тесные двойные звёзды

ТЕСНЫЕ ДВОЙНЫЕ ЗВЁЗДЫ - двойные звёзды, в хо де эволюции к-рых происходит обмен веществом между компонентами. Концепция T. д. з. восходит к работам Дж. Койпера (G. Kuiper) и О. Струве (О. Struve), обративших внимание на роль газовых струй между компонентами в формировании наблюдаемых спектров двойных звёзд (1940-е гг.). Дальнейшее развитие она получила в сер. 1950-х гг., когда стало ясно, что потеря вещества одним из компонентов и аккреция его другим могут существенно влиять на ход их эволюции и приводить к разнообразным наблюдательным проявлениям. Существенным стимулом к изучению T. д. з. послужило открытие в 1960-х гг. мощных источников рентг. излучения (см. Рентгеновская астрономия).

Обмен веществом возможен в двойных звёздных системах, в к-рых первонач. расстояние между компонентами не превышает 2000-3000 (-радиус Солнца). Ок. 40% всех двойных звёзд являются T. д. з. К T. д. з. относятся переменные звёзды типа W UMa, типа Алголя, катаклизмич. переменные, мощные источники рентг. излучения, по крайней мере, часть Вольфа - Райе звёзд и голубых субкарликов, а также др. объекты. Сверхновые звёзды типа I a, нек-рые др. сверхновые типа I, часть быстро вращающихся звёзд и радиопульсаров, по-видимому, являются продуктами эволюции T. д. з.

Образование T. д. з. Наблюдательное исследование процесса образования T. д. з. (так же, как и остальных звёзд) затруднено поглощением оптич. излучения пылью в областях звездообразования. Численное же моделирование этого процесса, к-рое требует трёхмерных газоди-намич. расчётов с учётом вращения и магн. поля, ограничено возможностями современных ЭВМ. Упрощённые расчёты, в согласии с аналитич. оценками, показывают, что T. д. з. образуются при коллапсе и фрагментации газопылевых облаков с уд. моментом импульса l~(10¹⁹-10²⁰)^.(М₀/)^2/3см^2.с^-1 (M₀-масса облака, - масса Солнца). При больших значениях l, вероятно, образуются кратные звёздные системы, а при меньших - одиночные звёзды.

Изолированные T. д. з. могут возникать при распаде динамически неустойчивых тройных систем, состоящих из T. д. з. и одиночной звезды. Образование T. д. з. возможно также в ходе эволюции молодых рассеянных звёздных скоплений, при обменных взаимодействиях двойных звёзд с одиночными, неупругих столкновениях одиночных звёзд (когда часть энергии орбитального движения диссипирует в пульсациях). Последние два процесса являются эфф. каналом образования в шаровых скоплениях и ядрах галактик очень тесных систем, в к-рых спутником непроэво-люционировавшей маломассивной (масса =<l ) звезды оказывается далеко проэволюционировавший объект (нейтронная звезда, чёрная дыра или белый карлик). Предшественником такого объекта должна быть давно окончившая эволюцию, существенно более массивная звезда (см. Эволюция звёзд ).Формирование подобных систем в ходе обычного эволюц. процесса маловероятно, т.к. в плотных звёздных агрегатах тесные двойные системы из обычных звёзд распадаются под воздействием столкновений и приливных сил.

Эволюция T. д. з. Особенностью эволюции T. д. з. является возможность перетекания вещества компонента (донора) практически без затрат энергии в полость Роша (ПР) спутника (аккретора) через окрестности первой точки Лаг-ранжа L₁, вблизи к-рой градиент давления не уравновешен силой тяготения. При достижении фотосферой донора своей ПР его вещество начинает стекать вдоль поверхностей равного давления от полюсов к экватору и достигает скорости звука вблизи L₁, где образует струю с характерным поперечным размером ea (e - отношение изотер-мич. скорости звука к орбитальной скорости звезды, а - расстояние между компонентами). Струя может приблизиться к аккретору на расстояние r_мин0,05q^0,37a, где q - отношение масс донора M_d и аккретора M_a. Если радиус аккретора r_а превышает r_мин, струя непосредственно со ударяется со звездой. При r_а<r_мин образуется кольцо со ср. внеш. радиусом (1,6-1,7) r_мин. Наличие вязкости (природа к-рой пока не вполне ясна) приводит к тому, что кольцо расплывается в диск. В месте соударения струи с диском образуется т.н. горячее пятно, излучение к-рого зачастую доминирует в наблюдаемом спектре системы. Радиус внеш. края диска r_макс определяется способностью приливных сил переносить момент импульса наружу и передавать его орбитальному движению. Величина r_макс близка к ¹/₂ радиуса ПР аккретора. Внутр. край диска соприкасается с поверхностью аккретора.

