрасывать
мнить гппей массы. Припяти считать, что такие явления
миб подаются в виде сверхновых звезд.

По данным наблюдений сверхновые звезды делятся
Ив Дьп типа Сверхновые 1 типа (к их числу приниддожнт
в ж пышки, давшая ял чало Крлбовядном туманности)
Ирг итлнлкют собой звезды относительно небольшой мйс-
III иршшхпежащий к звездному населению И типа. Здесь
И гбргшн.чнсых оболочках заметно большое содержание
14 irpn.'H, азота, кислорода. Миссы оболочек относительно
th ш иски

<Юр\новые II типа представляют собой молодые
•ruHiiUf звезды (население I типа), сбрасывающие
кко но массе оболочки (до 14*10 ЗЯе)| богатые
яи

водородом. Эти объекты мы рассмотрим в следующим па-
раграфе

Теории аспышек сверхновых I типа, ио существу, нет.
и не ясно, ни какой стадии эволюции звезды олн происхо-
дит. Предполагалось, что они иознпкают на стадии вов-
горапмн углерода или обриаоиання более тяжелых элемен-
тов или даже раскола плотного ядра. гостомщ<чо из желе-
за. на более легкие элементы. В других гииотелях предпо-
лагалось. что вспышка сверхновой 1 типа кнк-ти снизана
с эволюцией звезды вблизи пределов масс белых карл и кие
пли нейтронных зпезд. Оценить потерю массы этими звез-
дами и доли; поста нляемшо ими вещества в межзвездную
среду очень трудно.

Шкловский (1975) предложил гипотезу, согласно ко-
торой вскынмш сверхновыv звезд енизппы с их возможной
двойственностью. Елце ранее было ншиыяно. что другой
класс взрывающихся звезд, а имении. обычно новые, дем
стннтельнн входят в состав тесных двойных систем. Эво-
люционные процессы в таких системах асы рассмотрим
ниже. Потеря массы новыми звездами согласно данным
Боярчука (1972) составляет ПГ*-г 10 *

Имеются и друтки типы вспышечных звезд, теряющие
заметное количество массы. К их числу п|шна;1леж«т
симбиотические зиелды. инезды типов Li Gem. VVCel и
ТТаи. Симбиотические звезды opt .дстяплщот гобой двой-
ные системы, состоящие in анелд с иодной массой 10 ЭД
к расстоянием между компонентами ~ 1(Р Н . Вероятно,
одни из компонентов — белым карлик е миленькой плвщ
тарной туманностью (Боярчук, 1972). Годичная потерн
массы здесь ~ 5 • 1<.Г®®с/год в общая потеря массы эти-
ми звездами в Галактике порндка 5 • 1(Г$®*/год.

Звезды типа I Grin принадлежат к тесным дшшным.
Мы рассмотрим их ниже, одновре менно с новыми, а здесь
только заметим, что но некоторым оценкам они .мшут
быть наиболее существенным источником поступления ас
щестна в межзвездную среду. Поданным Боярчука (1972)
общая потеря вещества звездами типа I (ими и Г^лкгнко
близка к 2 3^/год. Горбацкмй (1974) дает меньше* лшпе
нпе— (0.01 -? 0.1) ЭД«/год, что. однако, ясс рапио ла метин
больше, чем у звезд Других типов.

Вг.пышечцые авезды типа ( V'Cot представляют собой
холодные карлики класса М. Но оидимому. шш обладают
I а. потери массы зшодлми 30s

бшП'Шнмв хромосферами, и которых происходит вспышки.
♦ шшшцпощие хромосферные вспышки па Солнце, но со
лначительно большим масштабом явлений. Потери массы
прп mix вспышках неке.шкп. порядка 10 u MJroa, н об-
|ц • nix'ту плен и с вещества а межзнездиую среду порядка
3 10 3Я.</гид. Эвснмоци<Ш1гого аначеицн эти явления, ва-
рой тио, нс имеют.

Наконец, известны звезды типа ТТаи. у которых па-
Лзюдаются неправильные колебания блески и вспышки.
Нги заезды теряют заметную часть массы,— по оценкам,
in рядки 10 7М*/год* Общая потеря массы этими звездами

Галактике 0,04 З^/гид. Лряшхто считать. что звезды тн-
io Г Таи представляют собой объекты, еще только с.яш-
ii щциегя к главной нослсдовдте.тьткктп. поэтому потеря
ими массы есть «издержки производства» — обогащения
I и жилым и элементами здесь ист. Однако, может быть.

ееь образуется литий и другие легкие элементы, поя в-
। щиеся кац «осколки* при раздроблении ядер железа
ю* мяческимп лучами.

<'кладывпн оценки нссх онисинпых выше потерь мае-
гы, исключаем, что и межзвездную среду Галактики от одн
ночных звезд ежегодно поступает около 0.1 -г 1 ЭД®, о то
время ник па образование молодых заезд. вероятно. рее-
идуетсн Несколько большая масса. Поэтому общее коли
ж тио межлвсидпон среды в Галоктнке уменьшается, хо
• и может быть, и медленно.

Эволюция тесных двойных систем. Если звезды входят
и итлн тес и их днопных систем, то их. эволюция может
Бунич тнеипо измениться Дело н том. что грдвлтициониоо
притяжение со стороны одного из компонентов .может
kpii и "ст и к значительной потере массы другим компонуй
voi Чисть этой массы оседает ил первую звезду, увели-
ннш (ч.* массу. Изменяются темны и характер <hhitkhuui

•Линк компонентой. Обмен массы может идти н разных
нм p.iti;ii*Hi!Hx на различных этапах эволюции.

II тооргтнЧетких работах, ноевншенных этом проблеме,
Mhuihuw внимание уделялось эволюции перкцчпого ком-
iHiiu нта (т. с. аинзды с болыиеи массой), с учетом потери
। •» части массы. Рнссматривались и иаследстння выпаде*
ПОД массы на вторичный компонент (звезду с меньшой
ч• нц) Втцюс о том. часть массы, вытекающая из
мт пноад, иоьигце пшшдпет систему и уходит в меж-
звездную среду, до сих лор остается открытым. По одним
оценкам, теряется лннчяте.тышн часть массы, по другим.—
эти потерн незначительны п в полном балансе массы
в Галактике не играют заметной роли.

Прежде чем рассматривать эволюцию звезд, входящих
и тесные двойные системы, с учетом обмена массы между
компонентами, обратимся к движению частиц я двойной
системе. Очевидно, что во вращающейся системе коорди-
нат, связаншш с осью, соединяющем она компонента пары,
па каждую частицу действуют силы притяжения к обеим
звездам, п центробежная сила. Силы гравятпдшшного
притяжения уменьшаются с расстоянием от компонентов
а центробежная сила растет. Очевидно, что в этой системе
координат есть эквипотенциальная поверхность, на кото
рой все силы взаимно компенсируются.

Любая частица, пересекающая эту поверхность изнут-
ри. будет дальше выброшена а межзвездное пространство.
Области внутри этой поверхности называются полостями
Роща. Каждая звезда имеет свою полость Роша и они со-
прнкасаются в критической Точке Лагранжа, расположен-
ной ня осн, соединяющей центры звезд. Сечения полостей
Роша имеют вид восьмерок с пересечением я точке Лаг-
ранжа Первичный клышнинт имеет больший объем по-
лости Риша.

В процессе эволюции звезды часто увеличивают свой
радиус. Если он возрастает настолько, что звезда заполни
ет спою полость Роша, иачнетси потеря массы. Та часть
вещества, которая протекает через поверхности полости
Роша в окрестности точки Лагранжа захватывается дру
гни компонентом. Перетока пне вещества происходит под
дейстннем газовою давления, оно уже нс зависит от ха-
рактера эволюции и происходят быстра.

Потеря массы первичной аноды может как ускорить,
так и ламе (ЛИТЬ ее зколюцпю. По перетекание вещества
на вторую звеэду увеличивает ее массу и тем самым всег-
да ускоряет эволюцию. Поэтому первая звезда, потеряв
часть массы, может оказаться опить меньше своей поло-
сти Риши, а вторая звезда, расширившись, наоборот, за-
полнит свою полость Роша Процесс повторяется я обрат-
ном направлении. Принято называть звезды, радиусы ко-
торых меньше их полостей Роша, разделенными, а если
одна звезда заполняет свою полость Роша, система назы
Цпотся полурязделеппой. Если жо обе звезды заполняют
«поп полости Рошн. система называется контактной.

Зполюцня тесной двойной системы обычно рассматри-
валась в разных пред положен лях о порядке заполнения
полости Ренни (см. 11лчннекий, 1971). Отучаем Я называ-
ется эаполненпр полости Роща еще на стадии горения во-
соргэ.чн. Это может произойти а системах, у которых рас-
стояние между компонентами порядка 5 4- 20 радиусов
1олицл. Здесь тористоя заметная доля массы.

Характерное время эволюции на ягой стадии можно
получи и. ил следующих соображений, При расширении,
и эптем и сжатии оболочек звезд на продвинутой стадии
ншлюцпн в полном балансе энергии заметную роль игра-
п и оснопшкдеиш» грдвцтационион энергия звезд. Поэтому
характерное время удержания размеров звезды в яре ле-
чи х пскюстн Роша по порядку величины совпадает со вре-
ИеИем расхода гравитационной энергии с мощностью, со-
ответствующей светимости звезды:

6’ня3

'л «7?. (8.3)

г н- Г| — радиус полости Роша. Численные расчеты под-
пгерждают эту оценку.

Потеря массы не прекращает горения водорода в ядре
wte С1Ы. поэтому светимость со остается высокой, а мас-
14 меныней. Следовательно. у таких звезд светимость
Лочмш* (примерно на 3м), чем следует из соотношения
и • гц — светимость для нормальных звезд. Токио звезды
щи подлежат к типу губгигантои. Впрочем, при всех на-
Ьинениях на стадия А отношения масс п светимостей
Нн»им компонентой по слишком сильно отличаются от еди
инны. Типичным примером является звезда & Лиры, где
1н ретекатш вещества непосредственно наблюдается.

Второй случай (ш1зынасмым стадной В} — заполнение
и «ногти Роша па стадии сжатия изотермического ядра
и иояилепил слоевого водородного источника. Пн этой ста-
нин эволюции звезда становится гигантом и заполняет
liioi" полость Гоши. даже если расстояние между компо-
нентами 3U4-20H Н . Заметим, что в результате потери
ывм’ы из системы из стадии .1 расстояние между комно-
•••мтпмп увеличивается и поэтому случаи Л и В могут
изойти с одной в той же парой.
В случае В. как и в Л. истечение вещества аа звезды-
гиганта. заполнявшего свою полость Роша, относительно
слабо зависит от того, что делается в се центральной ча-
сти. Поэтому и здесь могут быть использованы оценки
(8.3) для определения характерных времен и потери мае
с ы, если оболочка находится в лучистом раиповосив Прав
да. если оболочка звезды, заполнившей полость Ponta, ока
зллагь в состоянии копвектнвного переноса энергия и во
обще имеет неустойчивый характер, то время заметном
потери массы сравнимо со временем ее спадания, г. е. с
величиной порядка (r>;GS51»)|/я. Тогда скорость потери
массы резко воз ристает

Расширение оболочки звезды в заполнение ею полости
Риша продолжается па стадии слоеного водородного источ
ивка до тех пор. пока оно не останавливается возгоранием
гелия в ядре, при котором ядро опять расширяется, а ра
ди ус звезды уменьшается. След|иштельно. эволюция тог
пых двойных систем в случае В определяется характером
возгорания гелия, которое в спою очередь зависит of
массы.

При относительно больших мвссах (например. пр i
2Л>3 2Я ) возгорание гелия происходит беспрепятствен
ио. гол ясное ядро опять расширяется и оболочка эшшдм.
сокращаясь, отделяется (Л полости Рины Здесь стадил
истечения 11гнродол1кнтг и.1ш При меньших массах глав
ноги кпминпентя пн стадии слоеного источника п наотгр
мическом ядре появляется частичное вы]н>;кд|Ч!ие. и по
этому возгорание гелия нс сопровождается резким расти и
рением ядра я соответствующим сжатием оболочки. При
этом условии фаза истечении вещества в случае В продол
жптельнсс п поэтому звезда теряет большую массу. По
окончании фазы истечении отношение масс компонептпн
может упасть до 1/5 или далее 1/ТО Светимость главного
компонента может нп три-четыре порядка превышать све
тимость обычных звезд таких масс. К этому классу звезд
относятся звезды типа Ллголя.

Рассматриваемая фаза эволюции закапчивается тогда
когда почти весь нидород к бывшем главном компоненте
выгорел в сильно уменьшенный но массе остаток се ока-
зался нм ясным и in углеродным белым карликом.

У очень массивных ансэд (ЗЯ > 15ЭДФ) полость Рош
может заполняться еще раз во время фазы слоеного гс
личного источилкв и сжатия углеродного ячра (случай С).
I ift честней пая картина здесь аналогична, ио детальных
расчетов почти нс было.

В качестве примера расчета эволюции тесных двойных
пвезд приведем результаты Гуту нова. Юнгг.|ьсош1 п Клей-
мана (1973). рассматривавших тесные пары с <miпшена-
гм маге OTj/OT? = 1,07 при массах первичного компонента
и начале эволюции Hi ОТ ФГ < В4 ОТ>.

В случае А (т. е л ри расстоянии между компонентам п
я л (20 4- 30} Н ) через 10й лет поело начала эволюции
нинол пястей полость Роиг» и примерно за 10* лет теряют
гн первые 1Г> 4- 25% начальной массы главного копии
цента. Затем происходит спад поверхности к состояпню
равновесной модели с уменьшенной массой. затем вновь
рплпнренпе я опять истечение. но более меаленпое. в хо-
де которого тгрнется гцц 25 4-3.3% от начальной массы
и* (2 4-3) • Hi4 лет. И конце эволюции в случае .1 отио-
пцине масс OTs/OT? 0,33 4- 0.4

Для больших расстояний между компонентами
(я й? 70 4- 170 /? J имеем случай В, когда полость Ро-
ша заполняется при слоеном во дородном источнике. Здесь
икжо обнаружены две фазы истечения вещества. В пер-
ши!. быстрой, фазе теряется за I03 лет около 30—70% на-
чалькой массы главного компонента и в течение второй,
медленной. фазы за время порядка !05 лет теряется не бо-
•но одной массы Солнца Полная длительность пнолюцин
в случае В примерно н 10 pn.t мполис характерного вре-
мени пребывания звезды па главной поелг.товятелмпхти.

ila стадии горении yi нфода происходит еще одно за-
iHi.nieHiw полости Рота (случай б'). Зта фаза пствчешш
непродолжительна, порядка 10* лет, и теряется всего при-
мерно 0,2 ОТ .

Зполюцин структуры аиез.ч го временем с учетом поте-
ри массы Ирине юня пл рис. 45, где качественно изобра-
жены и стадии горения тяжелых июмептов.

Для оценки роли эволюции в тесных двойных спето*
мах особое значение имеет определенно массы остптка
наезды после истечем пл пз нее вещества. Приведенные
численные расчеты орпнелн к следующей аппроксимаци-
онной форм) ie длмиссы остатка ОТ :
ЗЮ

где. напоминаем. егть начальная масса главного кпм-
шшептв Согласно этой формуле в белые карлики
(ОТ, <5 1Д4ОТ ) превращаются звезды с OTt < бОТ^ в ней-
тронные звезды (ОТ < ЗОТ») превращаются звезды с
ОТ < 10 ЗЙ.. а более м ясс явные звезды должны превра-
щаться в «первые дыры».

VbM-

jye 47 4J #

W W &SS 4ОД 4ЛИ»

Икс. 45. Эволюция коыпоик’нта ithpw с потерей массы в случае В
u С. Шиме премояп меняете к и три рала.

Истечение вслщетва в двойных системах должно при-
водить к ряду наблюдаемых явлений я ;«йетантельно. эта
теория была венользонппа дли интерпретации некоторых
давно известных астрофизических объектен. Наибольший
интерес в этом отношении представляют звезды типа
Вольфа — Райе (см. Рублев, 1974; Тугунов п Юнгельсон,
1973).

Известно, что эти звезды характеризуются большой по-
терей массы: 10’*-г 1О'ТОТ /год. По крайней мерс значи-
тельная часть (возможно» до 70%) этих звезд входит я со-
став двойных систем, причем масса звезд Вольфа — Райо
в 3—5 раз меньше массы другого комновецта» Очень важ-
ной особенностью эвеад Впльф* — Райе является их раз-
деление на дне последовательности: заезды углеродного
типа \VC(6-r8) с преобладанием эмиссионных линий
углерода н азотную последовательность WN (5 4-8) с
о реобл ада цп ем линий азота. Содержание водорода умень-
шается вдоль последовательности \VN8->\W5 *\VC до
его почти полного отсутствия у заезд \\G- Линни гелия
тоже слабее у последовательности WC.
Двяпыс срапнеиия химического состава звезд Воль-
}*и — Райе с нормальными звездами показы iui ют, что от
шх’«тельное содержание водорода в звездах WN пгжяжоип
н 50 4- ISu раз, содержание азота у звезд VVN повышено
я Л1) JOD раз, а содержание углерода в звездах WC мо
нышсио в 400 4*700 раз пп сравнению с обилием тех же
элементов в нормальных звездах. Массы звезд Вольфа —
Ринг находятся в интервале (5 4- 10) 8Й*.

Расстояние между компонентами системы, в состав ко*
торы* входят звезды W V гш превышает а ж 85 ft , у уе-

ло родных звезд величина
а «заметно больше.

Эти особенности, дей-
ствительно. можно грубо
интерпретировать в рамках
изложенной выше схемы.
Перед возгоранием ге-
лия в ядре в оболочке звез-
ды остается отце около
20% водорода. Затем на
ч и кается источен по с од-
новременным загорай in м
гелия. Распределение эле-
ментов в звезде лролгтяв-
лсио на рис. 40. В цент-
ре преобладает углерод,
образующийся при трой-
ных гелиевых реакциях,
дальше от центра располо-
жен слой с нреобладпиием
пзпта и кислорода, об рази
IHUHUOTOCH в ноли родной
|И’»кцни и первой реакции
и*лпеш>го типа. Пиру ж
tibje слон богаты гелием.
По мере истечения яеще-

Рнс. 40. Риса pi'делсяиг водорода
(Н). гелия (|1е). уг.теряш (С} в
азота (N) внутри остатка па ста-
дно горения гелия а копиек-
пятом ядре Т*»чкв С — мая-
снмильйый paiHcp ттшичпмв-
шло ядра. А — лолпшгнце слоено-
го мсточнпнп горения влл$|юл%
S — поверхности 11» важней шма-
ле отмечены илблюдателкииг
щюлнлавия лпешы ни «ере смс-
шоипя точки 5 влево, т о по ме-
ре потери вещества ил оболочки.

гтии будут открываться псе белее глубокие Слои. Этим
можно объяснить сущестиовянно общей последователь-
ности типа WN 8-► WN5С и уменьшение содержа-
ния подородп лтой 111)С.Н’Довате.1)4К1СТи

Пприход от более тесных пар WN 8 к более широким
мирим аиеэд WC можно объяснить изменением периода
вращения при частичной гготсре массы всей системой.
Определенную роль и расхож де ли и компонентов играет
п иорсраспрсделепне момента связанное с перенкапнем
массы от одной заезды к другой.

Таким образом, засади типа Вольфд — Рпйе может
быть промежуточным этапом на пути эволюции от двоя-
кой системы ввозд главной паследоват«мъп<)стп до систе-
мы. состоящей из обычной звезды и бе torn карлики. ней-
тронной звезды или «черной дыры*. Впрочем. иоиболес
вероятно прекращение в «черную дыру*, тан как стадию
звезды Нильфа — Ранг проходят звезды С начальной мас-
сой больше 15 9И .

Одиночные звезды типа Вольфа — Райе также образу
ютс-н путем истечения. Пп схеме Ьнсжтатого Когаза и
Цадожипа (1972) можно ожидать быстрого истечения
(до О.лВД^гпд) у звезд саерхгнгаятоя, если в процессе их
эволюции на стадии горения гелия светимость звезды ста-
нет большей эддингтоновского предела, при котором лу
новое давление превышает силу притяжения.

Теперь рассмотрим, что происходит с компонентом, ко-
торый вначале был вторичным. Часть вытекающего аз
главного компонента веществ» оседает на второй ком по
зонт,— это явление нааыщнтсл аккриший

Такая аккреция нриподит к ряду важных последствий,
до енх нор еще не наученных (остаточно подробно. Здесь
шикко и то. что в шезду поступает пещоство иного химн
ческого состава, я нарущршш равновесия самой звезды

Выпадение аккрецирующего газа на обычную звезду
главной последовательности. вероятно, иаметшт скорость
ее эволюции ио вряд ли это приведет к радикальным из-
менениям. Сложнее будут мления в случае выпадения
аккрецирующего гяэа на поверхность белого карлика Ес
ли в аккрецирующем газе много водорода, а в поверхяо
ст них слоях белого карлика его ужо мало, тон результат!
аккреции в поверхностных слоях белого карлика може
появиться новый слоистый термоядерный источник горе
мня водорода. После того как накопится примерно 1O’*SS
выпавшего на поверхность белого карлика богатого водо-
родом вещества, температура его повысятся и благодаря
большой плотности вещества даже в приповерхностных
слоях белых карликов здесь начнутся мерные реакции.
Непрозрачность этого плотного вещества велико и поэто
му теплоотвод по компенсирует илтревл; произойдет взрыв
и накопленная при аккреции оболочка будет сорвлил.

Такой взрыв можно. в при мин не* отождостпдить с па-
!нтем ясных звезд (Горбацкнй, 197'0. Тепловая не-
устойчивость поднимает температуру до 10е °К и при
дтои в термоядерных реакциях может заметно измениться
химический состав. В оболочках новых довольно много
углерода. содержание которого может быть сравнимо с со-
д< ржанием водорода « гелия. Процесс нукленгмгпяп при
срывах ободочек ноиых рассматривался в работе Хоила
и Клантона (1974).

Существуют щнкиюдйбиыо звезды рпишчных классов
Для всех них характерны вспышки и принадлежность
к тесным двойных) системам. В частности у зтимд типа
I Gem расстояние меж (у компонентами сравнимо с ра
днусом Солпца. Механизм вспышек этих звезд может
быть тем же. но может иметь н другую причину Капри
мер. ГорбвцниЙ считает, чти вспышки звезд t Gem нызиа
мы нестпцмоннрной Конвекцией Здесь шойстнняппгть ме-
обяодлма лишь для появления атом нестлцнояарностн.
Псобенностью звезд U Gem является ц то. что у инх обна
ружепо изменение периода: это свидетельствует либо п
потере массы ясен системой (которая для одной системы
гинл U Cent норядкя 10 * -- 10 год) либо моим т быть
ни зина с перераспределение м момента нращи нн при об-
мене массы между компонентами.

Другая модель ас пышечной активности тесных двои
пых систем была предложена Шкловским (1975). Соглас
ин згой модели в таких ииоа.лах имеет место исс<>1И1ндсНие
периода вращения звезд вокруг сапен осн и орбитального
it рнода. Если вначале одна из звезд вращалась медленнее
• I бита ।иного движения, то прнлишюи взлимодейстини со
• ицюны другой звезды ускорит се вращение и создаст рп
ищионную неустойчивость. С точки вргпия эт<м модели
пгт принципиальной разницы в явлениях сверхновых
(нН типа.

§ 4. Взрывная фаза эяолкщнп п проблема
нуклеосинтеза в галактиках

Ряссматривая и предыдущих иярпгра<| ах различны »
Галии 980ЛИЩ1Ш явезч как i циючпых. тли и и тесных
Йных системах, мы видели, что чем ближе к концу зви
люцпл. тем неопределеннее становятся вся картина. Прав-
да, самая последняя стадия — образование белых карли-
ков. нейтронных звезд и «черных дыр»,— кажется извест-
ном, но переход к зтим объектам и состояние звезд на
предпоследней стадии, ио существу, совершенно но из-
вестны.

Правая, для звезд относительно малой массы, по край
ней мери такой, что в их центральных частях температура
ио повышается до возгорания гелия, особых трудностей,
но-видимому. нет. Пос о спокойного выгорания водорода
и возможного истечения вещества (как, например, в ила
кетярших туманностях) звезда сжимается до состояния
белого карлика без существенной перестройки.