Практически все расчёты эволюции T. д. з. выполнены в предположении о круговых орбитах компонентов и синхронности осевого и орбитального вращений. Показано, что отказ от этих предположений не влияет существенно на результаты расчётов. Др. важное предположение - сфе-рич. симметрия звезды. В этом случае скорость потери массы донором определяется радиусом звезды r_d и т. н. радиусом ПР r_сr-радиусом сферы с объёмом, равным объёму ПР при данных а и q. Величина r_сr может быть аппроксимирована след. выражением (П. Эглтон, P. Eggle-ton, 1983):

Скорость потери вещества М^._d определяется на основе интегрирования потока массы в слоях, лежащих выше поверхности ПР, вблизи L₁ по сечению потока. В поли-тропном приближении для атмосферы звезды

где n - показатель политропы. Потеря звездой небольшого кол-ва вещества при заполнении ПР приводит к нарушению гидростатич. и теплового равновесия оболочки. Гид-ростатич. равновесие адиабатически восстанавливается за характерное гидродинамич. время t_g = (r³_d /GM_d )^1/2, радиус звезды при этом несколько уменьшается. После восстановления теплового равновесия радиус звезды должен быть близок к её радиусу до потери вещества. Но если величина r_сr уменьшилась в результате потери вещества, то звезда до полного восстановления теплового равновесия будет продолжать терять массу в течение характерного кельвинов-ского (теплового) времени

(L и -светимости звезды и Солнца). Если радиусы термически равновесных звёзд и r_сr уравниваются, дальнейшая потеря вещества возможна вследствие эволюц. расширения звезды. При этом M^._d определяется характерным временем выгорания ядерного топлива. Продолжение потери вещества возможно и тогда, когда r_сr уменьшается из-за потери системой момента импульса. При наличии адиабатич. конвективной оболочки (см. Коивективная зона)звезда не в состоянии высветить энергию, к-рая должна выделиться при уменьшении r_d до r_сr, радиус звезды практически не уменьшается с уменьшением массы, и потеря вещества происходит за время, близкое к гидродинамическому. Если донор обладает глубокой конвективной оболочкой, устойчивый обмен веществом возможен лишь при q0,6.

Специфич. характер может иметь обмен веществом в T. д. з., состоящих из белых карликов. Поскольку у объектов из вырожденного вещества радиус увеличивается с уменьшением массы, первым заполняет ПР менее массивный компонент системы. С потерей массы радиус карлика может только увеличиваться. Если при этом r_сr уменьшается или растёт медленнее, чем радиус карлика, последний может разрушиться за время, сравнимое с гидродинамическим (неск. минут). При этом должна выделиться энергия ~10⁵⁰ эрг, сравнимая с энергией взрыва сверхновой. Поскольку скорость аккреции ограничена, а вещество донора обладает моментом импульса, оно может образовать "тяжёлый" диск или гало (масса к-рых сравнима с M_a) вокруг аккретора.

Исход эволюции донора зависит в осн. от его массы и от радиуса в момент заполнения ПР. На рис. 1 и 2, построенных по результатам численных расчётов разл. авторов, указаны природа продуктов эволюции T. д. з. и их масса в зависимости от исходной массы и а. Отметим, что ниж. граница масс предшественников чёрных дыр оценивается весьма неуверенно ( ). Подобным же образом положение предшественников белых карликов, состоящих из смеси О, Ne и Mg, и их массы определяются ориентировочно, т. к. их существование предсказывается, но непосредственно в расчётах эволюции от стадии гл. последовательности (см. Герцшпрунга - Ресселла диаграмма)они пока не получены.

Рис. 1. Продукты эволюции компонентов тесных двойных звёзд в зависимости от исходной массы донора M_d и расстояния между компонентами а в момент заполнения полости Роша. Заштрихована область, возможно занимаемая предшественниками кислородно-неоново-магниевых белых карликов.