Трудности увеличиваются с ростом массы звезды. Де*
до в том. что чем массивнее звезда, тем большую темпе-
ратуру она может развивать, и тем вероятнее образование
в се центральных частях все более тяжелых элгмептон.
Можно предполагать, что в процессе эволюции наиболее
массивных шезд в их нейтральных частях образуется
ядро, состоящее пз элементов группы железа, ядра кото-
рых обладают наибольшей анергией связи. Термоядерные
реакции с более тяжелыми ядрами ужо идут с поглощени-
ем энергии.

Конечно, это не значит, что построение более тяжелых
элементов здесь вообще невозможно. В предыдущем раз-
деле было отмечено, что а недрах звезд ищут протекать
реакции, в которых освобождаются нейтроны. Последова-
тельный захват этих нейтронов другими ядрами может
привести в концы концов к построению ядер, бил се тяже-
лых. чем ядра железа, правда, в очень небольших количе-
ствах.

В зависимости от характера захвата нейтронов рл
дичают s (медленные) и г (быстрые) процессы. Медлен
ные процессы захвата пептронон н есть, по существу,
последовательное построение тяжелых ядер и квазнравно
несных условиях нс слишком быстрой эволюции звезд.
Под быстрыми процессами понимают образование гнид
лых элементов при захвате нейтронов в очень церанновес-
пых условна* взрыва звезды, когда образовавшиеся не
устойчивые ядра захватывают нейтроны раньше, чем рас
иадаются. Разные условии захвата неятронин приводи
ц к различным относительным содержаниям элементов.
Некоторые термоядерные реакции, протекающие при
высоких температурах а гелиевой или ytvu родной среде,
освобождают и протоны Последовательный аахеит прото-
нов болоо тяжелыми ядрами в условиях, когда мз зн отно-
сительно малого обилия легких элементов они реагируют
с тяжелыми ядрами, называется р-процессо». До сих пор
анализ 8-, г- и р процессов ограничивался лишь качествен-
ными соображениями и расчетом отдельных случаев, ко-
торые можно рассматривать лишь как примеры, ил.пост
рирукпцио возможность объяснения пуклдееннтеза тяже-
лых элементов в условиях звездных недр. Мы здесь эти
процессы подробнее рассматривать не будем, так как эле-
менты тяжелее железа не оказывают заметного влияния
ни на эволюцию заезд. нм на эволюцию межзвездной сре-
ды, и мало связаны с проблемой происхождения звезд.

Железное ядро (если опо существует) мдсспнипй звез-
ды окружено слоями вещества. в которых по мере in дохо-
да к поверхности постепенно уменьшается содержание тя-
желых элементов и увеличивается сод (ржание легких эле-
ментов. В частности, нмеютсп, по-ви тимому, достаточно
массивные слип с заметным содержанием кислорода и
углерода. Возможно, что в самых наружных слоях сохрн
пилось много гелия и даже водорода.

После образования железного ядра начинается сжатие
айезды. которое ужо не может быть остановлено выделе-
нием анергии R каких либо термоядерных реакциях в цен-
тральной части звезды. Наоборот, энергия, выделенная
при сжатии, расходуется на развил ядер железа па более
легкие ядра, в результате чего температура растет мед-
ленно я сжатие приобретает катастрофический характер.
Окончательный распад ядер образует в центре звезды
нейтронное ядро, которое и останавливает сжатие цент-
ральной части. Ест и масса ядра меньше критической
( -* ЦЭ1®). то в центре образуется очень сильная ударная
wciHji, которая пойдет обратно к поверхности, нагревая
цы то очень высоких температур, Это может привести к
детонации нссгоревших элементов, в норную очередь кис
юрода в более высоких слоях. Тогда здесь произойдет
нврывное освобождение большого количества энергии и
||1ич1пельиил часть вещества звезды разлетится. Так, но
некоторым иредстлвл пиям. объясняется явление сверх-

•tux II типа.
Однако это описание слишком грубо. Прежде всего при
разогрева ни и ядер образуются нейтрино, которы • упоелт

часть энергия и тем самым могут помешать силыому на-
греванию газа. Если эти нейтрино в звезде нс шнлошают-

ся. то сжатие звезды с ирикратившимиси гермояверными

реакциями может произойти более спокойно, бе; детона-
ции п взрывов. Болос того, не позволяя температуре по-
вышаться слишком высоко, нейтринные потерн могут
остановить ндерную эволюцию звезд еще задолго до обра-

зования железного ядра.

В то же время нейтрино, образовавшиеся
очень плотного ядра, могут поглощаться в более

» центре
высоких

слоях, перенося туда энергию сжатия — это так называв

мыЙ эффект депозпции Здесь опять возникают области
высокой температуры и оболочка звезды мои от быть
сброшена.

Таким образом, точный к уверенный учет nci тринных

потерь является определяющим для расчетов этих фал
эволюции К сожалению, мы еще далеки от этою. Кроме

того, весь расчет завис пт и от состава звездного вещества
в конце столпи термоядерных реакций, которь й сейчас

выбирается весьма произвольно. Есть и другие трудности.

Гем не менее было проведено несколько расчетов ежа
тая я взрыва звезд в конце фазы термоядерным реакций

(см. Фаулер. Хойл. 1967; Колгейт, Уайт. 1966; Арнетт,
1967; Иванова. Имшеиник. Надежно. 1.9G9). Результаты

этих расчетов мы здесь рассматривать не будем.

Отчетны лишь некоторые интересные результаты, по-
лученные в последнее время. Например. Иванова я др.
(1973), чнелевпо рассчитывая нарыв реакции горения
углерода и ядре с массой 1,4 9Я^> обнаружили, что эта ре-
акция возгорается с нернодическпм режимом. Первое, на-

чальное возгорание приводит к расширению ядра и зату-
ханию реакции, однако очень быстро оно опять сжимает-
ся и снопа возникает реакция. В результате расчета по-
лучилось три периода ззгорнпия углерода. В работе Баско
и Имшенинка (1974) рассмотрен коллапс железного ядра
при процессе фотодиссоциации тлжелых элементов. Сжа
тис здесь происходит с характерным временем р-щюцес*
сов. так же. как н я случае коллапс» из-за нойтроняззцкп

Сто дует отметить, что, по видимому. у всех массивных
звезд конечная стадия эволюции (перед взрывом) криво-
лит к образованию сначала кислорпдно углеродного ядра
€ массой, н несколько раз меньшей массы звезды, а затем
и железного ядра, масса которою ужо слвбшу зависит от
начальной массы звезды п. вероятно, не больше 2—3 масс
Солнца (Импншимк. Належни, 1975). Именно поэтому
наиболее важен анализ процессии, происходящих в ядро.
Мы еще далеки от шшимаиня всего, что здесь происходит
и поэтому изложенные выше соображении скорее следует
рассматривать как качсстжшиые иллюстрации.

Явлении, происходящие в оболочка вспыхнувшей
сверхновой, можно рассматривать до какой то степени не-
зависимо от л палила причин вспышек (см. Шкловский.
1966). В частности, можно подобрать условии распростра-
нения ударной волны от вспышки в атмосфере предсверх-
новои так. чтобы объяснить наибольшее количество на-
блюдаемых фактов п тем самым попытаться ппеинть усло-
вия, благоприятствующие вспышке сверхновой. По Грас-
бергу н Надеж и ну (1909), прел положен по о том, что
предсверхиовая обладает очень протяженной оболочкой,
до 104/?.. позволяет лучше объяснить наблюдательные
денные, в частности медленное падение яркости. Впро
Чгм. здесь остаются трудности, Изложение и объяснение
всего комплекса явлений при вспышках сверхновых не
входит в иашу задачу.

Для илшгй темы прежде всего важен вопрос о нуклео-
синтезе. который может иметь место и при самих вспыш-
ках звезд, потому что сброшенная оболочка попадает в
Mi жзвеадную среду в тем самым обогащает се тяжелыми
алемалтамн. Чем большая часть массы разлетается, тем
больше обогащается межзвездная среда. Заметим, что
была предложена так называемая термоядерная .модель
ослышки сверхновой (Арнетт. I960; 1971). в которой при
Взрыве вся звезда разлетается целиком.

При всей ненадежности исходных данных были пред-
приняты попытки рассчитать образование различных эле-
ментов в процессе взрыва при вспышке, сверхновой. При
этом приходится учитывать и то. что сверх новые могут
представлять собой пэрыньт звезд на более ришнй стадии,
ник. например, и фазе горения кислорода н ядре (Фралей,
1968). Приведем несколько примеров.

Чншччт (1971) рассчитал образование плрм«птоп в га-
расширяющемся примерно со скоростью свободного
падения йз состоя huh с некоторыми заданными зиа нон ни-
ми начальной плотности, т мвературы п химического со-
става. В таблице показаны результаты такого расчета ври
начальных значениях плотности ~ 10* г ел3, температу-
ры 1.8- 10* °К и при трех предположениях о начальном
содержании углерода и кислорода.

ядра К,н центра цлн
вя- члль- Няя нвпечяяя начяльялл конечиля Цдчпьнля ксмйтля
С1* 0.5 0361 0.75 0,006 0J25 0,234
0 е 0,5 0.485 0Д5 0.266 0,75 0.74'1
No» 0,048 0,109 — 0.015
Mg*4 —— 0.096 *—-* 0,425 0.007
SP 0.013 — 0.1S4 —

Небольшие различия в начальных услолпях приводят
к существенно различным конечным химическим госта
вам. Напомним, что в среднем в космисе отношение коя-
цептрации углерода и кислорода равно 0.77.

Другие случаи нуклеосинтеза при разлете пт. сопро-
вождающем вспышки сверхновых рассматривались Бис-
поватым-Когаиом и Чечоткипым (1974), Нардо н др.
(1974)t Като п др. (1974) и т. д. Получающийся при взры-
ве химический состав действительно различен, по, напри-
мер, как нашли Като и др. (1974). состав сильнее зависит
от предположенной скорости разлета, чем пт начального
отношения протонов и нейтронов в области вспышки
(предполагается, что вспышка происходит, когда часть
ядра звезды превращается в нейтронный газ).

В общем проблема еще очень и очень далека ит своего
решения, ко пока наиболее вероятно прсдитсокекие что
элементы тяжелее кислорода образуются в основном прп
вспышках сверхновых.
ГЛАВА IX

КОНЕЧНЫЕ СТАДИИ ЭВОЛЮЦИИ ЗВЕЗД
(НЕКЛАСС11ЧЕСКПЕ ЗВЕЗДЫ)

В предыдущих главах уже неоднократно упоминалось,
что конечной стадией эволюции звезд является коллапс,
приводящий к образованию заезд — белых карликов. пен
тронных звезд — пульсаров и «черных дыр» Неи ати типы
апезд можно назвать «пекласснческнмн* Напомним, что
игк лассичрекими называются такие разделы науки XX в.,
в основе которых лежат положения, противоречащие на-
учному знанию прошлых веков, т. е. нашему сегодняшне
му «здравому смыслу». К «шмсласснчсашм* разделам со*
промелпои физики обычно относят квантовую механику,
теорию относительности и теорию элементарных частиц.
Нм этих разделах физики л основана теория звеэд, ока
иитиихси на конечной стадии их эволюции.

Ннзнаиис «белые карлики», общепринятое для обозна-
чения звезд, построенных из вырожденного электронного
ниа. не совсем точно. Эти звезды были действительно сна
чала открыты как звезды такой поверх житной температу-
ры, что их излучение казалось белым. Iio па самом деле
цвет поверх постя этих звезд меняется по мере их эволю-
ции, и более продолжительным является состояние жел-
того» красного и лаже «черного# карлика. Поэтому мы в
днлыичнием длп этого состояния звезд будем употреблять
ннанание •• вырожденные карлики».

Вырожденные карлики продет в вл я ют собой объекты,
масса которых, по видимому, не больше 1.2 24., а как пра-
вило, п заметно меньше, По никоторым данным, средина
масса вырожденных звезд около 0.85 SR^. Радиусы белых
карликов в 50 200 риз меньше радиуса Солнца т с. грав
•шиы с радиусом Зем hl Плотность вещества а вырожден-
н п электронных звездах порядка 10ц—10 г с.м3.
Нейтронные звезды тоже состоит из вырожденного га-
за. но уже нийтронпо 1 нпериикоги. По-видимому, их масса
больше 1.5 массы Солнца н меньше трех масс Солнца.
Однако до сих пор не удалось более плп менее надежно
определить интерна 1Ы масс, в которых существуют ней-
тронные энеэды. Главным образом ото связало с наопре-
де.ичшостью в расчете уравнения состоянии нейтронного
газа. Радиусы нейтронных звезд близки к Hl к-u. а их
средняя плотность порядка ял« ршш. т. е. IO* 11— 10lft г/сл1.
В отличив от вырожденных электронных звезд, структура
нейтронных звезд болею сложна н вполне возможно, что
они имеют твердую кору на поверхности, несмотря на то,
что се температура порядка нвенольких миллионов гра-
дусов.

Еще более непривычными являются «черные дыры*.
Собственно, это не звезды, а особые участки Вселенной,
между внутренней областью которых я нашим миром
принципиально невозможно установить причинную сняяь.
«Черные дыры* «заглатывают* внутрь себя всю окружаю*
ш>ю материю, ил ничего не выпускают наружу и ничего
не излучают сами*). Их обнаружение возможно лишь
благодаря понвлекню вокруг «черных дыр* «ореолов* —
светящегося вещества. падающего ни «черную дыру* Воз
можно существование «черных дыр* с неогрлнпчентю
большими массами; «дыры*, образующиеся в итоге звепд
ной эволюции, вероятио. имеют массы в диапазоне от 2
до 20 масс Солнца.

Все три типа исклассдческих звезд начинают образо-
вываться па последних стадиях эволюции знеэд поете со-
стояния красных гигантов или сверхгигантом. Как были
описано » предыдущей главе, после выгорания водорода,
а затем и гелия, н центрах звезд образуется мзотгрдшче-

•) Стриго rounpn. tout цвкллдл Хакинг (1074). члжп пол постыл
июли|1онаипля «черпая дыра» долита быть ам л туером некоторой
•вор пи С Если окружить «черную дыру» гмюГ|рпжа<*мпй сферой. то
»iope:i эту сферу будет уходить шергпя в вида фетавоп. пептрппи

II ЧруГПХ ЧВГТКПл ЛТОТ ПОТОК ЗИгрПШ ОбуСЛОВЛСН Kliai'TUHLULII яи-
ленидмн рождении частиц и гни пом поле тяпфчшк «черной ды-
ры», иршкхпдящимн п «и ионном пл-ла погтятцчщн'ти ноли тяго-
тения «черпни дыры». Но это ихчучемпо шачотеимю только для
• чгрнмх дор* очень милых масс. Если же их наега пирндКА нас
сы планет, дисад или больше, то убыль массы, смязаянил с излу-
чением преясбрежимо мяла (/7/>ил ргЗ.)
СКОР ядро, частично построенное из вырожденного ЭЛОКТ»
ршшого газа Начальная масса ядра, возможности его
дальней mere роста как в процессе chokoHtioh эволюции,
так и в процессах взрывного типа (вспышки сверх новых)
приводят к тому, что образуется какой либо на поречие
ленных типов пскласекческпх объектов. н зависимости о г
конечной массы, останпнчил у звезды в процессе ее эво
люцяп.

§ 1. Уравнение состояния вырожденпаго гадя
и пяотшн’тн вискласеичсскпх звезд»

Структура звезд, рассматриваемых в этой главе, or но»
вл на па клан гонимехаивческом явлении «вырождения •
кза, состоящего из фермионов, т <*. частиц с полуцелым
» пипом (электронов. протонов, нейтронов, гиперонов)
Лил ел не вырождения газа в свою очередь объясняется
принципом Паули, согласно которому в одном квантовом
• огтолнии фазового пространства может находиться ш
болеч двух частиц с полуцелым спином. Как хорошо из
асстно. именно на этом принципе основана структура ато
мп. в которой электроны поеледовнтельво занимают все
нижние состояния, обеспочпвял тем самым ясе раапообря
•iw нх свойств.

Напомним, что кизиловым состоянием называется ячей
КП а шести мер пом фазовом пространстве (составленном
н 1 трех координат в геометрическом пространстве н трех
компонентов импульса в так называемом импульсном про
ггранстве). объем которой равен №. где h — постоянная
Пшика. Размерность объема квантовой ячейки octi
|4'| »(эр^секр =» .

При большой плотности газа на одну квантовую ячей
Ку приходится очень малая доля общего геометрического
об и ми и поэтому для сохранения величины фазового
объема ячейки, равной № частица должна занимать боль
шую величину импульсного пространства; это означает
мп» компоненты нмпульгн частиц в газе с больший плот
Him ГГ.Ю ДОЛЖНЫ быТЬ ВСЛИКП. НРЗЯНШ НПО ОТ ТОГО, КНКОВа
тгчпгратура этш<» шла. большие значении импульсов
нргпюдяг к ионнлепию здесь высокого лхн.чгпип. которое
н 1П1НСТИП, исть импульс, передаваемый единице по»
верхпости за одипицу иремепя В га н* с малой in гностып
на одну частицу приходится больший геометрический объ-
ем, следовательно, импульсы частиц могут быть любым г.
и их движение определяется только температурными яв
лен ними.

Если нырождениып газ состоит из новавпмодейстную
щих между собой частиц (или слабо и.яшмоденстпующих).
то уропешн? состояния полпостыо вырожденного газа на
ходится соисршеяпо элементарно. Пусть геометрический
объем, занимаемый ia дим. состоящим ил .V частиц, есть I
Нулем считать импульсный объем сферой с радиусом, pan
пым максимальному импульсу который имеют частицы
и атом газе /V» отсюда полный фпзоный объем есть
-у j»j]V м число квантовых ячеек в этим фазоном простран

ство есть Поскольку в каждой ячейке помещается

но дно частицы (ори полном иырожденим). то di сюда ера
яу находим моксм мяльным импульс частицы:

/ 3 \Ы/ ДИ I/O .

Po-fa) “) k

для случал полностью вырожденного электронного газа
Теперь легко определить и максимальную энергию ча
стнцы и вырожденном газе, которую ома должна иметь
для того, чтобы поместиться на самом «нерку» занятого
или фазового пространства. Для случая псрелятнпнстскои
и релятивистских скоростей имеем соотиетстяспио

ГА i^3 h2 (;V
®F" 2л. ~ \вя 2т \ I ) '

\ । j / v V
hc{—j '

где /ч — масса частицы, а с — скорость света. Величины г
навыкаются энергиями Ферми Зная энергию чпетиц. сра
ау определяем и давление нырождеяного газа. Имеем ,U»i
нерол яти ви стг кого случая:

р--~г

~ п
2m

(9.21
и для газа, у которого большая часть частиц имеет реля-
гиьиетскно энергии:

1 ГгЛ 1 Ч V'3

где я — концентр щня частиц (число частиц л елтшце
объема). В случае перед лтнвистского газа число частиц
часто аыражают через плотность массы р = рдар«. где
rnv есть масса щютоиа, ар — молекулярный вес. прн.хо-
дящннсн на одну частицу вырожденного газа. Это же
можно сделать и в релятивистском газе. если учесть и
Hire» кинетической энергии частиц.

Уравнения состояния (9.1)—(9.3; справедливы дли
। а; называемого холодного газа, когда температурными
»4 фактами можно пренебречь. В действительности темпе-
ратура в недрах «нскласснческих» звезд очень велика.
Критерием применимости уравнения состоянии полностью
нырожденного газа является его сравнение с уравнением
гштияния идеального невырожденного газа (уравнением
К i tMCMpoHd). Если давление вырожденного гада много
'юлыпе, то температурные эффекты имеют характер ка-
пах поправок и их влиянием па структуру неклнеелче-
пих звезд можно пренебречь, хотя их влияние на энерге-
тику этих объектов может быть и существенным.

С другой стороны, при очень высоких температурах
даже при большой плотности газа вырождение снима-
ется — это имеет место тогда, когда энергия Ферми
0.1) оказывается меньше средней тепловой энервин
чи тиц.

Тогда эффект частичного вырождения приобретает ха
ранг р малых поправок, но это явленно может, однако.
Oki ать влияние иа расчет структуры звезд с вырожден
пмми ядрами. Объекты. которые мы называем здесь не
ь 1.ЧССМЧССКПМИ звездами (вырожденные электронные
НгЦ лики и нейтронные звезды), находятся именно в таком
• »н-Т1Я1Ш1И. когда эффект кнаитовомехап «ясского вырож-
и инн лвлнетсл определяющим.

Уравнения состояния (9.2) — (9.3) в равной мере нрп
еинмы как к электронам (тогда под яа надо понимать
ниту электрона mJ. так и к нейтронам (т = /пп). Прав-
« при уточнения теории здесь нужно прими мать ап пни
цапни вторичные эффекты.
Мы рассмотрим здесь эти вопросы очень коротко, от-
сылая за подробностями, например. к книге Зельдовича.
Новикова (1971).

В вырожденных звездах (белых карликах) давление
определяется цы рожденцем электронного га.а. а плот-
ность — газам атомных остатков. Поскольку масел атом
аых ядер велика (по сравнению с массой электрона), то
этот газ нс вырожден [см формулу (9 2)] и его давление
малб. Поэтому ,ия расчета структуры вырожденных кар
Ликов при но слишком больших ПЛОТНОСТЯХ вполне МОЖНО
полыпшаться простым уравнением состояния идеального
(г. е. вс вза«мод<‘Йстяу*^щ<то) вырожденного электроншь
го газа. Молоку, ж ри ын вес. приходящийся на один элскт
роя ц — близок к двум, поскольку у наиболее обиль-
ных элементов (кроме водорода и гелии) а ядрах пример-
но ранное число протонов и нейтронов, а следовательно,
на одни электрон приходи ген две единицы атомного леса.

По мерс увел и но ни я плотности начиняет проявляться
действие ядеркых процессов. Энергия электронов стало*
витсп настолько большой, что оказываются энергетически
выгодными процессы шн.кипения электронов ядрами, со-
провожтиющпсся превращением протонов в нейтроны
(обратный бета-процесс). Веществе оказывается («бога
Щепным тяжелыми ядрами с избыткам нейтронов. Снача-
ла давлении по-прежнему определяется нырижденпым
электронным газом. но по мере дальнейшего уаелнчепп i
плотности тяжелые ядра распадаются п образуется при-
месь нентрсишого газа. Наконец при илотиостях, сравни-
мых с мершш, нейтронный компонент окажется опреде-
ляющим (протопив н электронов — не больше 5% от под
пиги числа частиц). Уравнение состояния в области посте-
пенной пейтроннзпцнп вещества не может быть описано
простыми формулами Более того, оно за висит и от дина-
мики процесса сжатия

Как ужо отмечалось, при ядериой плотности гая ста
ионптгя бгмее однородным — состоящим преимущественно
из нейтронов. Здесь. опять я первом приближении. нажни
пользоваться простым уравнением состояния (0.2). иод
разумев#» под ж массу нейтрона (плотность газа связана
с концентрацией нейтронов соотношением р — тпп). Де-
ло в том. что идернос азнимодейстпие между нейтронами,
особшщо на малых расстояниях, велико. Это приводит
к существенным отклонелплм даялеяяя от того значения,
которое получается из уравнения состояния идеального
вырожден йоги газа. Качественно эффект взаимодействия
нейтронов приводит к тому, что при плотностях в иптер
нале от |О10 до 1014 а/сим* появляется дополнит ел внос при

тлженне частиц, что несколько уменьшает давление; при
плотностях в интервале от 10м до 10м г/см9 оказывается
Полис существенным отталкивание [давление возрастает
быстрее, чем пн формуле (9.2)) п. наконец, при плотно
стих, больших Ю1® */с.и\ опять возниклст притяжение ме-
жду частицами Кроме тосо, при этих плотностях часть
нейтронов начинает переходить в гиперонное состояние.
Несмотря на большое число исследовании, Л1ы все еще не

можем с достаточной уверен*
костью определить уравнение
состояния при больших плот-
ностях Вероятно, только по-
сле солдляшг теории ллеяген
гарных частиц будет получе
но достоверное уравнение со
t тол яия Нейтронного гаэи.

При известном уравнении
состояния легко написать и
п ромнтегрпро вить уравнения
гидростатического равнове-
сия и тем самым рассчитать
структуру звезды Здесь что
।делать тем более просто,
что давлен не вырожден йога
газа зависит только (если
оргнебрвчь температурными
поправками) от плотности

Рис. 47 Зависимость между
мл сгон декллспрнмких звезд и
плотностью жчщч'таа н «\
центре tie Салкяму и Влртлвя
ну (1<ЛИ) (силсшппя линия) и
КдМ1|НШУ (1970) (лрерШШС*
ТО}.

la in п шитому системэ урав-
нен ini сразу оказывается замкнутой. Вся сложность имен-
но п определения уравнений спстотпш.

Детали структуры шчьч всей Веских звезд мы рассмот-
рим н следующих параграфах Здесь же только приведем
рис 47. на котором якнгсеш* ззингимостъ массы пеклас-
смчгскггй звезды от центральной плотности согласно ими
мирской работе Сиакянк в Вврганмна (196*). Во всех бо-
»ег низдипх работах подучв1отги аналогичные зависимо

ти; н качестве примера мы нанесли пунктиром донные
Камг|юил (!970) для нейтронных звезд. Соиершсппо оче-

видно. что при заданном урнннеяиц состояния масса зигл
дм. ее радиус и центральная нлотшнт’Ь должны быль одио-
зна чип связаны. Для звезд, построенных из вырожденного

электронного газа, эта заннгимость простая — с уаелпчс
нш м массы растет н центральпая плотность. С началом
нсйт|)(яшзл11ни давление падант, и равновесная конфи гу
рация должна иметь меньшую массу Однако такие состо
и ни л ниустойчшш и звезда быстро гжшиается до состоя
ння почти полной нейтрализации. После этого опять воз-
никает неустойчивая зннисимпегь — с ростом массы рясте!
и центральная плотность Образованно гиперонов опять
приводит к неустойчивости равновесия. Все части грн
фпка рис. 47 с отрицательным наклоном соответствуют
неустойчивому раииипесию. К сожалению, однако, тон
кость построения кривых рис* 47 еще недостаточна для
того, чтобы более пли менее точно определять области
устойчивого равновесия нейтронных звезд. Вет четкого
определения я верхней границы плотности.

Однако самое важное то, что массы и плотности вы
рожденных звезд вообще имеют верхним предел При пре-
вышении этого предела наступает так называемый кол
лапе звезд. Наглядно это явление можно объяснять еле

дующим образом.

Рассмотрим звезду, построенную» из вырожденного

электрон ноге газа и будем мысленно увеличивать ее мае
су ЭД. Тогда радиус звезды будет уменьшаться, а цент
рнльная плотность расти. Гравитационное давление (вес

вышележащих слоев) тоже будет расти примерно как

ЗЯ

<Э1 где G — достоянная Ньютона. Я — радиус

звезды Пока газ остается верелятинястскнм. его давление
растет г увеличением плотности как р ~ р* 3 н. слодоая
тслыю. при некотором значении плотности наступает со-
стояние равновесия. Но если центральная плотность вы
росла настолько, что газ стал релятивистским, то его дав
leiiuc растет медленнее (р ~ р4’д). Равновесие звезды
становится безразличным н легко может смениться кол
лап сох! (например, из-за иентроилзации вещества ндн дей-
ствия даже слабых релятивистских эффектов).

Правда, при сжатии релятивистского электронного га
За в конечном счетн наступает нентронпла дня вещества
И после достижения некоторой плотности давлшпш опить
тшзыняетея пропорциональным |? \ так что в дсйствп
телыюств звезда типа белого карлики по коллапсирует
полностью. Однако сжатие нейтронной звезды я коллапс
«т yate, вероятно, ничем нельзя остановить. поскольку г-
перь пет перехода к уравнению состояния. у которого дав-
ление растет быстрее, чем р4 й при очень больших плотно-
стих. Скорее, как показывает анализ [см. Зельдович
(1901); .Зельдович. Новиков (1971)]. при сверхвысоких
плотностях рост давления с плотностью оказывается еще
болео медленным. примерно как р ~ р

Другая принципиальная особенность колл»псп шит
роппой звелды связана с тем. что итот коллапс может быть
описки лишь в рамках релятивистской теории гравитаций.
Паи ри мер, общей Теории относительности Эйнштейна. По
1Н!.ц|МОму, его итогом ямлотси превращение звезды в со-
нершеипо особое образование, гак называемую «дыру» я
прострипгтис-времеии (см. подробнее § 5). Важно под-
черкнуть. что в окрестностях «черной дыры», вблизи
силы гравитации стремятся к бескангч
пости (Ландау, Лнфппщ, 1973) между том как давление
нещества при кьпечпой платности всегда конечно. Поото
му никакое сяерхжегткое уравнение состояния но может
противодействовать релятивистскому коллапсу.

§ 2. Звезды — вырожденные карлики *)

Общие характеристики. Вг/ройденнымп кар шкимл
ириинто называть наезды очень низкой светимости
(НГ3—10 4 kJ. упругость которых обусловлена даплени
рм иы рожденного электронного газа Поверхностные Text
перитуры их достаточно пелмкн н низкая светимость объ
hi мнется малым радиусом этих звезд. Радиусы звезд. по-
строен пых аз вырожденного электронного газа, яг ярены
шпют ПР сч. т. е. сравнимы с радиусом Земли.

Первые вырожденные звезды — белые карлики — бы-
in открыты еще в копие XIX н.т но объяснить их физнче-

•) Гимсе подробна с тгефиой п ре культа там и нйблюдоппй вы
|И*;млииш*1Х кир/шипп до 1071 г хиккгто шывакокпткя во статьям.
•’•’’ipumiij.M м сборнике <Крлыо карлики» (1975) Открытия после а

к Лет подытожены н оГ.д -рпх Чуприны (1975) и Ulyjicnta (1975).
скую природа удалось только в 1У26 г. после создания
кмантовоп механики.

Ныриждонкые аиг.чды являются коночный этапом эво-
люции звезд с ни слишком больший массой. В их недрах
уже нс идут ядерныо реакции со временем они прост)
остывают. Радиусы белых карликов почтя не меняются
в процессе остывании — они помнено (на доли щиньштп)
уменьшаются лишь за счет того, что ио мере остывания
температурные нон ранки и давлении электронного газа
становятся все менее существенными.

Если не учитывать валгине ней трои пэацпп электрон
наго вырожденного газа, то, как было отмочено в преды
душем параграфе, радиусы белых карликов быстро умень-
шаются по мере увеличении их массы Напомним, что это
явленно снизано с медленным ростом давления релятн
внстского электронного вырожденного газа при увеличь
ням плотности. Этот эффект приводит к появлению верх
него пределл дли массы вырожденных электронных звезд

2.013Г V5<m
’•-гг) тУ>“7Г”е- (9-‘|

называемого чан драсек. i роке кпм пределом. При прпблпжс
пни массы вырожденного карлика к пределу (9.4) его ра
дпус стремится к нулю. Если вырожденная звезда состоит
на железа, то ц. = 50/27 и Яи = 1.25ОТ .

Зависимость радиуса вырожденного карлики от его
массы изображена на рнс. 48. Загиб кривой на рис. 47.
эквивалентный уменьшению массы при р « tOy c/cju\
связан с эффектом пеятринпзацип вещества в учетом по
правок общей теории относительности. Первый эффект
эквивалентен уменьшению да пления вещества, второй —
увеличению силы гравитационного притяжении. Поэтому
ори плотностях, больших 10® г/см3. вырожденные алект
ровные звезды существовать пс могут, и действительная
верхняя граница массы нейтронных ажмд несколько минь
ще предела (9.4). но всего па несколько процентов. СИ»
лдсть плотностей от II? до 10й а/гл3 на графике рис. 47
соответствует неустойчивым решениим. В самом деле, по
ёЗН

скольку здесь — <U, то это означает, что с увеличенном
плотности уменьшается «сопротивляемость» конфи гура
цин сжатию.
Нижний предел массы реально существующих вырож-
.1 ’Иных карликон определяется деталями эволюции звеа
дм, в центре которой образовалось плотное ядро — буду
гцнй нмраждннпын карлик. Вероятно, зтот предел около
П.| -0,2 2%.

Методы обнаружения вырожденных карл икот Звез-
ды — кан.чндлты в вырожденные карлики — отбираются

i лблюдптелямп среди не
(ясных объектен малой яр-
lUiCTil, обладающих быст-
рым гпб<*тпсч1пым дшкке
шок и ст пифическим
П!чкт|м>м. Быстрое двтш*-
пн1 по небесной сфере ти
iiri'iiir) для ивезд карликов,
питому что оно указывает
H i пл МчИК Tl. КШЧ1ДЫ |С Сояп
ty. Цпот вырожден! вых
кирликоп близок к цвету
абсолютна черного тела,
что объясняется малой
t lyftnnoM спектральных
линий в атмосферах атпх
апоад.

Нацояпим, что в астро
тмин для определении

рис 48 Заве сим ос п» между
радиусом и массой вырожден
»<«> карлика с »= 2 (соглас-
но ОстраЙксру (11)72). Всртл-
колъаыо черточки оокагшадют
положение трех вырожденных
карликов с хорошо нзвестпы-
ми радиусами л массами

। пета объекта часто измеряют яркость звезды в трех по-
а к*ах спектра шириной около 10СЮЛ U — ультрафнолс-
ннюй, = 3R00 А, Д — голубой, X»* —4400 Л. V — пм-
।доильной, Ли == 5500 А. (Точно так жо кстати, определи-
। от цвет предметов н человеческой глаз, только паша две
талая система немного сдалпута по сравпеипю с системой
I HV в красную сторону, как показано ла рис. 40). Фо-
т метрические характеристики объекта определяются дну
ми отношениями показаний трех датчиков и третьим па-
раметром — яркостью объекта, или, как говорят в астро-
ншпи. его звездной величиной. Звездные величины в
фильтрах U9 В u I прпппрцнопальпы логарифмам числа
фитолов, регистрируемых в гднппцу времени соответстпу-
ющпяи счетчиками. Цвет объекта можно харшетерлаовать

'иной из пил грамме, ио осям которой отложены разно-
стя (£7 —/?) — (/?—F). На Такую диаграмму можно на-
нести и все цвета, воспринимаемые человеческим главой

Для ориентировки ни UHV диаграмме проводят ш»
сколько характерных кривых: чернотольную (цвет абсо
лютпо черного тела прп разных температурах), степеняхю
(пнет источников, излучение которых во всем диапазоне
спектра пропорционально частоте квантов, нознсдечпюм

Рио. 49. Криппс спектральной чувстлнтолыюстл приемников л
луче пн л: п) сетчатка чсливеич'кпго глаза (/i, 3. С - гфлеио. w
.wno и с.киео1цу|цою1цио првемникп колбочек); б) — фотоллектрм
чоскпп система Моргана — Джолсона (U — ультрафиолетовый
фильтр, Я — голубой фильтр. И — амзуольлпй фильтр).

в некоторую степень), кривую а главной посладовптелыю
сти» (цвет звезд главной последовательности; рис. ЗД).

Большинство звезд, доступных вашим телескопам, рас
положены на J7BV-диаграмме вдоль последней кривой
Большая часть вырожденных карликов, кат; видно >м
рис. 50, имеет совсем иной цвет, какова бы ш( была тем
поратура их поверхности.

Однако по цвету п собствен ному движению можне
отобрать лишь кандидатов и вырожденные карлики. Окон
чателшое определение природы звезды производят с по
мощью детальных (н. следователинц трудоемких) сстгкт
ральных исследоваппй.
По гравк(’Ш1Ю г обычными знезцамн. ншии к спектрах
fivilU KdpJilKnn ЧрГЗНЫЧН1И1О ШИРОКИ — JIC<K(VtbKO деснт
IFHIL иногда даже НМ) X. )то СВЯЗИШ) С ВЫСОКИМ ДЗВЛСНйСМ.
обуглпк.ггпиым огромным ускорением силы тяжести ни их

Рис 50, Положение вырожденных карликов на У5И-д«агрлмиР.
я} । rriniHHdH крппля. б) не р по гельв йй кривая. <) крнвдл, на кото*
puii распилn,keмы звдды главной иосиеднвательиости

МПВОРХНПСТИ (иорндки Ю* Gu/сек2). Высокое Д1ИМГ111К!
и б<мыШ1И плотность la.ia приводят к тому, что u.i каждый
лтпм пли пон дейстнуот большое можмолс ку л я ршю элект-
рпчегиос поло. Атомные ypoHtiu расширяются л елнкают-
» Соотиетственж! уширяются ляипм. а в случае переходов
с высоких уровней пиши вообще исчезают. Именно ЭТИ
особенности спектра, характерные лишь для поверхности
очень компактных объектов, доказывают, что наблюдает
ей вырожденный карлик.

H.I сегодюппнии день достоверно изиеетио около 500
тпкнх объектов. Несколько тысяч звезд отобрано в каче-
стве кап шдатов в вырожденный карлики.

Спектры большинства вырожденных карликов содер
жат линии водорода*) (DA-клрликн), гелия (DO и DB-
карл икн), кальцин (DF н ВС-карликп). Здесь первая
буква означает звезду-карлик (dwarf), вторая — спект-
ральный класс нормальной звезды, примерно соответству
юпшн системе липни, наблюдаемой в белых карликах.
В спектрах некоторых карликов наблюдаются .тлть лп-
пни, но поддающиеся отождествлению (например, X4670 А
пли X4I35 А). Однако 10% белых карликов, отобранных
стандартным способом, вообще не содержат линий в спект-
ре (DC-карлшш). Сразу же подчеркнем: строго говоря,
и таком случая нет доказательств. что мы имеем дело
с вырожденными карликами. Вполне вероятно, среди ис-
точников. занесенных в списки DC-карликов, присутству-
ют объекты, ничего общего но имеющие с нырожденными
звездами, например, «ореолы» вокруг ♦черных дыр*.
К этому вопросу мы вернемся я § 5. Пока отметим лишь,
’{то высокая степень концоитраиин DC-карликов к черно
тгльноп кривой свидетельствует и пользу того, что пилав-
лпющее большинство этих объектов дгйствктолмго являет
ся вырожденными карликами, у которых по каким то при
чипам пе видны линия. Причины эти до сих пор ис уди-
лось усташятть с достоверностью. Возможно, отсутствие
линий в спектрах ОС-карликов обусловлено резким дефя
цптоы водорода у таких звезд. Другой возможностью ян, я
стен существование па их поверхности сильных магнит
пых полей, расширяющих линяя из-за аффекта Зеемана
настолько, что они вообще исчезают.

♦) Напомним что ссдорэдвне недорода а ведрах иы рожденны\
карл яков меод О.(И%. Отлет на вопрос, каки sc образом водород
попадает вл поверхность этих объектов, до енх пор по асов Во*
можно, это остаток обо л от кп лвезды — «прародительницы*, возмож-
но, пл крайней море в некоторых случаях, пр) чиной является пл
давно ид поверхность аырождшшых жардякоп неягавоэдноп) газа.
Магнитные поля вырожденных карликов. 1м ги <ы вы
риждеимып карлгтк образовался путем быстрин* сжатая
звезды сливши пог гловательпостн. то оценку его магнит
ш.»го поля можно было бы пол)тчнть простым способом
Для этого дпетатичпо знать величину нача.иного ноля н
впспатьзпвлться условием вморожеллогтп магнитного ио
ля к поверх кисть звезды, соответствующим требовании*
охранения магии кого потока через поверхность звезды
/Л = Яо (Яо где До и Лг — начальные п конечные
радиусы звезды Вслпчнпа магнитного поля па поверхно-
сти обычных звезд колеблется от 1 гс (Солнца) до 101 ас
(Ар звезды . Учитывая, что (flj/flJ 10\ имеем:
II « 104 4- 10* вс.

В действительности. однако, вырожденные карлики пс
образуются путем простого сжатия звезды главной после
доватс-чьносто. Есть основания считать ем главу VIII),
что они представляют собой остывающие ядра красных ги-
пштив; величина магнитного поля внутри этих ядер ио
известна. Поэтому существующая теория способна при
вести . ппгь к качественному выводу: вырожденные кар-
шкн могут обладать большими магнитными полями. Дли
количественного определения величины поли необходимо
нронпдпт . специальные наблюдении.

Известны два метода обнаружении маг нити, х полей
у вырожденных карликов: влияние на липпн эффекта 3<м^
маиа и воаппкипвемне поляризации излучении в непре-
рывном спектре.

Обычный (лшишпын) эффект Зеемана искали в иача
ле семидесятых годов у нескольких десятков DA карлн
нпв. Эффект был яадежпо обнаружен лишь у одного
(//».>. гс). Повпяимому» напряженность поли на
Иовгрхностн большинства из них меньше 105 гс. Высокие
значение предела величины магнитного поля связано с
тем. что линии в спектрах вырожденных карликов чрез-
вычайно широки, поэтому обнаружить их рлещеплемне
можно лишь в случаях, когда ноля очень гп ц.яы.

Недавно подвилось сообщение, что удалось зарег irrpn
рппвть зеемзнивгкос растгшрепие у одного нэ пекулярных
вырожденных карликов (лнш я X = ,670 V) Ouhiwti i
нующес ему магнитное поле составляет около 3 В)6 .т
Однако этот факт нельзя считать твердо уставов'Генным,
питому что линия 4670 А пока надежно по отождествлена.
У вырожденных карликов с полями, превосходящими
HP /с. можно надеяться зарегистрировать квадратичны и
.и||фект Зггмпна, заключающийся в регулярном смещении
липин. Прокеценный ризными акторами анилиэ нпкдзыва
гт. что, но видимому, у Полыни нс nm DA карая кон втот
кЬфгкт отсутстиуст к. с ледова пмымц иаиряжеппоств поаи
HU ИХ поверхIWK’TH меныиг 10* гс.

Ксли нлнряжешинть поля иревисхидит 3 • 10е £С. киад
рлТНЧНЫЙ эффеКТ Лч яин.1 очень силон н линии должны
ныть сильно смещены п размыты. Отождествить их к та
ком случае практически невозможно. Зато при таких па
1фяжеНН(к*тя\ до. лк ил возникать круговая поляризации
излучения н непрерывном спектре. Поляризации возник»
от потому, чти условия распространения света зависит
от величины магнитного поля, если гирочастота элек
тропов не слишком Мали по грав пению с частотой састо-
иой волны.

К ссреднио 197л г. круговая поляризация быта падеж
ко зарегистрирована у семи вырожденных карликов Все
пня имеют либо спектр С Н0ОТОЖДССТВЛГ1Г11ЫМИ линиями
либо вообще лпшонпын ишии У некоторых из тнц кар
ликпп одиняремеппо с круговой поляризацией инблюдагт-
г« я значительная линейная поляризация. Один объект
показывает строго периодическое изменение степени поля
рнэацик го временем Но видимому, ото изменение обу-
словлено вращением заезды; соответствующий период рл
вон 32 часам. Зависимость степени поляризации от длины
волны чрезвычайно крутая и нс поддается пока теороти
ческой интерпретации Оцепил напряженности магнитно
го поля в рамках различных (часто конкурирующих) мо-
делей приводят к величинам порядка 10*—10® ?с За под
роб ногтям л отсылаем к обзору Шулова (1975). а также
работе Слзоиова н Черноморлпка (1975)

иеремеппоетъ вырожденных карликов. В шестпдеся-
тых годах многие астрономы полагали, что в.тлучепие вы
рождегшых карликов меняется с частотой, равной частоте
свободных колебании этих звезд. Эти колебания, в завися
мости от плотности заезды, лежат в циан л зоне от П.5 до
0 01 гц. Сейчас ясно, однако, что свободные колебания
карл юсов должны быстро затухать и поэтому нлблюдш
мал iiepewiHHiCTi» этих пбьешои, не|юягци. ибус лоллив
другими причинами.
Мы ле будем останавливаться на всех типах неремгн-
nurni вырожденных карликов ц всех возможных мех air из
мах возникновения этой пгремоя ногти. отсылая ннтпрггу
Н1ЩЛХСЯ К обзору Чуприны (197л). Отмстим ЛЕШ1Ь, ЧТО ,|М
нлптуда перемен пости, как правило, йене пека ( \м

0 '.(101—IV1) и что, но видимому, ома сняла на Нг с нро
цгесами кнутри вырожденных карликов, а с процесса мн
па их понерхностп или в их окрестности. Соответственно,
переменность чаще регистрируется у вырожденных кар
гиков. ПХОДЯ1ЦНХ в тесные двойные системы с газовыми
потоками между компонентами. Так. наблюдаемая время
от времени квази периодическая переменность подобных
объектов от 10 до ИЮ сек. вероятно, обусловлена вознше
нппгнием горячих пятен в веществе, перетекающем от
нормального компонента па карлик*). Вращение атих пя
тсн ио орбита вокруг вырожденного карлика может соз-
давать аффект квазиперподического изменения Смеска
объекта. Когда «пятни* надает на объект или рассасыва-
ется. переменность исчезает.

Один из немногих объектов со стабв.ц>най па протяже-
нии десяти лет наблюден Aft частотой — бывшая Новая
DQ Геркулеса 1934. В настоящее время блеск объекта
изменяется с периодом, равным строго 71 еск. В конце
1974 г. было вапдешо объяснение этому факту. Именно,
уда юсь обнаружить, что вспышки DQ Геркулеса полнрл
.юнапм, причем вектор поляризации поворачивается па
•ИЮ' в течение 442 сек. По видимому, переменная состав-
ипощая свечения этой звезды определяется излучением,
идущим на областей, близких к магнитным полюсам бо-
йко карлика, вращающегося с периодом 142 сек. Всролт-
ио, здесь светится газ, перетекающий на вырожденный
карлик от засады—нормального компонента поры к ра
иогреваемып при падении Аккреция щюисходпт прсяму
niceTHHHici вдоль магнитных силовых линий в полярные
области. Магннтиам огь наклонена к пси вращении н но
•тому область свечения то понадает па луч зрннпя к Зои

•) В настоящее) «ремя пзкегтно пгсстт. <>длночных Полых нар
11П31В, у которых Ш1реглстрп[)о1шцл маргиенпости в диапазоне IНО—
ItiilO с<к. Природа со спиершеилв зашдочпа. 1 (ол'юркмем, что об-
нарушить темную Звезду — номнопелт. лрз1Д1Нощвйся рндои с Со-
пим карликом облаф1ющ1Г1Г »>чгнъ широкими ;оимшми, ночти ко-
»'* можно.
ле. то уходит с пего с частотой иращепля. Еще раз под
черкнем. что данных ялблю ц»ний ника недостаточно для
построения окончательном модели.

Вспышки новых звезд. Следует водчсркиуть, что слу
чай DQ Геркулеса — Не < дннствоипый. когда вырожден
ине карлики оказываются па том месте, где когда то па
блюдалась вспышка навой звезды. Билсе того, ость все ос
нивяпня полагать. что именпи вырожденные карлики
ответственны ла эти ж пышки. Необходимо лишь, чтобы
таком карлик входил в тесную двойную систему, где
нормальный компонент нптансипяо теряет вещество

Развитие событии представляется следующим образом:
игротекающсс вещество скапливается на ноиерхкогтп пы
рожденного клрлгпш до тех пор, пока п нижних слоях
«подушки» по начинается вырождение. Вещество пор
малыши звезды состоит главным образом из водорода, ин
этому в основании «подушки > идут термоядерные реакции.
Но до тех пор. пока < подушка* не вырождена, денет
кует «отрицательная обратная связь» пл я «саморогулн
ромка»: резкое внезапное ускорение темпа ядорных реак-
ций приводит к повышению температуры газа, расшире-
нию «HcuyHucn», падению температуры я. соиткгтствеино,
уменьшению темпа реакций. В вырожденном веществе
повышение температуры ле приводит к его расширению
(в нем давление определяется ферм л-пм пульсом эдектро-
шш, т. с. исключительно плотностью газа). Возникает
«положительная обратная связь»: повышенно температу-
ры ведет к ускорению темпа ядерных реакций. а то в свою
очередь увеличивают температуру. Итог — взрыв, в ходе
которого за несколько секунд выделяется энергии столь-
ко же. сколько наше Солнце излучает за 10* лет!

Происхождение я эволюция вырожденных карликов.
Время полной эволюция звезды с массой меньше солмоч
ной превосходит возраст Галактики. Большинство вы
рожденных карликов имеет массы, равные О/t -г 0,9 3R
< ледовательпо, они сформировались в педрах боль-
ших массивных звезд, а потом как бы «вылушишоь»
из них.

В главе VIН описало формирование вырожденных
ядер я центре массивных заезд на стадии присного гиган-
та. Прп этом внешняя часть звезды рдздупается « пока
тория диля ее «улетучивается».
В двойных системах потерять разреженную оболочку
легко: частично ее захватывает соседнян звезда, частично
она развеивается переменным гравитационным полем
двойной системы. Кик происходит потеря оболочки у одп
ночных красных гнгаитон, пока яр вполне ясно. Возмож-
но, при этом образуются планетарные туманности: быть
может, происходит непрерывно? истечение. Зависимость
Между массой вырожденного карлика и миссии первояв
ча н»ной звезды пока установить не удалось. Известно
лишь, чти конечные массы вырожденных звезд, как
правило, в несколько роз меньше начальной массы
звезды.

Открытия последних лет показывают, что очень мас-
сивным звездам не удается потерять так много нещестна.
чтобы масел остатка оказа-

лись меньше чандрасека-
ронского предела. Массив-
ные объекты превращают’
ся в Нейтронные звезды i
-черные дыры». В насто-
ящее время не известно,
чему равно «критическое
значение* массы звезды,
•разграничивающее* пре-
вращение в нейтронные
знеды н «черные дыры*.
Ясно лишь, что эта яеличи-

1’ис. 51. Зависимость светиыостп
вырожденных кщмпков от време-
на их ох лаж.юпя я согласно Ост-
уайксру (1Я72). Загибы кривых и
правой частя сваляны г i.purraa-
ЛЯ ЦЩНЦЙ ВкЧЦРСТВВ зшчды.

на различна для одиноч-
ных заезди Х1я лкезд, вхо-
дящих в двойные системы.
Можно думать, что для
одиночных звезд критичс
•2 кал масса ЭДЩ,=2-г*
л для компонентов днпй-
иых еще больше. Таким

образом, но крайней мере 95% всех звезд заканчивает
гною эволюцию превращением в вырожденный карлик.
II । лишь очень малая часть таких карликов доступна
наблюдениям. ибо больпшнстио из них является не «бе-
лымп«, а «красными* или «черными* карликами. ♦

Результаты расчетом остывания вырожденных кардм-
Иин различной массы приведены на рнс. 51. Обращает на
себя яниманне вшнб п правой паста кривых. Он сплзап
с гипотетической кристаллизацией вещества нырож генных
карликов при падении их температуры Но порядку вели
чипы температуру плавления снерхплотного вещества
можно оценить из формулы

Т (1U-4- 1(?)ргз^зсК.

где s — нтлюмнеш пришитый заряд ядер. Отсюда ясно,
что железный карлик с «умеренной* плотностью р а
аг 10*-г- НГ й/gw1 может кристал.чижяшться при темпера-
тура ядер около 10’’ К В ходе дальнейшего остывания
температура вырожденного карлика может окапаться ни-
же так называемой дебаевской температуры кристалличе-
ской решетки. При атом теплоемкость заезды согласии
квинтовой механике пвчпет круто падать (при Г <С Гле3
теплоемкость С ~ Т2).

Конечно, расчеты дебаевском стадии охлаждении пока
чрезвычайно грубы. В то же время стоит подчеркнуть, что
вырожденный карлик никогда не может охладиться до
температуры, близкой к абсолютному нулю. Это связано
с тем, что вырожденный карлик представляет гобои глубо-
кую гравитационною яму Иосю irpi крашения собствен
ной активности карлики на него начинает падать меж-
звездное вещество. Соотпетствуалией анергии достаточно
для поддержания температуры поверхности карлика на
уровне 51Ю— 1000 К

Каллане вырожденных карликов и взрывы сверхновых.
В двойных системах перетекание вещества может быть
настолько мощным, что оно способно за космологическпй
срок (10'9 лет) заметно увеличить массу карлика. Правда,
часть вещества, ио~ видимому. «отторгается* при венъпи
ках новых. Но нельзя исключать» что остающейся части
достаточно для того, чтобы со временем масса вырожден
ного карлика достигла члндрзсекаровсксм'о пределл. Toi дн
немедленно произойдет изрыв сверхновой п карлик скач
ком превратится в нейтронную заезду,

В самом деле, вл графика рис 47 видно, что кет иг
прерывного перехода между вырожденными и нейтрон
ними звездами — в оиластя центральных плотностей от
Ре, » 10® г/см3 до рС1 А? 10й г/<?м* нот устойчивых конфи
гурацнй. Поэтому переход через эту об часть может быть
только скачкообразным (24 «const. pCt a llP-^p
л jOn r/c.v3: Hi 10е1 гм10е лк) с выделенном
большого количество гралитяннонной энгрнги

ХЕ GW ~ Т“) «= ’01,1 -’А’- (9.5)

\ ffj .

Пв-тшдимому. этот переход п представлю т гобой вспышку
сверхновой.

§ 3. Нейтронные звезды к пульсары

Общие характеристики. Как следует из расчетов, ней
тронные звезды должны иметь радиус околи 10* с.и, массу
и интервале J 2® п центральную платность п ммтерва-
IC 10*—10 ] ?/лк3; ТОЛЬКО при этик условиях конфигу-
рация. построенная из вырожденного нейтронного газа,
«жлзыняетгя устойчивой. Точных ииаченяй цредслов ос-
новных параметрон нет. нискольку до сих пор нет умерен-
ноги определения уракшчшк состояния нейтронного, а точ-
нее. барионного газа.

Масса, радиус и централиная плотность находятся из
решения уравнений гидростатического равновесия для
уже сформировавшейся звезды. Ее температура, скорость
Крпщеиня в НГЛПЧННП МЛ1 МЯТНОГО ПОЛЯ ЗАВИСЯТ КАК ОТ
предыстории, так и от характера дальней шей эволюции
нейтронной звезды.

Сразу после пбраловакид нейтронная звезда имеет тем-
пературу поверхности порядки Н)8 К Затем температура
уменьшается, но нс очень быстро. Хотя а.|рктропрг|тюд
и ость нейтрон наго т?П|нстш1 велика, но площадь померк-
нпсти нейтронной звезды мяло а поэтому остынн ин и идет
за счет нейтринного излучения инти вещества нейтрон
ной звезды.

Лишь через ff)5—10е лет. когда температура
н<1нерх|югт|1 опускается ниже 10* К. фотонное охлажде-
ние с поверхности начинает преобладать над нейтринных!
излучением недр

О состояв пи вращения и величине магнитного ноли
няшно судить ио наблюдениям пульсаров. Начальные пе-
риоды вращения нейтронной звезды, вероятно, порядка
10 3 сск. затем они быстро увел пч н каются и бн. 1ыцая часть
нейтронных звезд вращается с периодом порядка секунд,
ч гнптные поля нейтронных аоезц на ях ииверхиостях,
<И0 гл lx кошршые стадии эволюции звезд

вероятно, порядка 10л—10|а эрстед. Изменяются лп они
в процессе эволюции — пока »е ягпо.

Объяснение быстрого вращепнн нейтронных звезд и
появление здесь очень сильных магнитных полей особых
трудностей нс вызывают. В гамом деле, быстрей! сжатие
к состоянию нейтринной звезды нрн условии хотя бы час-
тичного сохранения момента вращения в магнитного по-
тока неизбежно приведет к быстрому вращению и появ
леплю сильных магнитных полей.

Структура нейтронной звезды. Детальные расчеты поз-
волили построить п количественные модели структуры
нейтронных звезд разных масс (см. Зельдович. Новиков.
1971; Гинзбург, <15)71: Дайсон, тор Халр, 1973). Общими
для всех моделей являются следующие характерные чер-
ты. В Центре звезды имейся гяперинное ядро, которое,
впрочем, наверное, отсутствует у нейтронных звезд ма-
лых масс. Далее имеется слой нейтронной жидкости, об-
ладающей сверхтекучими свойствами. Здесь же имеется в
примесь протонов, которая прядает атому слою и свойства
сверхпроводвмостл.

Напомним, что свойства сверхтоку чести и сверхпрово
димостн возиикают тогда, когда между частицами с нолу-
целым спином. энергии которых близка к гжергии Ферми,
имеется некоторое притяжение, объединяющее их в пары
с общим целым спином. Эти приводит к возможности как
бы бозе кпндвнеацвм этих пар, т, е. к тому, что прп дни
женин частицы веростпют обмениваться энергией при
столкновениях. В ш-йтронно протонной жидкости крнтн
ческая температура появления сверхтекучести иорндк*
или нес копь ко новый и энергии я.черного валимо действия,
т е. *** 1010*К. Критическая температура сверхпроводимости
ид порядок меньше, т. е. около i(r К поскольку притяже-
ние между протонами отчасти комш нсируется их куло
нлвскнм отталкиванием. Text пера тура в недрах нейтрон
пой звезды опускается пнже критической, по видимому
в течение первых нескольких дней поело ее рождения.

В верхних слоях нейтронной жидкости появляется
примесь атомных ядер, иереобогащенных нейтронами
т. е. состоящих ИЗ ЛТПОГИТРЛЬЯО малого числа протон*.и
и сущ1!стврнно большего числа нейтронов. Ближе к по
нерхпости ядер большей они ближе по соотношению мог
ду протонами п нейтронами к обычным ядрам.
Еще выше рас положена твердая кора, состоящая ужо
из обычного вещества. т. о. на атомных ядер и электронов.
То. что наружные слом нейтронных засад твердые, следует
из формулы (9.6), которая применима и в этом случае.
Здесь плотность аещества р 1010 г/слр, величина х по-
рядка 10—20 н поэтому температуря плавления оказыва-
ется выше |0т К — вероятной температурь! поверхности
нейтронных заезд, возраст которых превосходит неделю.

У нейтронных звезд разных масс меняется относите л fa-
nan толщина каждого слон, но в общих чертах их струк
туры аналогичны.

Сущестнонаипс твердой копы на поверхности нейтрон-
ных звезд может ирпнодпть к явлениям. аналогичным
тем которые происходят с твердой корон Земля. т. е. к но-
11ВЛГПЯН1 неровностей, грещин, «вулканов*, «эвемдотрясо-
пни . 3tmxj эффектам, а частности их влиянию на период
вращения, было уделено довольно много инимания (см .
например. Дайсов, тер Хавр. 1973). Возможно что наблю-
даемые сбив в нзмснснпп периодов вращения пульсара
в созвездия Нарусов объясняется «вез потрясенном*. В га
мом деле, появление трещин или tpyriix изменений струк
туры твердой коры, вероятно, связано с уменьшением ее
момента шюрцпн, что в силу сохранения полного момента
вращения должно приводить к увеличению угловой ско
роста.

Впрочем, по'Видимому, явление «зяоэдотряссннб* ока-
залось редким, поскольку ника сбои в изменении периода
вращения няблюлались лишь у двух самых молодых пуль
сиров (в Парусах п «Крабе*), причем в последнем случае,
вероятно. эти сбои евнзниы с перестройкой магнитосферы.

Магнитные поля нейтронных звезд. Как уже отмеча-
лось, наблюдения пульсаров показывают, что но поверх
пости н<*ит|юнных звезд должны быть сильные магнитные
ноля Структура магнитных нолей внутри нейтронных
звезд неизвестна а. вероятно. »та структура определяется
условиями образовали и нейтронных звезд.

Несколько больше можно сказать о роли магнитного
поля па поверхности нейтронной звезды я в ее магнито-
Сферр. Прежде всего любопытно отмстить. ЧТО прп
Н 1011 — Ю13 гс платность энергии магнитного поля
счютветстнует плотности масс га до КХ) г/гл3. В таком силь
пом поле структура вещества оказывается необычной (см.
Кадомцев. Кудрявцев. 1971). .Атомы уже имеют не сфорп
«вескую форму, а сильно вытягиваются вдоль магнитного
поля. В самом дело, в магни т ном поло радиус нращгнпп

2.0 Ю-4

электрона г#да—сн И ита™му диаметр «атома-
мголки* в .магнитном поле вблизи поверхности нейтронной
звезды составляет Ю 0 см при ее длине, соответствующей
обычной величине бороне кого радиуса 10 а см.

У таких ««томив шал ок* большой квадрупольный но
мент, что обеспечивает очень сильное притяжение между
ними. Это приводит к особой структуре твердой поверхно
етп пейтроиной звезды, в частности, к тому, что ее сред
нян плотность оказывается порядка 101 е/см? даже в том
случае если составляющие ее атомные ядра обычны ли
содержанию нейтронов и протомив. Эта кора испаряете?
пли разрушается злею ри чес ним полем лишь с большим
трудом, что может быть весьма существенно для теории
пульсаров (Гинзбург, Усов. 1972).

Вне твердой поверх ногти нейтронной звезды магнитное
поле образует магнитосферу. В первом приближении час
то принимается, что магнитное ноле имеет дипп.тънып ха
ректор и этим определяется форма магнитных силовых
линий. Ось магнитного диполя ио совпадпет с осью яра
щгяпя звезды.

.Магнитное ноле вращается вместе с нейтронной звез
дон. В вакуумном приближении, т. в. и том случае, когд»
можно пренебречь ридью п.нммы около ueuTpviiiHMi авез
(Ы, вместе с лен вращпютсн замкнутые магнитные сию
ими линии, расположенные внутри светового цилпядри
радиус которого ранен сР/2л, где Р—период вращения
Часть магнитных силовых линий, концы которых 1ШХО
1итсл вблизи магнитных полюсов, разомкнуты и Пересе
кают сватовой цилиндр; лишаясь вдоль них, частицы
n.iiUMM могут уходить на бесконечность.

Если же плотность плазмы н икрсттиости пептрониы :
лвсад достаточно велика, то условие корротацпи нейтрон
поп звезды н ее магнитного поля вышьшяется до квази
сферической поиерхностп. на которой плотпогть энергии
магнитного поля сравнивается с полной плотностью эне ।
гни плазмы. В силу условия вморожониости в области
корротацмя вместо с магнитным полем вращается я плат
на. Здесь мапштные силовые линии также замкнуты Bin
области кнрротншш магпитпыс силовые линии .могут быть
ризом кнуты.

Пока не существует четких иррдстввлепш1 и процес-
сах. происходящих л магипинфсрах нейтронных анеэд.
хотя их изучение очень важно дан интерпретации нвле-
пнн пульсаров, к которым мы сейчас и перейдем

Радиопульсары. Драматическая история открытия
nyabcajMjM хорошо мзаегтна — и частности, иозннкише
было подозрении. чю обнаружены сниимы иноземны*,
цпннлнзаиий — «маленьких зеленых ч«.нжечков« (см.
леки в ю при вручеимп Побелею кон премии Хьюит)
(1975) — руководителю группы, открывшей пульсары)
Вскоре, однако, стало ж ио, что это огтсстаенные тела
и почти сразу же Голд (1968) предложил отождествить
пульсары с вращающимися нептрешпымп звездами к пред
сказал плавное увеличение периода со временем, а также
сущеетнованне очень коротких периодов.

К концу 197л г. было известив уже около 130 радио
пулыарон. расположенных «а расстояниях от 50 до
5000 нс ОТ СолпЦв. Замечена концентрация пульсаров к
галактической плоскости

Мощность излучения пульсаров к радц<>дшп1лаоне
сильно варьируется, но и общем оиа порядка 10п—10л°
лрс/сек. Излучение наблюдается в виде импульсов шири-
ной от 2 до 100 леек. следующих через правильнми про
межутки времени. Сами импульсы неправильной формы,
изменяются по амплитуде и могут пропадать, четко вырд
жен лить период повторения нмиульсок. В среднем этот
церно'1 около секунды: наиболее короткий на известных
периодов ранен 0,033 сек («Краб»), мкибилее длинный—
3.74 сек.

ИмнуЛЬСЫ П’НгрируюТСЛ ОДНОКрсМСМШО UH RCOX 1ШбЛ1О
дяемых частотах, ио их спектры лепцыьно крутые — быст
ро спада ют с ростом частоты. На частотах. <56льших
104 .1/гц. излучение iiy.iwupoe плблюднется редко С низ-
кочастотной стороны [итистрацнн спектров ограничено
условиями наблюдений (клиянш* всгкосф(*ры), но похоже
что реальный спектр излучении пульсара имеет максимум
где-то в районе 100 М. ц с быстрым спадом в области низ
них частот.

У импульсов радиопульсаров наблюдается сложная
тонкая структура, мепякнгщясл с разными периодами (не-
рподы «второго класса»), итдольпын субимпульсы и пред-
импульсы, слолпын поляризации. Исхлгдояннии этих эф-
фектен важны для ипнимаиия механизмов ц пучения
ни » рамках настоящей книги, посвященной
преимущественно вопросам теории эволюции и приисхож-
ления звезд» мы но имеем возможности иа этом останаз-
ливлться.

(подует также отметить, что пульсары дали богатый
материал но мсепдпнанию свойств межзвездной среды.
Нзлгг»>о11|г лмлульгон при прохождении их через меж
звездную плазму, связанное с запаздыванием по фазе на
низких частотах, дает наиболее эффективный метод опре-
деления электронной концентрации в межзвездной среде,
учет же фвралеенского ирящишгн тюлириэацин импульсов
даст оценки магнитного поля.

Теоретические модели ратной) лис дров. Согласно совре
меткам |||м»лгтакл0пиям импульсное излучение пульсара
объясняется тем, что э.п ааромягнитное излучение генери
рустгя прнтму щестпенно вдоль направления магнитного
поля и поэтому можно наблюдать лишь радиоизлучение
полярных областей (рис. 52)*). Появлснно импульса со
ответствует попаданию на луч зрения части конуса налу
чающей области Таким образом. наблюдаются в индо
пульсаров лишь тс нейтронные звезды. Для которых луч
зрения близок к пов< р.хшдти конуса, описываемого осью
магнитного диполя.

Наблюдаемое вековое увеличение периода повторения
импульсов означает что вращеши* пульсяри замедляется,
т. <?. он доджей терять энергию. Формула кинетической

энергии вращении: Z^mh^-v/U «0.1 ®W* (2л Р)2. От*
сюда находим мощность потерь анергии крашения:

— (9,7)

где ~ — набдюдщ мое увеличение периода. Оказалось, что
у 1мвестных пулгеарнв величина шггеръ энергии может

•} Впрочем, иокл не чья вгыинвти что у ряда пул weapon диа-
грамма излучения hi - кар ан дэ пиши», а Ангернля*.
быть очень большой, вплоть до 103* .рг'еск для пул мара
и Крабе. Ото означает. что и радипдшнш юпв теряется
лишь пмчтпжшгя часть онергиц нульсярон it анализ меха
планов налучгими пульсаров но очень существен Для ис-
сяедоваиия эволюции нульсарсш. Поэтому ограничимся

Гиг. 52 Модель пульсара шп. tipthuiwuriocu «мпим* Иадучяющпо
области расположены а иллирных районах («карзидягпвйя* Дна
грамма).

лишь краткими замечаниями Обзор элсктридлпдмпческцл
проблем содержится в стать»- Гинзбур'а it /Кслезпя
колл (1975).

Большая мощность излученкгя t№ лдг/гс**) ггл шт.ч-
ких частотах 11^ <ч/) при милом размере источника
(^ 10я—10м еж) означает, что яркостная температура
очень велика, до НЛ’ К. Поэтому излучение в pajum.iita
нзвлпе должно быть снизало с нагюктшшымп мсхипи.г
манн либо с дейгтлпем |соп*рснтиых мпхаН1ым«т мнцр-
Holo типа, либо с плазменными Игустокчи^оегями об/ч
печн&агощимн раскачку колчан пн (гм. Кацлин. Цытсжич.
1П73), либо, что, впрочем, .менее веролтио. с аянтеиными»
мсхйлизмями. п которых пх1учли1Т но отдельные частицы,
а макроскопические токи, так же как в земных pajuiorciio
риторах. Было иррдложгно негк'ыько различных механиз-
мов рддногплучення пульсар iw но цг<> они встр *члютгя
с разными труднпстпми.

Гй
Вернемся к вопросу о потерях ввергни вращенпя. Если
пренебречь влиянием окружающей плазмы, то энергия
вращения теряется благодаря магнито-дипольному излу-
чению вращающегося магнитного поля пульсаров. Вели-
чина потерь определяется формулой

^МЯГИ
dl

2JW /2л?

3 е» \PJ ♦

(9.8)

Именно ату формулу используют для оценки магнитного
поля пульсара В путем сравнения формул (9.7) и (9.8).
поскольку остальные величины. входящие в этя формулы,
считаются известными на расчетов (/?. SR) или из наб-
людений • Действительно, нрп В fid 10i0—10,а гс

магнито-дппольное излучение обеспечивает наблюдаемые
потерн энергии. Существенную неопределенность вносит
учет роли «колонульсарпой плазмы. Частота мапшто-дв
цельною излучения равна частоте вращения, т. с. 2л//1.
и поэтому она много меньше плазменной частоты около-
пульсарной плазмы. Как известии, в этом случае вообще
электромагнитного пал учения но возникает. В те же вре-
мя мощность излучения здесь настолько велика, что оно
может «просветлять* плазму вследствие нелинейных эф-
фектов и тогда излучение все же генерируется и уходит от
пульсара.

Есть я другая возможность. Нлазми около пульсара
вероятно, находится в турбулентном состоянии. Тома
здесь возникает аномально пязкпя электропроводность и
энергия вращения пульсара теряется не на магнито-дн-
иольиоо излучение, а расходуется на джоулевы потерн в
скин-слое, окружающем пульсар и область корротацви
околопульсариой плазмы я магнитного поля (Каплан.
Цытовнч. Эидмля, 1974). О роли разных механизмов по-
тери энергии вращения можно были бы судить но данным
Наблюдении втором производной периода вращения

В самом дело, пусть потеря вращательной энергии
описывается зависимостью

Й? « const Р п. (9.9)

fit '

В случае магнито -дипольных потерь имеем я = 3, как это
следует на сравнении (9.7) и (9 8).
Наблюдаемые япячеиия периода Р, его первой —
ч«

ж .. tPP

п второй производной связаны соотношением, легко
пилучающимсн на (9.9):

ЛЫ (9J0)

что позволяет определить па наблюдение значение пока
зателя п. К сожалению, данные наблюдений еще недо-
статочны.

У пульсара в КрабовидкоЙ туманности, для которого
<рр л

определяется с попбольшен точностью, величина па-
раметра п оказалась меняющейся между 2 и 3. Возмож-
но, что это явление можно объяснить иррегулярными
изменениями характера магянтиого поля в магнитосфере.
В те периоды, когда п « 3. магнитное ноле имеет харак-
тер дипольного, а при уменьшении л его структура ока-
зывается более радиальной. По видимому, здесь происхо-
дят выбросы околопульсврной плазмы, время от времени
накапливающейся в магнитных ловушках и несколько
ралиплизующей при атом мвгллтосферу пульсара. Дей-
ствительно, оптические наблюдения показывают, что в
Крнбовидиоп туманности через промежутки времени по-
рядки трех месяцев появляются так называемые ноне-
ны» — выбросы облаков плазмы с магнитным нолем н
релятивистскими частицами, уходящими от пульсара со
скоростью до 0.1 скорости света. Как правило, одновре-
менно с этим нгыспием наблюдается скачок показателя л
от значения, близкого к 2, к значению.* близкому к 3. что
можии рассматривать как нодтнерждение вышеописанной
гипотезы.

Вообще пульсар в Крабовидпом туманности во многих
отношениях уникален. Прежде нечто это самый молодой
пульсар из известных я настоящее время Он образовался
в 1U54 г. во время вспышки сверхновой, зарегнетриро-
пяпиом в китайских хрониках. Возраст пульсара нанес
тен, на наблюдений по увеличен иго периода определяется
t

также время торможения t — -7- Р{—) , и все эти опро-

Т’ лепия оказались в разумном согласии.

Пульсар в Крабояндмой туманности также уникален
в том отношении. что пи одиопременио излучает во всех
дпаиазешцх, доступных наблюдениям современными сред*
спнпги, включая область гамма-кяантоя. 1Ьпетсн суще-
ственное сходство между формой импульса в разных ди-
апазонах (рис. 53), хотя, как и следовало шкалить, ин
низких частотах нмпульсы должны расширяться за счет
дисперсии в «катппульсарной или межзвездной гипкме.

Мощность излучения пульсара Крлболндной туманно-
сти пн высоких частотах (в рентгеновском див гомоне)
сравнима с мощностью потерь энергии вращения. В дан-
ном случае исследование мгханп.imoh излучения н'ыиили-
ю бы лучше понять и нею энергетику пульсара. К со-
жалев ню. успехи здесь очень невелики Обычно рентге-
новское излучение приписывается синхротронному меха-
низму. но трудно понять, как адесь образуется огрнмпио
количество частиц с энергией н сотни Waa, высвечиваю-
щихся за 10 5 сек. Возможно, что здесь также большую
роль играет тгсустойчцность плазмы в сильном магнитном
ПОЛО, приводящей К Турбулизации ПЛАЗМЫ И СВЯЗПННЫМ
с этим эффектом статистического ускорения (Кайл а и.
Цытиаич. 1973). Лльтерпптинпые объяснении используют
механизм ускорения частиц Ш1дущ1рошп1пым электриче-
ским нолем, сопддииым ирпщсиием мигяитиоги полк
(Г.1 ни. Ост рай кер, 1970 1971).

В оптическом дшшаэоиг пульсар и Крабспшчнсй ту-
ман пости наблюдается клк звезда с* непрерывным спект-
ром и видимой ш Hr’iHHoii 16*. 5, Опи изучается ужи боль-
ше полувека. Этот пульсар был бы давно открыт, если
бы кому ппбудь пришли и голову мысль наблюдать его
через стробоскоп. Но иргдшмпжеине о том. что uxiyne
ине звезды может быть щремеппым с частотой в 30 гц,
несомпенп!». сочли бы за «безумную* и юю

Рентгеновские пульсары. Српзу же после открытия ра-
диоиульсарив было обращено внимание на то. что все
они одиночные звезды, между тем кик пода вл и ющее боль-
шинство обычных заезд входит а кратные системы. На
нзаестиых к 1975 г. |20 ра ишиульсяров только один вхо-
дит в соётив двойне iff системы. Объяснение этого лвлепия
заключается и следующем (Шмарцман, 1971а). Пусть
пейтршшвл эяездп входит я состав дайн ной системы. Тог-
да опа будет наблюдаться как радиопульсар только в том
Гпс. 53. Усредненный про<|1пль импульса иульгл-
pa v Крабовплисш туманности (PSH 0532) в |и?нт-
гевшкком, онтлческом и рядиидпапдэонах.
350 bl rx. конечные стадии ЭВОЛЮЦИИ ЗВЕЗД
случае, села со стороны второй звезды поры не будет по-
тока вещества, подающего но нейтронную звезду Даже
слабый звездный ветер от второго компонента, перетека-
ющий на нейтронную звезду. подавит лкскци о вещества
с поверхности нейтронной звезды п погасят ее излучение
в ра д модна по зоне — частицы не будут больше уходить от
нейтронном засады it ускоряться в ее ицдуцнрошшном
эл(‘ктрнческам ноле.

Радиопульсар и двойной системе может существовать
лишь мп пачллыщм этапе, когда мощность эжекцпн с по-
верхности быстро нращнющсйся нейтронной звезды боль
ш?. чем аккреция на нее частиц звездного ветра, яыбро-
шейного второй знездоЙ. Затем ua-зз замедления вращении
эжекцнн надает и постепенно сменяется аккрецией. Ха
p<iKTi рное время смены эжекцнм на аккрецию зависят от
параметров двойной системы н примерно рвано Ю5 лет.
После начала аккреции на месте радиопульсара должен
в оз ника тъ рентгеновский источник, пнтемсп вноси» которо-
го будет меняться с правильным периодом (Шварцман.
1971а). И я 1971 г. действительно были открыты пред-
сказанные теорией ретгеипнекне пульсары, являющиеся
ком ио пс л Tail л тесных двойных систем*).

Главная осибгпногть рентгеновских пульсаров заклю-
чается в том, что <»нн излучают гравитационную энергию
падающего пп нейтронную звезду газа, а не энергию ара-
щепнн. Схема происходящих здесь яплгипй изображено
на рис. 5< Вещество. выброшенное с неиульсарпого ком
пинента. образует сначала диск вокруг нейтронной звез-
ды из-за сохранения момента врлщенпл Затем вследствие
турбулентного пли магнитного трепня в этом диске про-
исходит перераспределение моментов (см подробнее сле-
дующий параграф) и вещество оседает на поверхность
нейтронной звезды Однако магнитное ноле препятствует
аккреинн на «ею поверхность нейтронной звезды и по-
этому поток вещества идет преимущественно в полярные
области. Поток вещества ускоряется гравитационным по*
лем. сжимается магнитным каналом и ли1:рецнрую1цнй

•) Нл возмоишость модуляция валу чей ин ясбтронвоЛ звезды
находящейся в состоянии аккреция, периодом ее вращения, обра
гили мынмание Амнуэль п ГуггЛиоя (1 Ufcdj за год до открытия рй
дно пульса ров.
газ разогревается. Возникает рентгеновское излучение, ве-
роятно, петсплопон природы» которое тоже, идет преиму-
щественно вдоль магнитной осп нейтронной звезды. Хотя
не совсем пело, «якая здесь возникает диаграмма яяяряя-
леиностн излучения. но общая картина явления, ио вп
димому, объясняется такой схемой.

Ряс, 54 Схема аккреции на яебтровиую звезду п двойной спето*
ые, приводящий к феномену реиггютоского цулиарн.

Рентгеновские пульсары должны показывать как пе-
риоды вращении (т. е. поя иле вне импульсов с опреде-
ленной частотой), так и периоды обращения звезды во-
круг общего центра тяжести Обращение пульсара в паре
можно проследить но кривой лучевых скоростей компо-
нента рентгеновского пульсара, ио доплеровским парив-
iitniM в 1гоявлеипв импульсов и пи эффекту затмении
рентгеновского источника.

К 1975 г. исследовнио несколько ревтк'нопскпх пуль-
саров, входящих в тесные двойные нары Периоды обра-
щений компонентов от 1,7 дней (у tier X 1), 2,1 дня
(у Cen Х-3) до 10—15 суток. Периоды вращения ио.
рядка секунд. Вращающийся быстрее нсек рентгеновский
пульсар Her XI имеет период Г,24 (рис, 55), у пуль
сира Сен Х-3 период вращения 4W, 8.

Однако встречаются и большие периоды, например,
у источника 3U 090—40 (283,4 сек). Большой частью
рентгеновский источник ниблюдается в том случае. когда
нейтронная звезда окпэыплется в паре с массивным in*
дубим сверхгигантом, масел которого больше 15 4*25 ЭД .
Только в случае источника (1ег Х-! и торой компонент
имеет массу, равную двум массам Солнца.
Преобладание снер*гигантов п парах с рентгеновскими
источниками легко объясняется тем, что на этой стадии
энп.-поцни звезд, соответствующей горению гелия в слое*
воя источнике, происходит расширение звезды, заполня-
ющий свою полость Роша. Очевидно, что для интенсив-
ного излучения и рентгеновском диапазоне необходима

Рис. 55, Kpifuau блесня рентгеновского пульсара Iler XI. ппяу-
чрпнпя с пимипп.ю спутинна «Уиуру*. Кашмй <лчет прелсталляе!
гобой число ргптгенопопк квантов, зарегистрированных счетчика-
ми па нреыя 0.09В с«. Тошин» линии - пегих редезаекпме яке
и грим ел тельные данные: жприял линия—'ус релпспиая кривая
блеска. На записи хорошо впдпм по регул ирные pajHiamia амплиту-
ды 01 импульса к импульсу.

достаточно мощная янхрепин Клк понизь чают наблю ю
ния. рентгеновские свети мости этих пульсарок порядна
103? — 1038 ^рг/еек. т. е. па три-четыре порядка больше све-
тимости Сплина У ягточнпха SMC Х-1, расположенно
го в Малом Магеллановом Облаке, рентгеновская свети
мость превышает Он оказался рентгеновским

пул невром с периодом 0.71 гех (. (юкке и др.. 1975).

Такая слотимость может быть обесиечаиа потоком
массы порядка 10 4-1D 9 ОТ в год. Заметим, кгтати. чт<
разогрев поверхности компонента рентгеновским нэлуч
ином от пульсара (как в случае источники IIZHur) ми
жет сыграть роль обратной связи, угилнпни выброс веще-
ства с <»е поверхности, а следовательно. и аккрецию.

Кроме того, обращенная к рентгеновскому источнику
сторона нормального ьомиаиьонл пары в случа< большого
рентгеновского потока оказывается намного более горя-
чей. чем «обратная* сторона звезды. В итоге при наблю-
дениях регистрируется плавное изменение спектрального
класса звезды с периодом. рапным периоду вращения
двойном системы*). В случае системы HZ Пег спектраль-
ный класс звезды в минимуме оценивается как F0 — G3,
о я максимуме— как Н2 — A7V! Более подробно о взим-
модейетвмп пещества и излучения в рентгеновских источ-
никах см. Биско Сюнм1?11 (1117.3).

Сильное рентгеновское излучение нейтронной звезды
может препятствовать пидеипю вещества. Если лучевое
лтьтилме оказывается сравнимым с грпиита иконным прн*
тяже пнем лккр«чшр> ющгго газа, то появляется режим
критической аккреции — дальнейшее усиление аккреции
оказывается невозможным. Это означает, что светимость
рентгеновских источников, вероятнее нсего. не должна за-
метно превынттьэддмнгтоиоцеккй предел 1 (Тш flW/SW >рг сек.
определяемый равенством л ученого давлении из ла томсо-
новского рютенппя рентгеновских квантов и гравптаци-
о иного ирнтяження.

Аккреция газа на нейтронную заезду приводит к по*
степей ному пакой.leiiiuo массы вещества, в том числе со-
держащего и водород, в ее поверхностных слоях Подоб-
ное явление. я случае вырожденных карликов, кик мы
видели выше. приводит в книце концом к ядерному пэры
ву и вспышке повой или л; же сверхионой. При аккреции
на нейтронную звезду этот эффект невозможен. В самом
деле, дефект массы при аккреции газа на нейтронную
лис цу примерно ранен 0.1 в то время как и ндерных
реакциях освобождается энергия лишь 0.007 шс* Поэтому
кдвгпрание водорода, оказавшегося на иояерхиости звез-
ды. не прииодгт к сбросу оболочки (вещество будет удер-
живаться гравитацией).

•) Ил мкчгышость нпяпбного эффстгга в двойгшх р о пт говор-
ил! х пгтпчшнт обратил внимание Шкловский (1967) эпдплго до
т« ытим (wunreiuuicuuk пульсаров.
Вещество, попадающее па поверхность нейтронной
ввезли, постепенно переходил в нейтринное состояи не н
масса нейтронной звезды увеличивается. Если интенсив-
ное перетока» не вещества продолжается достаточно дол-
го, то масса нейтринной звезды переходит через предел
устойчивости а нейтронная засада коллапсирует в «чер*
ную дыру».

В заключение этого параграфа следует отмстить, что
открытие пей тропных звезд длло физикам теоретикам
как бы лабораторию, в которой существуют условия, не
мыслимые а земных лабораториях. Поэтому благодаря
изучению нейтронных звезд со временем получат уни-
ка л иную информацию очень многие к кочевые разделы
физики: а) элементарные частицы л физика высоких
энергий, б) ядерные силы, в) физика низких температур
(сверхтекучесть и сверхпроводимость), г) физика твердо-
го тела (кристаллизация, ферромагнетизм), д) индуциро-
ванное излучение, е) физика плазмы, ж) теория гравита-
ции и многое другое.

§ 4. «Черные дыры» (теоретические продета плени я)

Открытое tiчерных дыр», точнее, наблюдательное до
казателъство ид существования, было бы одним из важ-
нейших достижении астрофизнкп па все время ее сущест-
вования. Феномен •черных дыр» связан с теорией гра-
витации Эйнштейна — теории, пришедшей к перевороту
в нишей представлении об устройстве мира.

Общая теория отиоситслыикпи возникла при интер-
претации самых простых физических фактов. Со промен
Гал плоя и Ньютона было известно равенство инертной и
гравитационной массы, но объяснен и я этому не было.
В самом деле, почему должны быть тождественны два
величины, одна из которых характеризует как бы сопро-
тивляемость тела изменению состояния движения (инерт-
ная масса), а вторая определяет совсем другое качест-
во — способность тел притягиваться друг к другу? Глубо-
чайший смысл этого факта был вскрыт Эйнштейном Опи-
валось, что гравитационное поле можно интерпретировать
как создаваемое маескмн искривлеиие пространства и
времени. Пробные тела движутся по геодезическим ли-
ниям (т. о» линиям кратчайших расстояний в «скривлен
иом пространстве времени). Пробные толп разных масс
движутся ио этим лниннм одинаковым образом По*
скольку в искривленном пространстве времени движение
криволинейно л неравномерно, то оно воспринимается
наблюдателем к ик движение под действием некоторой си-
лы, называемой гравитацией. Одинаковость ускорений
разных пробных тел к означает равенство инертной и
граиптацпоппой маге (принцип локальной эквивалентно-
сти гравитационного поля и неннерциальной системы
отсчета).

Ньютоновская п эйнштейновская теории гравитации
практически совпадают при ясслсдовашш слабых трапп
таииоиных полей, например, таких, которые имеют место
в планетных и звездных системах. Эйнштейновская тео-
рия приводит к некоторым небольшим поправкам — дви-
жению перигелия, отклонению светового луча, красному
смещению частоты лвпищ которые уже дявио подтверди-
ли прявпльксють теории.

Однако в области сильных гравитационных полей вы-
воды ньютоновской и айнштейионекий теорий приипппи-
ал ьно различны. Например, если рассматривать потенци-
ал гр нштгшионного поли материальяой точки в ньютонов-
ской теории, то ого величина обращается в бесконечность

( евп

в месте нахождения самой материальном точки'ф = — — I

U эйнштейновской теории, во-первых, вместо одной ска-
лярной величины — потенциала. который ранее полкостью
шикывмл все свойства гравитационного поля — появлл-
гтся тензорная величина (фунгц^мептальный или метри-
ческий тензор), все компоненты которого необходимы для
описания свойств этого ноля, а, во-вторых, некоторые из
KOMiJiMjeiiTon этого тензора обращаются в бесконечность
на конечном расстоянии от материальной точки

Наиболее компактные тела большой массы способны
превращаться п ((Черные дыры*, т. с. области проетран-
< тип яремепп. обладающий особыми свойствами Сущост-
иенчнше «черных дыр* является специфическим следст-
вием общей теории отпоентельпости, но до некоторой сто-
пин» их свойства можно качественно понят!», оставаясь
и в рамках ньютопояской теории. Как легко убедиться
црн сжатии тела до радиуса // = 2СЭД с2 илрлболическпя
гк рость па его поверхности (рассчитанная ио ньютонов-
ской теории) становится равной скорости света. Дальней-
шее ежа пи формально должно происходить со сверхсве-
товой скоростью, что запрещено специальной теорией от-
насптольностц. В действительности это означает лишь то.
что ньютоновская теория гравитации и эйнштейновская
специальная теория относлтельпостп несовместимы в
рамках единой картины мира; свойства областей с разме-
рами порядка /?< могут быть описаны лишь в иопнтиях
релятивистской теории относительности Эйнштейна и об
щей теории гравитации. Мы не будем здесь рассматривать
свойства пространства и времени внутри «черных дыр»
(см. Лапдау и Лифшиц, 1973; Зельдович, Новиков, 1971).
Достаточно сказать, что <черные дыры» — это области
пространства времени, которые как бы «выпадают» из
нашего мири. Принципиально невозможен обмен инфор-
мацией между шютлммлромя внутренней областью «чер-
ных дыр». Вещество, которое попало в «черную дыру*,
нс может быть оттуда извлечено им при каких филпче-
ских процессах. !1о. разумеется, оно не цсчеянт u.i на-
шего мира бесследно: остается сильное г рл вита и ион ное
поле — искривление пространства-времени, созданное по-
павшим я «дыру» нещретвом. Этими общим» утверж-
дениями мы и ограничимся — все интересующие нас яв-
ления размеры пи к>тп< лишь снаружи «черных дыр».

Следует отмстить, что решение уравнений Эйнштейна
дли простейших (сферически симметричных) «черных
дыр» было найдено Шварцшильдом еще u ГИ6 г., на сю
физический смысл стал полностью понятен лишь через
50 лот —с таким трудом происходит ломки устоявшегося
миропонимания *).

Размер сферически-гимметричиых «черных дыр» оп-
ределяется веллчнпон гранитапионною радиуса

Л<=^=3^к.ч. (9 11)

В принципа во Вселенной могут существовать «черные
дыры* любых масс, начиняя от микроскопиям них (скя-

♦) Важную роль в атом сыграли работы Оииеягрймгра « Сияй-
дг|»л (1039). Фивксльштейня (Ш53), Кругкнлл (1900) н Н^викотш
11903).
исгм, с ты 1 ?). Наиболее вероятно сущестипввипо «чер-
ных дыр» с массами, сравнимыми с массой Outrun (ко-
нечна л гтадпл ашин'цлн массивных засад) и массами
порядка К)7 пли д 10 ° масс Солнца — «черные дыры»
я ядрах галактик и. аозможно. киаэары.

«Черные дыры» могут прнеутствонать ио вселенной
• пана налицо» («дыры» космоло ni четкого проксхождонпя).
и могут образовыкнтл*си в настоящее время из мисси шшх
звезд в процессе пх эиолюдпн. Даже бел неил^ргдеткем-
ttOro наблюдательного подтнерждонин су i цествовнн шг
«черных дыр* можно было бы утверждать* что появление
их почти нсшаГпяпсо Дело в том. что разница между ус-
ловиями коллапса звезды □ нейтронную зисзду пли «чер-
ную дыру» очень мала, я нейтрониые звезды (пульсары)
иылн открыты еще в 1968 г

Отметим, что если масса «черной дыры* раг.тот, п>
вещество. оказавшееся я поле тяготения «черной» дыры,
оказывается внутри се гравитационного радиуса, а не
асимптотически нриближнето! к ее поверхности, как иног-
да считается. Рассмотрим это явление несколько под-
робнее

Уравнение радиального движения пробной частицы
(т н. с исчезающе малин массой) в ноле тяготения «чер-
ней дыры» решается сравнительно просто (см. Зе.тьдо*
вич. Пои1шон. 1971). Если величины г н гь хлрактерылу-
luunjo расстояние частицы от центра «чершш дыры*,
близки к величине Я. ти

r-w< (»-i-«•loxpf-^-U-/A (9.12)

где /д — HikioHU'iutc частицы в мпмгпт времени /Р Из
(9.12) следует. ЧТП г—» R* при Т-*ао. Одпяко этот вывод
СНрИВГД.1ИВ только в том случае. если гравитационный
радиус «черных дыр* строго постоянен но времени. В ре-
альных условиях нещестио, подающее ил «черную дыру»,
увеличивает ее миссу. а глс.Ч1>патсльно. н гравитационный
радиус. Поэтому граница «черной дыры» ожжется на-
встречу частицам и они псрсескпют се за кышчный про-
межуток вречечт АС Для определения этол «сличиим
можно ниспользтштьсн следукнцой оценкой. Как будет
показано ниже, величина Д/ много больптс Rgfc и поэтому
на иоследпсм отрезке перед входом в «черную дыру»
движение определяется эксионепцпн.тьным множителем.
Пусть Дг есть п}ть, пройденный за время \l п пусть час-
тица начинает падать с и — 2/?,. Тогда из (9.12) получим

Дг = Лгехр(-^.

(9 13)

Замена и, скажем, на ЗЛ4 здесь па внесет больших изме-
нений, поскольку определяющим является экспонента.
С другой стороны, радиус «черной дыры» меняется за
время it на величину

А".=Л.^ = Л.^8. («14)

где А® — соответствующее изменение массы «черной ды-
ры». Характерное время проникновения вещества внутрь
•черной дыры» можно получить, приравняв (9.13) и
(9.14). Решая это уравнение приближен но, находим

pW АЛ

V5T

(915)

Таким образом, время пересечения падающим веществом
границы «черной дыры» лишь логарифмически зависит
от потока массы. В реальных условиях поток массы ке*
велик о значение» логарифма большее. При встречаю-
щихся в космических условиях потоках массы на о ди ни ч
ную «дыру» 5s 101Э з сек: Af 10*сел. Заметим.

/L .

что поскольку у звездных масс-^^ 10 сек, то харак
тернов время падения вещества на черную дыру есть
10 ”3 сен.

Если сколлапсировавшан масса имела момент враше*
пип, отличный от нуля, то образовавшаяся в результате
коллапса «черная дыра» будет обладать тем же момен-
том вращения. Существует, однако, верхний предел для
момента

А*{ПМ> ~

егк.

(9W)

с
«Вращающиеся» «черные дыры», описанные впервые
(Герром (1903), обладают рядом особенностей по грая-
нению с «невращаютиылся» (см. Зельдович, Попиков,
1971; Ландау. Лифшяц, 1973). Прежде всего отметим,
что такая «черпая дыра» состоит из двух физически раз-
ных областей. Внутренняя область сферической формы
(граница рр называется горизонтом событий) аналогична
по своим свойствам обычной «черной дыре»—частицы
и излучение ип прп каких условиях не могут выйти пз
этой области. Радиус се, одиако, меньше шварцшильдов-
ского и определяется формулой

R гор — “у Rg Г 1 4"

(fl-17)

где к — момент вращения «черной дыры», а Яг ==

П частности, у «черной дыры» с максимальным моментом

* г х? 1 п <‘Я

радиус внутренней области л гор = —у-.

Окружающая ее внешняя область называется эргосфе-
рой. Ее наружной граница имеет форму эллипсоида с

малой осью, совпадающей с осью вращения. Уравнений
внешней поверхности эргосферы:

л<0)« 4- я*(1 +

(9.18)

Внутри эргосферы никакая частица не может находиться
в покое оо отношению к системе координат, связанной с
внешним наблюдателем. По здесь возможны стационар-
ные дппжгнпм частиц но круговым орбитам, расположен-
ным между поверхностью горизонта событий (9.17) и
внешней поверхностью эргосферы (9.18). Движение этих
частиц можно наблюдать (т. е спет выходят из области
эргосферы), правда, пенсе время, а только в те моменты
времени, когда скорость частицы направлена на наблюда-
теля (с учетом искривления луча зрения].

Движение частиц и распространенно света в окрест-
ностях таких «черных дыр» также обладает рядом осо-
бенностей. Известно (Каплан, 1919), что в тюле невра-
щающейся «нерпой дыры» наиболее близкая к ней устой-
чивая орбита имеет радиус (в метрике (Паарцшильда),
рваный ARt (точнее, длина этой орбиты рання ОлЛ.). Де-
фект массы частдцы ни этой орбите, т. е. анергии сияли
частицы с «черной дырой», есть (1 — ] -£-) тс* я*
ж 0,57 тс1. Частицы на более близких круговых орбитах

неустойчивы и надают в черную дыру».

В ачучая экстремально врвщп1ощенсл «черной дыры»
частицп ил круговой орбите может устойчиво находиться
даже вблизи поверх постя три дойти событий, ес.ш опа

движется в ту же сторону, н которую -вращается* «ч<ць
иая дыра». В этом случледлина орбиты лIt. и дефект
массы большой: ^1— |/~^|мса у. 12 тс* (Руффини.
Уилер. 1970) В то же время устойчивые орбиты с проти-

воположным нрящепню ппирлвлеипем |виж(чшя располо-
жены Дальше, чем В шварцшильдовском случае.

Выли подробно и \vчипы рп'ныльиьи? движении час-

тиц. всеми кончающиеся их захватом в «черную дыру».

рассмлтрнш1лш*|> также нг радиальные движения. опреде-
ляющие сечения захвата (см. Зельдович. Шишков. 1971)
(’счепие а их в я та нропорцшшя п.нпЛ^ и. в частности, для
частицы, (нижущейся На бесконечности с мсролптлкист
ской скоростью ь.. ссчгние захвати шш1рцп1нльдоис^пй
♦дырой* есть 4л | II .

Ври цсслсднюнгни расирогтрапегшя луча света и гра-
штидощшм поле «ЧерИОЙ Д1.ЦН4» HVOftMUUMt» уЧПТыВДТЪ
искривление траектории луча. Оно приводит к такому
своеобразному эффекту. что луч светя, нглущеиинй в сто-
pony от терпин дыры . кик бы загибается обратил нисс
рнндо и нее Huiia.taoT На рис. 5lj это наобрпжгио нагляд-
но. Луч света, излученный частицей, находящейся в точ-
ке г Чг^дтке под углом, близким к 9(JC по отноше-
нию н радцл!|иному дщокению. все равно будет захвлчеп
«черной дырой» Прп Rg <Z г< 4г К; захватываются и

кванты, излученные иод тупым углом к радиальному ш,-
прзплеиню |гд «черную дыру».

U заключение этого параграфа подчеркнем, что чер-
иые дыры», в отлпчиг от звеэд. не обладают иидивн дуаль-
ностью. Всо «черные дыры» с одной и той жи Миссий в
одним it тем же моментом нршшнши одинаковы, до тех
пир, лона иг учитываются ск’опвноетп аккреции ня •чер-
ные дыры». Н следующем параг,шфо мы перейдем к опл-
лпэу явлений. сопровождающих яшерецию. н здесь сдоли*
см кроткой замечи пи г. •

Вгледстнне ЩьКрРИИН ВС1’ «ЧГрНЫС ДЫрЫ» обзадлюТ
положительным электрическим зарядом (Шварцман,

Pre. 5Л. Грапитлциоппый злхкат пллучгшгя нитрита льдовс ь*ой
•мирной дырой»: лучи. испущенные точечным источником и по-
пали! ис пнутрь конуса, сечение которого .шштрихокаио ил рисун-
ке. 3л1 мл ты поются «дырой». Астроном никшдя их ни увидит.

ГЛ71б). Это обусловлено тем, что тяжелые протоны силь-
нее. чем электроны, притягиваются «черпой дырой*, а
легкие электроны сильнее тталнмшаиггсл электромагнит>
|.ым излучением л магнитным полем плазмы, ноэли клю-
«•ими при аккреции. Величина паряда 'черной дыры* Q
определяется при сравнепцн электростатического иотен-
пин-i.i с гра питай ионным. Полагая элгкгростатпческнГт но-
ienцпал и дпа раза мепыпнм грапмтацноиноги, находим

1 т т .г9

<0-И»)

ё’десь V — число избыточных частиц. mtl— масса протона.
Величина заряда относительно пила У «черной дыры» с
массой Сальца Л’ 10м (при полном число частиц, за-
МЫЧеШ|ЫХ дырой 1В5’).

Если у «черной дыры о имеется и момент ярлщепия.
то этот заряд п ри ведет к но.|Кпкно1Н4тю ппкруг едыры»
постоя иного магнитного поля дипольного тина.
Любопытно отметить» что существование положитель-
ного заряда у «черной дыры» способно приводиib к уско-
рению позитронов, которые могут Обри но виться в аккрс
цлрующея плазме. В самом Дело, электроны лрлтлгшш-
ются положительно заряженной «чернил дырой» н падают
на нее вследствие действия электрических спя, протоны
же отталкиваются зарядом, но их притягивает грави-
тационное поло «черной диры». И только положительные
легкие позитроны могут ускоряться зарядом «черной ды-
ры» до энергий порядка сотен jWjb.

Обычные звезды также обладают электрическим заря
дом, сравнимым с зарядом «черных дыр», но разность
электрического потенциала между пх поверхностью и
«бесконечностью» в HIRt, т. е. в сотня тысяч раз меньше,
чем у «черных дыр».

§ 5* Ореолы вокруг «черных дыр»

Нак >же Неоднократно отмечалось, появление «чер-
ных дыр*, как следствие эволюции обычных звезд, по-нп-
дпмому, неизбежно. Но вопрос заключается в том, как их
наблюдать. Здесь, в принципе, есть две возможности —
искать влияние гравитационного поля па другие объекты
(т. о. «невидимую» массу) пли попытаться определять,
какого вида излучение может быть связало с «черной
дырой*.

Первоначально основное внимание уделялось ионе
кв.м « пиви дп мой» массы, как напрнмрр, массивных, но
неводимых компонентов двойных систем илн посветищих-
ся массивных звезд в шаровых скоплениях. Однако этот
путь поиска «черных дыр» оказался (по крайней мере
цока) но эффективным.

Существенно более перспективным представляется ис-
следование «Ореолов» «черных дыр». Идея заключается в
следующем. Гравитационное поле «черной диры» при-
тягивает вещество, которое затем исчезает под поверх-
ностью «горизонта событий». Но а процессе падения ве-
щество сжимается, нагревается, ускоряется гравитацион-
ным полем и до момента исчезновения иод «горизонтом»
излучает электромагнитную энергию посредством раз
личных механизмов. Это получение и есть «ореол»
«черной дыры». Задача заключается в том, чтобы рас-
считать условия излучения н сравнить их с данными на-
блюдений *)

Одиночные «черные дыры». Следует рассмотреть слу-
чай аккреции па одиночную «черную дыру* в на «чер-
ную дыру», входящую в двойную систему. Явление ак-
креции на одиночную «дыру» пока не обнаружено при
наблюдениях и поэтому мы рассмотрим его лишь с тео-
ретической точки зрения (см. Шварцман. 1971н).

Пусть одиночная «черная дыра» движется с некоторой
скоростью р по отношению к межзвездной среде. Как
правило, скорости движения скол.шпекрояявшвх звезд
должны быть довольно большими, так что будем считать
скорость и сверхзвуковой. Тогда движение «черной дыры-
создает в межзвездном газе ударную волну (рис. 57), на
фронте которой движение газа относительно «черной ды-

рке г*7 Схемп .шхпата Mv;K3icwoft плазмы одиночной «черной
дыройк лнижущенсн сквозь среду со сверх л луковой скоростью.

рыб затормаживается, и газ начинает падать на «черную
дыру». Зпхннтыняетея лишь тот газ. который проходит
через головную часть ударной волны. Полное сечен не
захвата порядка (с/г)*. В процессе падении на «черную
дыру» плазма нагревается до эффективных температур
порядка 1012 К.

В межзвездном газе имеются вмороженные магнитные
ноля, которые тоже захватываются вместе с плазмой п
быстро усиливаются при сжатии. Движение релятивист
ских электронов в мощных магнитных полях приводит к
1ЮЗПНКПОПСПИЮ синхротрон и иго излучения. Возникает, ко-

♦) Ни ППЛМОЖЛОСТЬ Bl4.W?l(*l|lin гИИфПП! я холе яккрецпп йй «чер-
ные дыры» ыифьыр обратили mtitvfttiuo (независимо друг от Дру
ГП) Зельдович ц Салиетер (11Ю4}.
игчпо. п тепловое гтзлучршю сжатого газа, иг» пл за отно-
сительной его разрежен пости мощность теплового излуче-
ния в миллионы раз меньше, чем мощность синхротрон-
погс излучении.

Кроме того, при падении плялмы па «черную дыру*,
надо думать. развиваются плазменные неустойчивости,
которые также приводит к существенному ускорению час
тнц. Плазменные неустойчивости создают и .сметные
флуктуации магнитного подл и числа быстрых частиц.
о следовательно, и интенсивности синхротронного излуче-
ния. Расчеты показывают, «по водят кающее при ото t
излучение должно приходиться нп широкий днппазоя час-
тот— от радиоволн до оптических излучений или ультра-
фиолета, и характеризоваться суммарной светимостью
порядка

L =» 0.1 г ~ ъ f (I*1 у .ург. сен

при плотности межзвездной среды п % 1 см 1 Мощность
оптического свечении примерно На оорлдпк мгньш< ин-
тегрального. Ойо должно \а рвктерпз знаться отсутствием
спектральных линии и иррегулярными флуктуациями
блеска с характерным пргмеигм плазменных I(суетойчини
степ. г. г. порядка 1U 1П 3 т*.

Возможно также заметное флуктуирующее излучение
в раднодпапазпне. Поэтому щядстлклягтси оправданным
поиск «черных дыр) среди одиночных звезд с чисто не-
прерывным оптическим спектром. пгобеппп. если такие
звезды обладают радповз учением. Н<» пока конкретных
результатов не получено.

«Черные дыры» в двойных ештечах. Паб подано л
«черных дыр*, входящих к тесные двойные системы, зна-
чительно облегчены тем, что и этих случаях гораздо поль-
те поток массы аккрецирующего газа перетекающего
к «черной дыре» от второго кнмнояспто. Мщкау аккреци-
ей! ня одиночные «черныедыры® и «Черные дыры», нахо-
дящиеся в Двойной системе, много общего, но есть и за-
метные различия.

Прежде всего следует отметить, что здесь аккреции Нг
квазирадилльная. и дисковая. Как уже рассмагрикалось а
§ 3. аккрецирующий газ в двойной системе сохраняет
свой момент вращеввя и поэтому сначала образует диск
в плоскости орбиты, нращеющппсл вокруг •черной дыры**.
. 1ннп. перерос предел еиме момента врпщсчшл из-за трен пл
между слоями делает возможным выпадение вещества im
внутренних частей диска ни «черную лиру».

Болес подробно п литературе рассмитрниилнсь газовая
модемь диска (Горбмпкип. 1965; Прендергаст, Вербнюк,
1968; Прингл, Рис. 1972; Шакура, 1977; Шакура. Сюдя
евт 1973; Новиков. Тори, 1973 и др.).

Структура газового диска согласно работе Шакуры и
Скшягм (1973) схематически изображена па рис. 58.
Диск предстаммет собой слой газа, толщина которого

Рис. 58. Аккреция « щпмпюи системе. а) орав rep перетекав л я ив’
1ЩЧТШ1 щи! лшолнепна 1Кфмп.*н«и«»й звездой сайга полости Роша
(«пл <нср\у); 6} счруктурл диске вблизи «черной дыры» (газойля
модель» янл сбоку).

уиеличтишется с увеличением расстояния от «черной ды-
ры». В среднем тол щи ни диска в 10—30 раз меньше его те-
кущего радиуса Внутренний радиус диска при аккреции
на пнмрнипмъдовскую дыру равен 3/?.—радиусу послед-
ней устойчивой круговой орбиты. Во внутренних частях
диска газ ряаогротдо высокой температуры и идось плот-
ность МСКТрОМПГП11Т1П>ГО И4.1уЧ1ЧП!Н Л ВИЗЫ BiHTCJl ЫПОП)
большой плотности тепловой энергии. Поэтому можно
ожидать некоторой неустойчивости дисков (см. Рис. Па-
хольчпк. Прингл, 1973; Лвнтмап, 1974; Сюняев, Шаку
ра, 1975).

В модели газового диска нагретая плазма пэлучлст
посредством теплового механизма — плотность вещества
здесь гораздо больше, чем в случае аккреции на одиноч-
ную «черную дыру* в межзвездном газе. Ирм достаточно
большом истоке массы (10 s — 10^*28* в год) внутренние
части диска разогреваются настолько, что излучают рент-
геновские кванты с энергией 1 —1U км со снетпмостып
IO27— 103* эрг/сек, создавая тем самым интенсивный
рентгеновский источник. Кроме тою, рентгеновское изду
чекше внутренних частей диска частично поглощается в
сто внешних частях, также разогревая их (см. рис. .58).
В свою очередь разогретые внешние части диска излуча-
ют в оптическом м ультрафиолетовом диаиа юлах. Здесь
должны также возникать широкие эмиссионные рекамби-
и анионные и резонансные линии.

Разогрев ив ружных частей диска служит также свое-
образным авторегулятором анкргщнм, поскольку прп уве-
личении аккреции «выше нормы» возникает более? нитей
еннноо рентгеновское излучение, что усиливает испарение
внешних слоев п тем самым уменьшает аккрецию. Кроме
того, давление рентгеновского излучения выбрасывает об
ратин псщестня из центральном части диска. Все эти
эффекты приводят к ограничению излучении аккре-
цирующего газа па уровне эддингтоновского предела
- 10«(М ) лр*1сгк.

При сильном испарении вещества из центральных час-
тей диска, что имеет место в случае потока массы, суще
ствешю большего 3 • 10’амас<*. Солнца в год. вокруг «чер-
ной дыры», вероятно, образуется непрозрачная для рейт
генояскпх лучей оболочка U вместо рентгеновского метод
ника, воя можно появляется яркая оптическая энезда с
мощной эмиссией и интенсивным звездным ветром.

В опись мной выше модели газового диска роль мат -
яптмого ноли была сведена к участию. наряду с турбу-
лситным трением, и передаче момента вращения наруж-
ным слоим диска. Однако можно думать, чти роль маг-
нитного поля и аккреции пя «черные дыры* существенно
больше. Рассмотрим подробнее а 1ьт< риатнппую модель
магнитной клочковатой дисковой аккреции (Пустильнш.
Швярцмяп, I97/i)'. Эта модель имеет ряд обшнх черт как
с моделью дисковой газовой аккреция, так н с моделью
аккреции пн ми гни чей по го межзвездного газа па од и ноч-
ную «черную дыру*.

Газон ые потоки, перетекающие от звезды — компо*
пента пары к «черной дыре* уплотняются прп обрезовн-
пни диска в 10—Ю3 рал. Соответственно растет мапштпоо
пиле и можно ожидать, что ужо ин внешнем крае диска
напряженность магнитного поля может достигать 10*—
104 а. По мере приближения к центру диска плотпость
газа и напряженность магнитного поля быстро растут,
примерно какгаЧ-га\ причем магнитное поле стано-
вится преимущественно тороидальным. В таком граонтп
рующем диске с магнитным полем появляется неустойчи-
вость типа Рался — TtiKicipa — Паркера. Это приводит к
тому, что магнитные силовые линии как бы «выпячива-
ются* из диска наружу, я вещество стекает в мпгяптные
•ямы>, разбивая диск на отдельные сгустки. Эта картона
до некоторой степени аналогична рассмотренной в главе
VI картине фрагментации межзвездной среды и диско
Галактики па звездные скопления и отдельные звезды.

В результате первоначально сплошной газовый диск
приобретает клочковатую структуру, причем все уплот-
нен пл связаны между собой магнитнымн силовыми ли-
ниями (рис. 59), образующими своеобразную магнитную
корону. Сгустки плазмы продолжают свои движения ио
круговым орбитам и это как бы перепутывает магнитные
силовые линии в корпно ♦черной дыры*. Здесь создаются
условия, благоприятствующие перезамыканию магнитных
силовых линии — аналогично тому, как это происходит в
солнечной Корине. Как и там, здесь образуются токиныо
слои, вашикает плазменная турбулентность, рискачпил
ются разные типы волн, ускоряются частицы, короче,
возникают явления, знакомые нам по хромосферным
вспышкам па Солнце, но существенно большего масштаба

Важно отметить, что в подобной магпптиой короио об
легчпются условия передачи момента вращения от цент-
ральных частой диска к его внешним слоям за счет на-
тяжения магнитных силовых линий, соединяющих дале-
кие сгустки. Это упспрш»т падение вещества на «черную
дыру* я. ниэможна. что а этой модели движение газа во
внутренней области становится даже кназираднадьным.
В модели магнитной иккроцин можно пол учить боль-
ший Дефект массы, чем в модели ш магнитной аккреции
на шларцшнльдонгкую ♦черную дыру». где он равен
0t057mca. Дело и том. что поскольку здесь движение час-
тиц связано магнитными полями с остальными частями

Ряс Ж Мдгпитиая нть лкскоиой аякрецин па «чгрпую лиру»
(над сбоку). На рнгуине гюкалпи момент гмыкания прптлвицолож-
И() ИлираЬЛНПГЫХ ГИЛНВЫХ ЛИВИЙ, Спели ИЯННЦЛ.Ч ЛКР (Ырм сгустдоп.
Стрелками пболначенм •тнкоимг слои». п которых ггрпнеходпт
ускорение электродов до ультра релятивисте них энергий.

диска, то частицы могут дни1*птьсл п но орбитам, распо-
ложенным ниже 'AR Возможно. что последний отрыв
частицы от MaiTioTHoro поля происходит на расстоянии
3 о

Т. о. па HJlUMi'HbUHMl расстоянии. где СЩС ВОЗМОЖНО
&

тангепцпвлькое движенце лучей света.

В картине магнитной аккреции энергия млгтппого
поля существенно больше тепловой энсриш w щестна п
поэтому светимость ореола здесь связана глинным обра-
зом с нетсплокыми синхротронными и плазменными ме-
ханизмами.

Модель плазменных механизмов излучения при аккре*
цпн была рассмотрена в работе Каплана. Лямбя. Петика.
ILaiiiiCii, Цытовмча (1975). Здесь было исииипио, чтодлаэ-
мешшр механизмы могут обеспечить очень большой ко-
эффициент превращеггия энергии аккреции в излучение
Плазменные механизмы в немагнитной аккреции генери
руют преимущественно ппфракрасноо излучение, и в moi
интной — рентгеновское.

Наблюдательное подтверждение существования «чер-
ных дыр». Итак, возпикновение ореола вокруг «черных
дыр* при аккреция газового потоки от второй звезды тес-
кой двойкой системы делает «черные дыры* видимыми.
В связи с этим сразу возникает вопрос, какими свойст-
вами должен обладать ореол «черных дыр», позволяющи-
ми отличить это свеченпо от излучения нейтронных или
других компактных звезд. Еще н 1970 г было предсказа
ло (Шварцман, 19716). что ореолы «черных дыр» долж-
ны давать свечение с быстрыми флуктуациями блеска —
длительностью 10 5—К)-2 сек, связанное с активностью
потоков плазмы В 1971 г. такт» рентгеновские «флукту-
ации* были открыты на спутнике «Ухуру».

Наиболее характерным рентгеновским флуктуаром яп
лястся источник Лебель X ! Мы приведем некоторые
данные <>б этой системе Это двойная система с периодом
Обращения в 5. б чин. Кроме рентгеновского источника,
в нее входит голубой сверхгигант класса ВО I. В рентге-
новском излучении источника были замечены флуктуа-
ции с характерными временами вплоть до долей милли-
секунды, ко пика кой периодичности но обнаружено. Па
рис. 60 приведена запись хода нитеисиннигти итого ис-
точника во времени. Ли нижнем графике дано детальное
изображение крпнпн блеска в момент появления высоко
го пика. Хорошо нидиы отдельные •субчики* с длитель-
ностью импульса меньше 1U 3 сек. Следует ли связывать
эти пики со вс пышен ной активностью о магнитной мо
дели аккреция, или же с тепловыми неустойчивостями я
газовой модели. пока экс г герц ментально по выяснено.

В 1971 г было обнаружено и радиоизлучение от Ле-
бедя X 1. Повили маму. рндшшеточник исчезает и по-
является вновь, причем эти изменения происходят одно-
временно с изменениями спектральных характеристик
рентгеновского излучения. Это обстоятельство шхтпЧгнп
свидетельствует в пользу предположения, что механизмы
излучении но тепловые, а скорее всего, синхротронные
или пл и змеиные.
Очень важным для отождествления источника рентге-
новского излучения с «черной дырой» является опредслс-
пне иго массы. Для Лебедя XI точно <>то еще не ули-
лось сделать» но длительная дискуссия на эту тему при-
вела к заключению, что ею масса ио может быть

Рис ВО. Крвапл ролттейопского блеска источника Лебедь \ 1

меньше 62$ . Это ясский аргумент в пользу того, что Ло-
бияь Х-1 действительно представляет собой ореол «чер-
ной дыры».

Рентгеновских источников — флуктупрпв в настоя-
щее время известно около десятка; можно надеяться, что
некоторые из них будут отождествлены с «черными ды-
рами». Но пока данных еще недостаточно.
Г Л Л В А X

РАЗВИТИЕ ЭВОЛЮЦИОННЫХ ПРЕДСТАВЛЕНИЙ
В ЗВЕЗДНОЙ АСТРОНОМИИ

§ L Очерк истории теории звездной эволюции

Основы современных представлений об эволюции звезд
были заложены в конце тридцатых — начале пятидеся-
тых годов вашего века. Прошло достаточно много време-
ни для тогог чтобы ретроспективный взгляд на развитие
этих предстагаений мог дать материал для суждении о
ладгжностн наших современных теории.

Появление энолюцнопных идей в астрономии обычно
снязыняют с именем II Кайта, который в 1735 г. гово-
рил об образояннгш Солнечной системы из разреженной
туманности, однако о гравитационной неустойчивости п
конденсации писал еще и сам Ньютон. Через подвека
после Канта близкую к его представлшшям гипотезу об
образовлнлн Солнечной системы предложил П.-С. Лап-
лас. Для нашей темы, однако, особый интерес представ-
ляют воззрения на эволюцию знезд В. Гершеля, первого
исследователя звездной Вселенной.

Основные выводы Гершеля можно вкратце сформули-
ровать следующим образом: 1) я результате действия
сил тяготении образуются «центры преимущественною
притяжения», 2) вследствие уплотнения разреженного
•туманного вещества* образуются звезды. и этот процесс
непосредственно можно наблюдать п сейчас. 3) следова-
тельно, мы нидим на небе объекты, находящиеся на раз-
ных стадиях развития Это позволило Гершелю сформу-
лировать важнейший принцип наблюдатель лого подхода
к решению проблемы звездной эволюции — надо суметь
расположить наблюдаемые объекты в эволюционную по-
следовательность. суметь отличить объекты разной при-
роды от разных стадий рпзиптнн одного и того же обт*ек-
та. On писал в 1789 г.: -Чтобы Доказать развитие расте-
ния. ио будет ли одним гт тем ясе — последовательно на-
блюдать прорасти иле, цветение, листву, плодоношение,
увядайпс и гибель одного экземпляра данного растения пли
ясе одновременно наблюдать огромное число экземпля-
ров. демонстрирующих все стадии. которые проходит это
растение н течотшо своего существования*. Гершелю ка-
залось, что он пемосрсдственпо наблюдает образование
звезд, глядя на планетарные туманности, и в некоторых нз
них, казалось ему. этот процесс уже свершился — в цент-
ре сияет звезда! И хотя свои наблюдения Гершель нптер-
претиривал неправильно, конечные его выводы вот уже
почти дна века вдохновляют всех, кто считает, что наблю-
дения способны раскрыть эволюцию звезд. Можно ска-
зать, что именно благодари Гершелю в астрономии идея
эволюции появились раньше. Чем в каких-либо других от-
раслях естествознания,—- раньше, чем в биологии (Ла
Марк и Дарвин) и геологии (Лайель) Гэудучм сам наблю-
дателем. Гершель, однако, предупреждал: «если мы увле-
чемся одним только ini копленном наблюдений, не пытаясь
извлечь из сотого веян не определенные заключения, то
хотя бы предварительные выводы, то теряется основная
цель наблюдений».

Только к концу XIX в. было накоплено достаточно
данных о светимостях, температурах и масснх звезд и
только тогда стало возможным связать эти данные физи-
ческой теорией к попытаться дать лм эволюционное ме-
тод ковняле. Особое значение дли наблюдательного подхо-
да к проблеме эволюции звезд имело появление дилгрим-
мы спектр — светимость Герцшируига и Рессода (1905—
1913 гг.). Ргссел. основываясь на идее Лоньери. предпо-
ложил в 1913 г., чти звезды, возникая кик холодные ог-
ромные гиганты, сжимаются, нагреваются и приходят на
главную последовательность, после чего постепенно
охлаждаются и ♦скдтынаются* по нгп Источником энергии
ляезд считалось их гра «птиц ион нос сжатие. Однако уже
в 1926 г. в осисишом благодаря работам Эддингтона, стало
ясно, что эта эволюционная схема не проходит. Сроки
жизни Солнца подучались на два порядка меньше возрас-
та горных пород Земли, быстрого уменьшения периода
цефеид (пз-эа предполагаемого сжатия) отнюдь ие на-
блюдалнсь. Эддингтон укяаышш на ту шодожипстц что
ядгрнып гинтсм мог бы быть нсточником анергии звезд,
ко ц от! более вероятным считал переход вещества знеади
в излучение. о котором говорил Джинс. Эта аиннггтллцнп
обеспечивала В|имя жизни Солнца в ID13 лет.

TaKjio Жи оценку полраечн Галактики Джинс получил
и о срокам распила зшмдных скоплении и статистике
орбит двойных эымд, ио и 1934 —1937 гг. Б. Бок и
В Л. Амбарцум ни жни ui, что оба эти критерия дают воз-
рпст ииридха HP13 |ет.

Риботы Джинса о гр<1ги|тяцлош1<ц| фрагментации диф-
фузного щчцеч'тиа и шлир остаются пенивонолпгнкнцп-
ми в теория ирошхождения звезд Авторитет Джинса
был, однакп. одной пл главных причин широкого распро-
странена убеждения и том. ЧТО HCD ЗЙСЗДЫ ВОЗНИКЛИ
одновременно и очей к дивно, егл ранней стадии анол Hi-
mi if галактик,

С начала три шитых годов стали появляться работы,
н которых п кнчестно источника энергии звезд иредляга -
лиси ядрркые реакции. В 1938 г Бете ц Вгйцлнккер но
казали, что этим источником может быть превращение
лещорода в гелии. Одним ш первых, кто ясно понял, что
звезды высокой свети мости образовались, следовательно,
совсем недавно был Ф. Уиппл. В работе, представлен мой
и январе 1942 г. Межамериканскому астрофизическому
конгрессу. Уиппл отмстил, что «пикакпи извест-

ный фнэпчп кий процесс генерации энергии по может под-
держинать излучение сверхтнгантскнх звезд в точение трех
миллиардов лет* —* минимально допустимого времени
жизни Галактики и поэтому должен существовать какой-
то процесс сонремешюги нам звездообразования. «Меж-
звездное вещество,— продолжал Уиппл,— обеспечивает
сднпстлснный очевидный источник материала для постще-
еппи звезд*.

Oinipiuicn на работу Л. Спитцера о динамике
межзвездной среды. Уиппл пришел к выподу. что за ерик
мори Л кз Ю9 лет наблюдаемые пыле межзвездные гаэово-
нылевые облака могут ироэвол«шпонировать п лвездные
скопления, чем п ибъясмяется сходство иространстонип-
кпноматичегких характеристик скоплении и облаков я
тепдеицпи молодых звезд ассоципрояатьсл е поглищаю-
щпмп енвт иылеиыми облаками.
В 195 5 г. Угьшльд (1947) рассчитал, ни какой срок хва-
тит термин.и*риых источников энергии для звезд высокой
светимости; он нашел, например, что время жизли звезды
класса 07 всего лишь 1,3 • 10' лет. Работа Уизольла так
же задержалась с публикацией и появилась лишь а
1947 г. Однако в то же годы Хойл пытался объяснить су
щестноваиио горячих звезд высокой светимости их омоло-
же и сем путем аккреции межзвездного вещества — именно
н надежде соглисошггь их возраст с возрастом Галактики.
Позиции стирола и ков образования всех заезд в далеким
прошлом еще не были сданы, хотя Гессел писал в 1948 г.:
«Убеждение, что эти расточительные звезды [яркие сверх-
гиганты] начали свою излучательную карьеру относи
тельно недавно в космическом масштабе времен, широко
распространено». Отмечая, что звезды высокий светимо-
сти вс тречаются ио соседству с поглощающими свет обла
кпми. а звезды населения II таких районов избегают, Рес -
сел (1948) пришел к выводу, что это объясняется про-
д<оикающеися коп дейся иной звезд из дозвездной мате-
рии — газево-лылтгго вещества. О молодости звезд вы
сокой снетнмостн он писал еще в 1942 г. В те же годы
Бок (1946). рассмотрев всевозможные способы оценки
вол рястов звезд м галактик, пришел к выводу, что «мы
почти вынуждены допустить вероятность того, что
вщыды все еще «рождаются» или что ко крайней мерс
некоторые с верх ги ш иты начя ди сущестпови и но м и пес
5 • 19* лет назад». Он указал ин Угольным мешок и гло-
булы как на возможные протознезды.

В 1952 г. Б. Стремерен дал оценку времени кишит
звезды с массой в 151Й» в 2 4-fl* 107 лет. Он заключал,
что «если только иг существует неизвестного еще меха-
низме превращения массы о энергию, отличного от транс-
мутации водорода,— что представляется совершенно не-
правдоподобным.— необходимо заключить, что звезды
[высокой светимости] образовались тогда, когда условия
в Галактике были практически темп же самыми, что и
сейчас... Рассмотрение времен жизни массивных О и В
звезд ведет к заключению. что такие звезды не прерывно
образуются из межзвездного вещества». В то же время
«вывод, чти звезды населения И не могли образоваться в
ерввяитрлыю недачекпе времена, почти неизбежен».
Стрем! рен (1952) предположил также, что гиганты насо*
лояпя I образовались пэ В и А звезд главной последова-
тельности, в то время как сверхгиганты являются после-
дующей стадией развития еще более массивных звезд В
и О. Это выводы остаются одним ял важнейших положе-
ний современной теории эволюции анеад.

Важную роль в признании продолжающегося в наши
дни ввез дообразовн лип сыграли работы В. Л. Амбарцу
мяпа о звездных ассоциациях, начавшиеся в 1947 г. Из
динамической неустойчивости ассоциаций, вытекавшей из
предполагавшейся их малой плотности, непосредственно
следовало, что возраст составляющих их звезд пе может
превышать нескольких миллионов лет. D 1952 г. предска-
зан нои Амбарцумяном для ассоциаций расширение быю
найдено Плану у группы £ Персея. Более наглядного под-
тверждения недавнего образования звездных ассоциаций,
казалось бы» нельзя было и представят!.. Л поскольку, ка-
залось. конденсация диффузного вещества может дать
только устойчивую звездную систему, Амбарцумян (1955)
вскоре был пыпужден предположить, что звезды образу-
ются вследствие распяли компактных массивных нена-
блюдаемых тел. Парадоксальность ситуации состоит в тпм.
что вывод о неустойчивости впездных ассоциаций, столь
способствовавший распространению убеждения в продол-
жающемся знездооирашвдпип, до сих пор остается недо-
кнзапиым. На самом доле любое решение не противо-
речит теории гряяптлцпошюй конденсации (см. главу V)

Рестсл и Стремгреи предвосхитили ряд основных по-
ложений современной теории шикноции звезд. Среди дру-
гих источников этой теория надо назвать и первую оче-
редь расчеты эволюции звезд с постоянной массой и без
перемешивай ня вещества. Шенберг н Чандрасекар в
1942 г. нашли. что звезды с однородным вначале химиче-
ским составом энолюцпопируют с увеличением светимости
(ня -* I ) до тех пор. пока масса их ядра, в котором во-
дород превратился в гелий, не достигнет 0,1 массы
звезды; для большой массы равновесную модель оболочки
построить по удалось. Через !0 лет Сеидндж ц Шварц-
шильд (1952) показали, что по достпженнп продела Шея
борга — Чандрасекара начинается сжатие изотермиче-
ского ядра и его нагревание; оболочка же звезды иачи-
кает быстро расширяться и со поверхностная Температу-
ра падает. Из области главной последовательности (ГП)
после первоначальное увеличения спеткмпгтп звезда
быстро переходит в обляпъ красных гигантов*).

В те же годы к полисе рнесматрииалпсь и модели
анезд. эволюционирующих с потерей массы н перемешп-
капнем вещества. Дли грим мп Герцшпрупгн—Вессели
(Г— Р) была «то пол нема эволюционными треками, рас-
ползаяитмнен во все стороны от ГП и вдоль нее. Старый
предста n.iennn об эволюции звезд вдоль III, отожест-
вление ГН с эволюционным треком были очень живучи.
Однако согласие с наблюдательным!: данными достша-
лось допущенном nJ hoc —внозды Должны были теряТЪ
массу, «пю.юш и<> ГП. именно таким образом, чтобы
но нарушать соотношения мпсеа — светимость.

1пгда жо. в 1952—1953 :т. Местел показал, что пере-
мешншнше вещества яследгтшге н рнгценпя звезд должно
быть ничтожно мало, л 3. И. Муетель нашел, чти потеря
массы У зшмд ГП существенно меньше. чем ото требует-
ся теорией ЭШ1ДЮШШ с потерей массы. Однако решающие
значение имело сопостактемпе с теорией диаграмм Г-^-Н
звездны\ скоплений.

Первая сводная диаграмма рассеянных скоплении бы-
ла пост ровна Ь’онпщюм еще в 1937 г. В еспоспых чертах
она очень похожа пл современные диаграммы, для се по-
строения Коннер мспвльзышл спектра :ьныи параллаксы
Резкие отличия между дпйгриммами ризных скоплений он
интерпретировал как следствие больших рахтячпн в со
держан пн нмдорпдп Однако ужо в цитированной работе
Сеидкджа и Шварцшильда (1952) переход главном пси
следиватедьиогли шаровых скоплений в ветвь субгиглптов
был объяснен кнк следствие ухода звезд с ГЦ в резуль-
тате вы гора к л я вадорсьи! « центре, возраст этих скопле-
ний Семдидж и I Ни аршин.» ьЛ оцепили н 3- IIP ipt. В сле-
дующем году Ссндпдж (1954) |И1луэхп1прнчсскпм путем
определял эволюционные треки звезд широных пглнло-
нпй — от ГП к красным гигантам, а Мичмйка (НГИ), по-
строив сводную диаграмму рассеянных скоплении.объяс-
нил резкие отличия светимости их ярчайших звезд раз-
ным возрастом скоплений, который пи определил по
формуле, предложенной Стремгроиом (1452).

♦) Об 31ИЫМЩЩ1 лпг1д ГН а краевые гиганты еще в 1938 г. го-
норил Он и к. вс его работа осталась мало1ыпестмой.
Почти од коп рем рнпо к такому же выводу пришел
Джонсон (1954). |!С1!1)ль.ь1н.<вгти1н розульготы наблюде-
нии О Эггенв и свил обширные данные Разработка н
широкие ирименеппс Г. Джонсоном метода трехцпстшщ
фотометрии (п реял («кек кого ранее В. Беккером), позволя-
ющего получать однородные данные и учитывать ппгло-
щопио гнета, широкое применение фотоэлектрической
фотометрии позволило на порядок повысить точность
измерения блеск» к цвета и с уверенностью сопоставлять
данные для разных скоплений. Это сыграло огромную роль
при эмпирической проверке выводов теории для развитии
которой ок|бсяио много сделали М. Шварцшильд, свед-
ший в единую картину многочисленные модели внутрен-
него строения звезд, а также Ф. Хойл, предложшипип
метод расчет» эволюционирующих моделей звезд.

Большой вклад в решеппе проблемы обрпзонпкпя звезд
внесли советские астрономы. Работы В. Л. Амбарцумяна
сыграли важную стимулирующую роль в атом направле-
нии. Вслед за ним с 1949 г. Б. Е. Маркарян. II II. Холо-
пов, И. М Копылов и др. начали изучение звездных пс-
сошм1щш. Важные результаты были получены Г. А. Шин-
ном. исследовавшим связь диффузной материи с горячи-
ми звездами. Успехи теории долгое время были более
скромными, по, начиняя с шестидесятых годов советские
астрономы и в первую очередь С. Б Никсльяер получили
ишкпыс для теории образования звезд результаты. С. Б Пл-
кельнор указал физические механизмы, благодаря кото-
рым из межзвездного газе в результате действия рязлпч
пых неустойчивостей обрпауются звезды. В 1958 г.
В. А Амбарцумян отметил особое значение ядер галактик,
которое ирняиаяо ныио сторонниками самых различных
представлений об источниках энергии ядер и их роли я
аал ньщпг галактик.

Только теперь, имея попспорпмые доводы и пользу
того, что апездообраэпвакие не свершилось однажды вот
Явленную эпоху, а продолжается непрерывно. что мы во-
дим объекты ризного возраста. стало возможным распо-
ложить наблюдаемые объекты в возрастной ппследопл
тельногтп. Для каждого типа звезд мы получили падеж
ду найти их прародителей и потомков, точное гонора,
внезды. которые сейчас находятся ив той же стадии рал-
вигпя, на которой были или будут изучаемые нами, Hq
сути дела. только тенер» стало возможным срввнеппе тео-
ретических выводов С {лблюДеНИЯМЦ и уя<с это обстоя
тел нетто говорит о том, что разделяемая многими уверен

ность м том, что мы — первое поколение астрономия,зия-
ющих. как эволюционируют звезды.— имеет реальные ос*

НОВАПНЯ.

Впервые в истории астрономии сводная дпягрпммп
скоплений (см. рис. 33) указали порядок расположения
объектов по возрасту; его указывал самый общий вы под
теории — звезды исчезают с нерхиего конца ГП тем быст-
рей. чем больше их светимость. Абсолютные оценки воз-
раста менялись н будут еще меняться; но насколько не-
оспоримы наши представления об источниках энергии
явезд. настолько ж<- неоспоримо наше зилтпю их относи
тельных воярасток.

Джонсон и Сендидж (1955) дали следующую ннтор-
ПреТЛЦПЮ построенной ими ГИОДШИ! дизгримчы Г—р ДЛИ
рассеянных скоплений. 1) Обрыв ПТ скоплений при рал
ной светимiM'Tii можно объяснить либо а) том что более
яркие звезды. быстрее эволюционируюшно, ужо ушли с
ГП, б) тем. что их никогда и ио было. Если справедли-
во объяснение л), то эти различия объясняются разным
яолрястом скоплении. и исчезнувшие с ГЦ заезды долж-
ны быть либо и стадии красных гигантов (КГ), либо
белыми карликами. 2) Уклонение верхней части ГП скоп-
Ленин аправо объясняется большей скоростью знолюцш:
более ярких звезд. Наблюдаемая ГП—линия равною
возраста, секущая .мни кт ионные» треки 3) Пет КГ мно-
го более ярких, чем ярчайшие звезды ГН—для молодых
скоплений. У старых скоплений исчезает пробел Герц-
ш пру в га (.между ГН и КГ), а КГ становятся ярче. Это
иоде на зывнет характер эволюционных треков. А) Отсутст-
вие субппантов позднее К2 IV объясняется тем, что Та-
кне звезды были бы старше, чем самые старые звезды
Галактики.

Перечислим теперь неьтгорыо другие факты, объясня-
ющиеся современной теорией эволюции звезд или пред-
сказанные ею. Заметим, что способность теории объяс
нить пена вест ны е или по я с и о л ъ в о в а и п ы е
при ее построении факты не менее важна как критерий ег
истинности, чем ее сибсобпость дать нредскнзинщ! новых
янлеиотf
1) к’оличестпо белых карликов в ряде рассеянных
(•коплении было предсказано CeiLWUKew в 1953—1957 гг.
на псионе предположения о единой начальной функ-
ции светимости В целом согласие с теорией можно
считать удовлетворительным. хотя теперь вопрос нужда-
ется н пересмотре в связи с успехами релятивисте коп ыст-
рофизикп (надо учитывать возмплпюсть перехода более
массивных звезд в нейтронные и в «черные дыры»). Кро-
ме того, нужно еще доказать, что найденные белые кар
..яки концентрируются к скоплению.

2) Сал потер в 1953 г. предсказал, что ГЛ сконлеинП
должна обрываться внизу, так как менее массиниыс звез-
ды не успевают еще к ней прийти si находятся справа от
нее. В 1955 г. Хеняен и его сотрудники первыми начали
разработку теории гравитационного сжатия, и н 1957 г.
(лшдидж объяснил с позиций »той теории положение сла-
бейших звезд скиилешш NGC 2264 н NGC 6.530 над ГП.
лайденное Уокером в 1956—1957 гг. (и Парепаго в 1954 г.
Дли скоплении туманности Ортит).

3) Сеядпдж и 1953 г. в Копылов и Боярчук пз более
обширном материале в 1959 г. ил шли. что скорости врз
Щепин ранних звезд III и V классов светимости обряпю
пропорциональны их радиусам, что объясняется сохране-
нием углового момента при увеличении радиуса звезды
при их знолюции к верхпен границе ГП.

4) Характеристики ряда переменных ввозд (тши
Т Тельца, LV Кита, ^Большого Псп. цефеид, типа б Щита
и других) находятся в хорошем согласит с выноднмп тео-
рии. Они соответствуют определенным стадиям нормали*
ной ЭВОЛЮЦИИ звезд (см., например, обзор Ефремова.
197!)

5) Сходство прострипствеипо-шшсматических харак-
теристик звезд, изменяющихся очень медленно, является,
как 1НИСГСТИО, необходимым (хотя, конечно, не достаточ-
ным) ус.нишем наличия генетического родстна данных
типов апезд. Ойо было проверено и подтверждено Гоны
Ловим (I960) п другими для ряда авгэд. родственных со*
гчпено теории.

0) Отио< и гельпая численность звезд ГП и КГ п соот-
ветствующих интервалах светимости находится в согла
сии с нх относительными вромгппми жнзнп в этих ста-
диях, кяк было показано рядом алтиров в конце пятило-
13*
сятых н в шестидесятых годах (см также Робертсон,
1973).

7) Сопоставление пер и одой цефеид с возрастами со-
держащих их скоплении позволило обнаружить в tfHi'i г.
вависимость период— иозрагт для цефеид, с необходи-
мостью вытеки ннцую из гипотезы лх происхождения, как
и других сверхгигантов, из массивных звезд ГП я полу-
ченную теоретически а ИМИ г. Иолухчнгприческял зави-
симость хорошо согласуется с теоретический (Ефремов,
1964; I974; 1977).

8) Как обнаружил Apo (196S), гястимость ярчайших
вспыхпвающцх звезд а сконлсини тем выше, чем меиыиг
ииярагт скопления. С уменьшением возраста все болне
масспипы? звезды удлотгя застать из стадии гршчпшш-
ortnoro сжатия, с которой, invauлпмичу. связаны вспыпмш.

9) Ди сих пор пи найдено ни одного скопления, дна-
I раммя цвет — светимость которого противоречила бы
Tcnpi и. хотя число скоплений с надежной фотолмтрией
выросло с десятка а 1953 г. до 330 в 1975 г. «Ненор-
мальное* положение отдельных звезд ип днагрнмлееобъ-
ясняется чаще всего влииннем на пх эволюцию теслой
двойственности.

iO) 111 ларц (1971) нагнел, что нон тральный водород
присутствует только в молодых скоплен них, ярчайшие
звезды которых Нс позднее класса В1. несло дева л ось 41
скопление звезд 05 —1»9. Отношении массы звезд к
массе газа увеличив летел с переходом от 05 к HI. т. е.
с увеличением ьозрлетк скоплений. Доказано отсутствие
газа п пыли в шаровых скоплениях.

II) Некоторые типы инфракрасных звезд п источил
коя молекулярных линии, обнаруженных в конце шести-
десятых годов, являются объектами» промежуточными по
своим характеристикам (п частности, по плотности) меж-
ду звездами it диффузными туманностями. Это. повпдп-
миму, протпзнсзды пли протоскопленпя; наблюдаются и
признаки сжатия протолш здных туманностей (см., пл
пример. Кнапп (1974). Бок и Мак Карти (1974), Харви
и др. (1974). Певцпас (1975)).

12) Пульсары — нейтронные звезды, п в то же время
это остатки вспышек сверхновых. Превращение сверхно-
вых а (изд в нейтронные было предсказано в 30-х годах
Циники и Линдау ня основе тех же теоретических пред
ставлевнЙ. на которые зиждется современная теория
звездной энсмюшш Подтвердились выводы теории о аа-
клю'штелышх этапах эволюции звезд.

Пн конец, сюда же индо добавить всю совокупность
сведения о связи между прострпистЕн‘1ПЦх-кш1ематпческн-
мн характеристиками, положенном па диаграмма L — Р
(возрастом) и химическим составом звезд населений I и
II, которая укладывается а стройную картину энолюшш
газовой нротогалактико и последующей эволюции звезд.
Эта картина неразрывно связана с теорией звездной оио-
Л1оцик В рамках тех же представлений находится тео-
рия спиральных ветвей как волн плотности, r которых
идет 8ве8ЛОобр№О1Ш1Ш<ь получающая и последнее время
убеди тельные наблюдательные падтпарждеяим. Эти во-
просы детально рассмотрены в главе V 11 этой книги

Стройная эволюционная концепция, сумевшая об*ьис-
нить аропсхожлопкш звезд процессами, которые и е и збе ro-
ti о должны пяти в наблюдаемых в ныне газово-пы левых
облакех, охивтыпзет и объединнст всю совокупность све-
дшпш о звездах и алииснм остях между различными их
харнктгристиклмп. Опа нронизыиарт псе здапне западной
астрономии.— даже шкала расстояний строится с учетом
ВЫВОДОВ ЗГОЙ КОПЦС'ПЦЛН.

§ 2. Природа звездных ассонпапнй и проблема
звездообразования

Исходя на пред пол а где мой нестабильности звездных
псепцианнй. В А. Амбарцумян л его ученики считают,
что звезды образуются в результате фрагментации не на-
блюдаемых сверхплотных тел о результате физических
процессов, еще яр известных современной науке.

1‘н.| под о неустойчивости ассоциаций является еле дет-
иигм предположения об их низкой нлотностм. которая
получается, если считать, что в ассоциациях мало или
говеем пет ввезя малых мясе (пли газа п пыли!). Вопрос
о функции светимости звезд ассоциаций является таким
образом, решающим для понимали л космогонической ро-
ли них группировок.

В то же время ок является необычайно трудным Хо-
рошо uwcTitD. что п в случае япоэдиых скоплений очень
нелсыш выделить их члены средн звезд фола и трудности
эти растут с уменьшенном светимости. Большие расстоя-
ния, бблышш площадь irxt небе, большее и пераяномернос
поглощение делают эту задачу почти неразрешимой для
слабых звезд асепцннций.

Возражения Лмбнрлумяна (1952) против присутст-
вия в ассоциациях Ориона и Лебедя звезд налой массы
и его же неопублик<шнгигам, к сожалея ик». до сих пор
работа (см. Мирзоян, 1972), в которой найдено, что плат-
ность вещества в трех ассоцшщинх • меньше. чем в галак-
тическом ноле». не исчерпывают проблемы.

Наоборот, и настоящее время есть основания пола-
гать, что звезды малой свстнмогтп присутствуют н иссо*
циациях, как и и обычных скоплениях. Реддинг. Лоуренс
н Пратт (19Г>6), диализируя функцию светимости и флук*
туацип численности звезд фона, пришло к выводу, что
отсутствие К1.н«центрацнн слабых звезд в областях о вссо-
цшишй может быть лини» кажущимся. «Из трудности иб-
нлружеяня слабых звезд,—заключают эти авторы,—не
следует, что яссониянин не содержат большого пх коли-
чества». Ргдлшн и др., изучая вссоцизцшп Cygll —
— Су^ОВ2 показнлн, что ее можно считать просто очень
богатым молодым скоплением, яшыогом голубых »шар<н
ных» скоплений Магеллановых Облакап. Из-за удален-
ности п большого ши лощения свети в этим скоплении
было известно раньше лишь несколько десятков ИВ звезд,
о дсйствителынкти же там не менее 3 000 звезд До 20
(красной) величины. Размеры скопления #'Х2Н' (29 X
Х17лс), а большая ось его нориевдикулярня « плоскости
Галактики. Эллиптичность скоплении, таким образом,
вызвана пе растяжением его дифференциальным галак-
тическим вращением, скорое, опа связана с его нршцеиием
иокруг оси. скорость которого 2—4 нл/сся. Полученная
шотландскимн астрономами средняя плотность скопления
близка к критический, но они отмечают, что скопление
может содержать значите л ьпос» количество невидимых
слабых карликов и холодных нротоэнезд. Полная масса
скопления может достигать из которых 60^ при-

ходится на долю окружающих скопление газа в пыли.

Представим теперь, имеете г Рслдишем п его коллега-
ми. что Суд ОВ2 впятеро ближе к нам и втрое бедное
зяездами. Диаметр ассоциации был бы тогда около 11°.
а звезды класс F и билсо нивдиие были бы потеряны д
флуктуациях числгчпшсти звезд фона. Мы имели бы тп-
шгчную Оассшдницию и никто не смог бы сказать. есть
о Мей слабые звезды или нет. Реддпш и др. (1966) отме-
чают, что структура и cw тип лссыщмшй лучше различи
мы у более, далеких из них.

Убедительные данные о присутствии о ассоцмнпилх
большого кплпчествн слабых звезд лают исследования
I! II. Холопова, уствповившего сушествопаппв вокруг
скоплиний обширных корон, радиусы которых в 3—И) р;1.|
(Пропорционально богатству скоплгиии) превышают ра-
диусы НШ1 ОС роДСТВе НН О пилимых НЯ фс>ТО1 рпфнЯХ их ядер.
Уже давно Холопов (1968) пришел к выпалу, что в ря-
де случае» яркие звезды О и В вокруг скоплений, со-
держащих звезды тех Же классов, с п дует рассматри-
вать как ярчайшие звезды корой этих скоплений. Вполне
естественно,— и это доказано подсчетами [1 И. Холоио
пи,—что я королях нршугстяуют и слабые .шепды, при-
чем иногда даже в полыней пропорции, чем в ядро скоп-
ления. Но это значит, что «в ряде случаен О ассоциации,
мепременными признаками которых является наличии
О-скоилешш в качество ядра, являются по системами с
положи тельной анергией. и обыкподоинымм, динамически
устойчивыми молодыми звездными скопления мн* (Холо-
пов. 1968). if системам такого рода Ходовой относит
NGC 6231 и |ц £ Персея, как риз те два примера П-ассо-
цшщпй, которые указал Амбарцумян (1949), «водя ато
ПОНЯТНО.

Очень важным, коти п косвенным аргументом и цоль-
пу тою, что функция снетимогтя ассоцишиш имеет нор-
лшлмгуго форму, являются результаты Люкке (1974),
проведшего фотометрию ассоцнацпй Вол много Мпгспн-
гижи Облака. Сводили функция светимости 16 ассоциации
совпадает с нормальной начальной функцией светимости
вплоть до придела пластинок.

Таким образом. О-ассоцшщпп — либо молодые скоп-
ления и их корокалыше области, либо большие молодые,
очень рассеянные скопления, у которых мы можем
выло лить из фона лишь ппиболее яркие звезды.
Группа Сух()112 пазняна ассоциацией, потому что до ри-
боты Геддиши И др. (1966) в ной были неизвестны звез-
ды билес поздние, чем В. Скопление NGC 1893 не счптп-
VTCJI ЯССЛЦНЛППГЙ. ОЧРЯНЧНП. поточу, что в Нем Ш1ДИЫ Ц
слабые звезда хотя диаметр его около 35 нс; это скопле-
ние вдвое Ui.ii.uie. чем CygUB2 и угловой диаметр его
соответственно лишь 0\ 5. Однако Хоаг it др. (196!) от-
мечают, что на расстоянии ассоциации Ориона это скоп-
ление имр:к1 бы диаметр и 5° и было бы сравнимое этой ас-
социацией. Как и ассоцпицпн Ориона, скопление XGC 1893
обильно звездами О и В. содержит эмиссионную туман-
ность л дожа кратную виезду, подобную Трапеции Орио-
на. Слабый звезды этого скоплении были бы потеряны
среди ввезд фопя, будь оно близко: мы не заметили бы
повышения пх видимой плотности в области скондеипн.

Таким образом, ость веские основании полагать, что
функции светимости ассоциаций iw отличается от обыч-
ной, чего само по себе может быть достаточно для <»бес~
иечеппл их дкплмичгскон стабильности. Xi рашо известно,
однако, что с ап оциациями почти всегда связаны газово-
пылевые туманности. Как давил отметил Воронцов-Вел ь-
ям1П1ов (19.52), концентрация вокруг сгущений горячих
гигантов газовых туманностей с массами » десятки тысяч
солнечных масс, «делает эти сгущения свсрхустопчины-
мп. HvAiuHiniMO от степени концентрации в них звезд
более поздних классов». Данные радиоастроном я и пока-
зывают. брлно того, что светлые туманности вокруг скоп
пений с О я В знез.тлмн являются, как правило, лишь
частями громадных обликов нейтрального водорода (и
молекул СО, II* и др), ноапаовинпыми излучением горя-
чих звезд*). Их плотность иногда повышается к цент-
ру. в некоторых случаях наблюдается их вращение. Пре-
аышеине некоторого порогового яничепля плотности (при
заданной температуре) является, как известно. необхо-
димым умокнем для ийчала звездообразования (см. гла-
ву VI), почему в плотных областях этих облаков и
наблюдаются скоплении, к которых иродолжаотся про-
цесс эвездообряюянния.

Следовательно. для выводя о нестабильности ассоциа-
ций пыле пет псповапий. Наблюдательные данные по это-
му копрогу в большинстве случаев милоиплгжиы; иногда
есть ирмзилкн расширения, иногда сжатия (Келлер. 1970).

•) Так. облако П I с массой около ТО’ ОТ окружает область Н II
г АГЛСС4Я1 МНЯ нолбуисдаемую горячими эяездими очень молодо-
го скшмения NGC GUI I (Тоамасян, Нерсесян, 1073).
С точки зрения теории звезд ной эволюции устойчи-
вость ассоциаций, впрочем. не обязательна.

Тик. Му шоки ас к др. (1974) описали процесс образо-
вания газокых комплексон размерами и нг« Юмико сотен
парсек. порождающих гравнтицирнио ио связанные гнезд-
ные групп и ронки /цш при каждении ударной волны через
межзвездную среду. Скоплений может стать неустойчи-
вым и в процессе эволюции под действием впутреиних
сил — в коночном счете ла счет термолдерпон энергии,
вырабатываемой в недрах звезд. Потеря значительной
массы газа под действием излучения сверхновой или
О* звезд (чем, коз.можно, вызвано отсутствие гвап в скоп
Ленин h. х Персеи) мажет вызвать динамическую неста-
бильность ассоциации (См также главу V).

Звезд и ьщ ассоциация ин являются звездными систе-
мам п нового типа, как зто и утигрждал Б. А. Воронцов
Вельямпнок (1932) четверть века назад. Это Не распада-
ющиеся группировки горячих звезд, и разновидность рассе-
янных скоплений, молодые звездные скоплении больших
размеров, бел видимых признаков концентрации к центру.
Наибольшие из них часто вплывают ужо звездными иб
лаками Ходж и Л юкке (1970) шпили. что звездные лс-
социппкп в Большом Магеллановом Облаке (ВМО) имеют
диаметры от 1л дн 15U цс. в образовании больших раз-
меров они считают звездными обликами. Эти авторы но
ь ключ иди в свои каталог ассоциаций БМО объекты с за-
метной коидепсацием к центру, независимо от их разме-
рен, пос кольну они «уже каталог изированы как скопле-
ния». С другой стироны, в каталог гнездных скол к инн
DMO Шейли я Лпилсей (1963) включили объекты с дна
метром (при m0—J/ = 18.8) ди 130 не (7\ 8): многие
ла них входят а каталог звездных негоциаций ИМО
Л юкке и Ходжа (1970). Невидимому, яапбгккс целесо-
образно из терминологических соображений сохранять
налваипе «ассоциация» лишь за теми большими скоплени-
ями, которые не показывают видимой концентрации к
центру. С этой точки зрения li. х Персея п NGC 6231 —
парные образования, получившие названия О негоциа-
ций.— лучше так не называть Размеры являются плохим
критерием различия между скоплением ц ассоциацией —
16 ассоциаций в БМО меньше, чем 15 uiapouux скоиле-
Hiisi. Среди скоплений без резкой концентрации к центру
существуют образования всевозможных диаметров, от
носксмькях япрсек до 150—2LMJ «с. Есть ли четкая гра
пина по диаметру между нссошищиями и звездными
облаками, скивэть трудно. С увеличением размеров звелд-
i’oh труппы растет ее структурная неоднородность в дис-
персия возрастов. нова мы не приходим просто к куску
сциралыищ ветви пли звездному облаку, как Местная
система в Галактике, звезды которой оде* сохранили
следы общности происхождения. Звездное облако, в кото*
ром активел продолжается процесс звездообразовании.
Амбарцумян л Бааде называют евгр\ассоцшш«ей [на-
пример. область вокруг 30 Dor (рис. 61)]; издали она
обычно выглядит как гигантская область 11 И).

Вероятно, звездообразование происходит в звездных
группах самого разного р. вмерл л степени концентрации
к центру. Бааде (1963) отмечал, что фцрмпрпвание звезд
идет а образом» minx двух масштабов — скоплениях я ас-
спциацпях с диаметром в 10—10<1 пс и а областях с раз-
мерами в 500 600 пс. которые по мере старении звезда
mix слшпоотся с фоном. В последние годы накан.•пишет-
ся все больше данных о том. что характерным рпэмгр
«ячеек звездообразования* действительно составляет не-
сколько сотен парсек и активное .твездопбразоваяне в них
длится не более нескольких дес пт ков мп iтиолов лет (Еф-
ремов. 1975). Одной ла таких «ячеек» с затухающим
звездообразованием, заканчивающимся иыне в областях
темных туманностей, является Местная система.

Рассмотрение пространственной локализации, лучевых
скоростей я периодов пефепд Галиктики позволяет выде-
лить иколо сорока комплексов с размерами в сотня пар-
сек, очевидно, аналогичных по природе Местной системе
Цефеиды являются и иди ни торами существования а соот-
ветствующих областях пространства звездных облаков, обо-
собленных пространственно н кинематически и являющих ей
реликтами породивших их газоно-пылевых комплексон.
Появляется надежда. изучая црастрангтвен ио- кине-
матические характеристики объектов высокой снетнмо-
еги (т е. молодых), воссоздать локализацию и простраи-
стланные скорости газово-пылевых комплексов (Ефре-
мов, 1977).

Небольшие аесотпщпп н рассеянные скопления вооб-
ще могут представлять собой более плотные участки ячеек
Рш (И, а. Область 30 Dur (XGC 2070) и Большом Магелллниьом
Облака .

Рис 01. U. Gxeairt области .30 Dor (Xi ;Г 2070 Л ЦХ)) ц ВМО Уха-
• шм .1ВНЭД11ЫП ясснцялшш А НА А 80, Л !А Д $Ю ци \»»д ку и Л юа-
не (1-70) и гюмора uu NGC соатнетстпуьпцчх ни CHQUncwnn,
Рис. 61. 9 Область GMQ. нгпосредстпйипо прнныкяюшпя
к области 30 Dur.

’ Ю1И

Рис 61, 9. Схсмл «Лтястп, пзлбряя;епйсй ня рис 61, я. Согласно Люк-
W U ХОДЯ?}' (№70) Л ОЙ И Л |(И> —;iwc ЛМЫО (ШЫКН, №1И>ЧП1ШЦ||0
Uvctio.ibKu ассоциаций.
звездопбрлзоваимя, о которых процесс формирования
звезд nine продолжается. Ячейки, целиком охваченные
ныне интенсивным звездообразованием. воспринимаются
как сверхлссоцнщши. Сходство характеристик комплекса
30 Золоток Рыбы и активных ядер галактик взводит на
мысль, что явления, наблюдаемые и последних, могут

Par 61 Диаграммы цвет — вгличнап, получгяиме Люнке (1971)
для иомлзликых пд рис fi! ассощпщнй. Крыиактими цгсоцлтшп
(Л104) миг \'т бтдть старит больших mpirjonainiii (AUG ЛИЗ 4-

-г АН 4- Л‘!7 4- ЛЭД)<

быть г вязаны с протекшим нм в них буррым явоздооб-
разовантм и присутствием билмимп» числа голубых и
красных сверхгигантов, ппфрзкршшых звезд» ныли, пуль-
саров и остатков сверхновых, и частыми вспышками
свсрхповых (Ефремов, 1975; Харяпт и Пачинн, 1975).

Моссы н размеры снерхассоцпаций и молодых торо-
вых скоплений ИМ О (вместо с коронами) близки друг к
друп (порядка 104 масс Солнца), но эти скопления ди-
намически подобны старым шаровым скоплениям Галак-
тики. хотя их возраст меньше времени релаксации (Фри-
мен, 1974а). Структура молодых звездных группировок,
пчевнлио, отряжает структуру исходного газового облака
во время обособления протозвезд. Напрашивается
прндяоложеппе. что ассоциации образуются из гадовых
облнкоп. плотность которых быстрое повысилась до поро-
говой. чем успела увеличиться к центру. Причиной итого
может быть волна плотности. постулируемая вол поной
теорией спиральной структуры, загорание поблизости
О-звозл пли вспышка сверхновой. Это предположение. но*
видимому, объясняет, почему молодые хниргжые скопле-
ния практически отсутствуют а нашей Галактике «нМ 31.
Ударная во ни, свя.пишая со cniipii.TMioii структурой, спь
мул» руст знеадообряашнилц в газовом комплекс^ прежде,
чем плотность его адметни повысится к центру.

Гис. вЗ Диаграмма цвет иелпччеп д.щ красгмх (слона) и цент-
ртдьлых частей скопления XGC 2PKI и ЬМО (Исчлерлупд, ИНН).

Ассоциации могут быть старше конденсирующихся к
центру скоплений. Так. диаметр ядра NGG 2100 состав-
ляет около 40 пс, а возраст его, суля по дннераммр пнет —
величина, заметно меньше, чем у ассоциаций Л 8zi. 10j.
112, 115 и др., диаметр которых S0—150 не (ряс. 02. 63):
предельно молодое скопление NGC 2070 в Центре Таран-
тула показывает концентрацию к центру.

§ 3- Дна напраидеиии в когмогшши

За четверть вика. прошедшне с се возпикиовспня. (мо-
ра канская концепция знелдообразоиапия ин получила ни
кифотического развития, ни наблюдательных подтверж
доний, ни новых аргументов против lUutcnriecKOii концеп-
ции. В ней шт необходимости, яаучиыо аргументы в се
пользу не публику титец ц споры на ату п чу идут теперь
л ре имущественно в паучло-популярннм н философском
плайе.

Иная ситуация но внегалактической астрономии. Про
нс хождение галактик и природа кинза рок. возлшжпость
сущестионлнян некоем^логический добавки к красному
смещению. налично скрытой массы в скоплениях галнк
тик пли альтернативная возможность нн таби (ьиости
скоплений — это проблемы являются ареной ожестп*
чинных споров. Нысказываются самые рятнообразвыс
точки зрения, которые можно, однако, свести к двум
направлениям; ввиду неразрывной сняли проблемы
происхождения галактик с космологической проблемой ото
также н направления в сонроменной космологии. Одно на
них связано с именами Зцнштейна. Фридмана, Леметрм.
Хаббла. Бладе, Ссндмдлса. Зельдовича и др Оншмш|<ы i
гающке идеи второго направления были высказаны
Джинсом. Дираком, Хойлом. Бонди я Гол лом. Амбарцу
мииом. Арпом, Бербиджпм и др. Сторонники этой» «ере
тпчккого* направления часто исходят из разных предпосы-
лок и но всегда ссылаются друг на друга, ио всех их объе-
диняет уверенность в том, чти наблюдательные данные вне
галактической пстронодшн т ребуют для своего объяснения
«ноной физики»), обобщения и уточнения существующих
физических з» конов. тогда как «классики* полагают это
возможным или необходимым лишь для начальных мо-
ментов расширения Весниной. при плотности много боль-
шей ядерлой *).

Джинсу, который является п общем «классиком*.я не
«романтиком*, принадлежит выеказынаине. широко ци-
тируемое ныне и явлнюнричя квинтэссенцией «роман-
тической» концепции. Он писал я 1Д28 г., что /ня объ-
яснения спиральной структуры галактик, возможно, по-
требуется признать, что ядра галактик являются «точка-
ми гннгуляршм тщ в которых я нашу Вселенную влива-
ется вещество из каких-то других, совершенно чуждых
нам пространственных измерений». Здесь иредвоехшщ ны
выноды об особой космогонической роли ядер галактик и

♦) Эти направлен и я. ьолможно. лучше всего было бы нилынятв
«оптимистическое» и «и^гпмистичсскога, лостюлъку рлзло^ягт ич
прежде всего разная точка зрения на то. как далеко П|юходит грл
П1ПМ, разделяющая познанное от иоцолнаниого.
об образовании вещества» u мнение некоторых физиков п
фидософов о необходимости принципиально новой топо-
логии. Концепция стаипопарной Вселенной, выдвинутая
в 1948 г. Г Войди, Т. Гиллом и Ф. Хойлом, также требу-
ет ж прерывного рождения нещегтнэ для сохранения
средней плотности расширяю «дейся Вселенной. Согласно
позднейшему варианту этой копципнип вещество рожда-
ется я ядрах гиллктмк и кназяроо (см Хойл н Нарликзр.
197!). ПредстанЛения такого рола развивают также И. Ди-
рак я И. Иордан (см. Днрак, 1974); В. А Амбарцумян
полагает, что теория Ппрдана описывает скорее рождение
галактик, а не звезд. В. А. Амбарцумян в 1954—1958 гг.
обратил вниманий на возможную нестабильность скоп
лгннй галактик н активность их ядер, л предположил, чти
в ядрах находятся запасы дизвездного вещества к галак-
тики рождаются па ядер X. Арп в горни работ, начав-
шихся в 1966 г., приводит доводы в пользу того, что ком-
пактные спутники галактик выброшены из их ядер н
имеют красное смещение, добавочное к вызванному рас
ширенном Вселенной; ан считает это особенностью. при-
сущей подавно образовавшейся материи объяснение ко-
торой он предлагав? искать на путях теории Хойла и Пар-
ликарп Арп. а также ГнрГшджн и Хойл, считают, что и
красное смещенш* квазаров имеет в основном некогмоло*
ПГГеГКуЮ Природу.

Во многих вопросах представители второго ипправле-
ина расходятся друг с другом (так. Амбарцумян ire ве
рпт в некое мол отческое красное смещение. а для Хойли.
Арпа н др. происхождение в эволюция звезд — давно ре-
шенная проблема), но ясе «пн считают, что звездное на-
селение галактик и даже их спутники образуются в ре-
зультате деятельности ядра на uuupoineiinoro нм вещест-
ва. что этот таинственный процесс продолжается у нас
на глазах; неизбежное при этом нарушение законов фи-
зики (сохранения числа барионов 11 момента вращг
нал) не смущает сторонников этого ннмрнплинпя. хотя
некоторые на них предлагают новую физическую теорию,
а другие считают это преждевременным.

Философские возражении против «романтической >
концепции неубедительны. Проблему еднионрсиенноги
рождения вещества Вселенной вряд ли легче решить с
фшосифскоп точки Зрения, нежели проблему ненрерыв
ною его образования из некоего энергетического ноля.
Стапнонарния Вселенная Хойла и др. везде и всегда тож-
дественная самой себе, имеет явную привлекательность, не
меньшую, чем омпание всех трудностей в одни угол при
Г-н 0.

На стороне класс пческой коищшцип. однако, прежде
всего презумпция применимости известных законов физи-
ки. Л нить если удастся доказать, что объекты с сущест-
венно различающммш л красными смещениями находится
близко друг к Другу в пространство, что масса галактик и
межгалактического вещества н скоплениях галактик нс-
достаточна для их устойчивости, что источники энергии
квазаров и ядер галактик необъяснимы современными
физическими теориям и. то тогда, и только тогда, новая
революция и ш тропом ни. Которая будет на этот риз и ре-
Н1лиициси в «ризине, станет неизбежной.

Тенденции развития нмегалактической астрономии в
последние годы, однако, не даст на это больших надежд.
Масса гигантских эллиптических галактик. по-впдпмому,
вл порядок больше, чем принималось раньше; часто вцрн-
яльноги парадокса может быть отпечена также за счет
ошибок в определения лучевых скоростей, членства в
скоплениях и их размеров. Накапливается все больше
данных в пользу старого предположен и я. что квазар —
некое явление в ядре галактики, на фоне излучения ко-
торого почти неразличимо ее звездное население (Филд,
Шкловский. Курочкин, Сгвдплж, Кристиан, Бакал и др.),
|[г лсключепп, что это явление, как и вообще активность
ядре, объясняется сп кающим к центру газом, выброшен-
ным звездами населения II в процессе эволюции; возмож-
но также, что актпшше ядра галактик — это те, в кото-
рых о данный момент весьма нйтгкснвпо идет процесс
4вгздопбрмаовяния. соиронождаемый взрывами сверхновых

Наиболее серьезном представляется сейчас возмож-
ность существования пекосмологнческой добавки к крас-
ному смешению. Однако соображения, основанные mi пио-
стериириой малой вероятности случайности близкого со-
седства на небо объектов с разными : малоубедительны;
истоды определения расстояний далеких объектов без
летшльзоиання красного смещения не дают однозначных
результатов, но по меньшей мере ио подтверждают вывод
о сущсстопвинин некое милое it чеч* кого красного смещения.
Таким образом. преждевременно говорить, что в со-
временной лстропомпи происходит революция. Резол ищи
опныс изменения произошла и цоследино десять-двадцигь
лет и технике наблюдений. в объеме л качество информа-
ции. нп не и нишей карпше моря. но в интерпретации
наблюдаемых явлений. Действительно, «романтическая*
ко»цршип1 может явиться зародышем нового видения
мира, повой системы вкспом. взглядов л идей, новой tew-
радпгмы», которой, однако, не является сегодня Нгизбеж
кий. Реиолюциолная ситуация далеко не всегда приводит
к революция я ил каждую верпую гипотезу прихо штси
несколько не подтвердившихся развптном науки.

В астрономии XX и революция уже произошла.
В 1918—1929 тт наше Солнце было сдвинуто из центра
еднметаеякой всгохяатывшошсй системы Млечного Пути
па край одного из бесчисленных звездных островов и оке-
ане Вселенной и urn Вселенная оказались иостаююинр
ной. расширяющейся. Это ли ие подлинная революция в
нашей картина миря, ято ди не переворот в предстлпло-
ияих a Uifiriv^ месте во Вселенной! Втирай этан реголю-
цми r астрономии XX в. (или жтая революции?) свер-
шился в конце тридцатых — пятидесятых годят, кию с
единой точки зрении была пЛъясиема яги совику и вост ь
наших зпаппн о дшре увезя и cooTHiuiioHtuix между их
характеристикам к. когда эволюционная концепция про-
питала насквозь все адашю лига.той астрономии и физи-
ки знезд. Если ионон глобальная тскпшнкн при.шаетгя
революцией н геол о гни. то с ш меньшим основа ином за
служишют назялния революции а астрономли создяниг
телинит звезд— их источи икон энергии, строения и аво-
люцип.

Возможно, что в исторнярскпй псрспеятяве дылца
тые — пяти десятые годы XX я. будут рассматриваться
как годы второй, после Коперника, астрономической ро
волюцин. в начале которой люди наиоигц иоиялн. как
устроена Всолсипан. а к концу — как устроены и как мо-
люшюнируют обт.окты. содержащие ббльзпую часть ее
массы — звезды Понадобится ;ш новая революция в фи-
алке я астрономии для понимании происхождения галак-
тик и эволюции Вселенной, станет ясно в бдижиягоке
десятилетия.
ЛИТЕРАТУРА

Ларсет, X it л л с, 1972 — Annftlh S.J Hille I G., Astron.
Astro ph 21. 255.

Адамс, ft к д m a it. f₽75 — Admits T. F., Utedman D. \V..

ApJ m. iu

Алле ii. П о s о д л. Уорли, 1974 — А Ней L’.. PovwJs Л.,
Hurley Gl< H . ftvVMte Mexfcfliui Astron A^lnd 1. .V 2.

Аллеи. Пеистоп. 1975 — Allen D. Ам Pension Sf V .
MN KAS 172. 245.

Л мЬ иу ими П.
ка», I'peusti.

Л м б л р к, у м я я Л

\ Ы б й р II ,V м II и В

А м б « р ц у м я ц В.

кдемиржий', М.

Л . 1947 — <Dn<iлишня зпспд и дсгрофн ш

А.. 19W — Аггри» ж. 26. 3.

Л., 1<»50 — Иди, ЛИ. сер. фиа 15.15

А., Щ52—и пи «Труды 2 го содощация лх>

Л
Л
Л

и б а р п у м я и
м б а р ц у м и н
М б л ри ) ля»

В.

ной». Ijvirrtu
Амбарцумн n

pAKJHUH ChfjfiUl

К.

•>

1954 *- Бтрдепнси. сиобщ. 15.

(95$ — 0Ьм»ггм1огу 73 72.

НИШ — «Проблемы ДЮТЯЮЦЦЦ ВССЛСП’

Л1 а р и j р я и Б
у с г й н п п О.

м о у л л I.

АН Адгрб СС.Р, серим rjf’j М Л? Я. 7l)

Е., 19VJ - Бкн

1М8 - 1!.7й.

и п г и ц I* л ле р. 1971 — АрропшНгг I , AftUuti. Artrouftys.
12. 3tX

V р к г г г. |$Мг7 — ArneltW. L)., Liu. j Phys. 65. 1621.

6 рнетг I’.hUi AnicU W. D.. AMrophya. Space $ct. 5. fflfl.
A p u ti. H e и г м n m. 1973 Arnj T.. Поделит P . A J 78 3<Ю.
A P 19HH Hun> G.. in «Nrhiftae and hilershdlnr Matter».

\ роис и др 1975 — Aroiih J., Kufcnid K. M.t Oltdfcer J. P..

ApJ (9K. U«7.

Л p т tn ,x и и u II M.T 1970 — tr-rjwili. 47. 667.

A p т ю x u и я И M . X о л и ii u н IL П.. 1963 — Астрал, ж.
40 Ш/L

Ьмде, IWXI — Halide U . «Evhlution of Slant and
Galnxii*» (Русский нерешш: «Околктцил лгедл и галактика,
ГЖ).

Г* м й л е л м а и. 1П43 — Bldrhiin.il \V . A nJ 98. 61.

Б а р о л р д. (927 — ILrrwrd К Б . «Л PlinLqfnM'liic Alins of die
Milky Way», t’ftri H

Биек" M. M., It м hi i- n ti n к ft. < .. 1971 — нренршт НИМ
•Л ^7.