В эволюции T. д. з. важную роль играет поведение аккре-тора. Расчёты показывают, что если характерное время аккреции меньше характерного теплового времени оболочки аккретора, энергия, выделяющаяся при аккреции, не успевает высвечиваться, тепловое равновесие оболочки нарушается, светимость и радиус звезды значительно возрастают, аккретор может заполнить свою ПР и прийти в контакт с донором. Заполнение аккретором ПР возможно также в случае, когда скорость аккреции превосходит величину, соответствующую критической светимости. Этот фактор играет особенно важную роль в эволюции T. д. з., в к-рых аккреторами являются белые карлики, нейтронные звёзды или чёрные дыры. В итоге у системы может возникнуть общая оболочка. Исследование систем с общими оболочками находится в зачаточном состоянии из-за сложности процессов, к-рые при этом приходится учитывать. Для упрощённой оценки последствий эволюции T. д. з. в общих оболочках можно предположить, что за счёт динамич. трения двойного ядра об оболочку происходит рассеяние последней, а необходимая для этого энергия черпается из энергии орбитального движения. Это предположение позволяет оценить изменение расстояния между компонентами на стадии общей оболочки. Возникновение общей оболочки возможно также в случае, когда из-за очень большого момента инерции одного из компонентов орбита спутника становится неустойчивой и он входит в атмосферу звезды-гиганта или сверхгиганта. Неизбежность образования общих оболочек и сближения в них компонентов наглядно демонстрирует существование ка-таклизмич. переменных звёзд, в к-рых расстояние между вырожденным углеродно-кислородным белым карликом и нормальной звездой всего ~. В этих T. д. з. белые карлики, первоначально бывшие ядрами более массивных (неск. ), далеко проэволюционировавших звёзд, могли сформироваться, только если исходное расстояние между компонентами составляло не менее (30-40) . Аккрецирующие обычные звёзды благодаря увеличению массы могут обогнать в эволюции доноры. Возможно также перемешивание аккретора из-за неустойчивости образующегося на его поверхности слоя из вещества донора с более высокой молекулярной массой.

Аккреция на белые карлики и нейтронные звёзды приводит к формированию на их поверхности водородного или гелиевого слоя. Тепловое равновесие слоя определяется в осн. нагревом при сжатии вследствие аккреции и охлаждением вследствие лучистого теплоотвода. Слой эволюционирует устойчиво до момента, когда скорость генерации ядерной энергии при сгорании водорода или гелия e_пис начинает превышать скорость теплоотвода e_dif. Величина e_пис зависит от темп-ры сильнее, чем e_dif, поэтому происходят перегрев слоя и термоядерный взрыв. Взрыв может сопровождаться выбросом вещества из системы. Подобная неустойчивость проявляется как вспышки новых звёзд (при аккреторах - белых карликах) или барстеров (в случае нейтронных звёзд). Аккрецирующие нейтронные звёзды могут наблюдаться также как рентгеновские пульсары.

Неустойчивость аккреционного диска и квазипериодич. выпадение его вещества на звезду также может быть причиной наблюдаемой переменности (новоподобные звёзды и транзиентные рентг. источники). Наконец, увеличение массы в результате аккреции может привести к превышению белым карликом Чандрасекара предела M_Ч и взрыву сверхновой звезды при загорании углерода в вырожденном веществе. Аналогичным образом масса нейтронной звезды может превысить своё макс. значение, и звезда сколлап-сирует, превращаясь в чёрную дыру.

Значительную, а в нек-рых случаях и определяющую роль в эволюции T. д. з. играет потеря системой в целом массы и момента импульса. Наиб. важны потеря массы и момента из общих оболочек, потеря момента за счёт магн. звёздного ветра от быстро вращающихся компонентов с конвективными оболочками и при излучении гравитационных волн. Потеря момента посредством двух последних механизмов способна обеспечить заполнение ПР и обмен веществом в случаях, когда масса донора и характерное время его ядерной эволюции превышает время жизни Галактики. Излучение гравитац. волн также способно обеспечить слияние пар нейтронных звёзд и пар белых карликов (компонентов T. д. з.). Слияние белых карликов при выполнении определ. условий может привести к взрыву сверхновой. В плотных звёздных агрегатах (напр., шаровых скоплениях) сближение компонентов двойных систем, заполнение ПР одним из них и эпизо-дич. обмен веществом, т. е. превращение системы в T. д. з., возможны в результате потери момента двойными системами при столкновении последних с одиночными звёздами.

В нек-рых случаях обмен веществом происходит без заполнения ПР и принимает форму аккреции вещества мощного звёздного ветра от спутника - звезды спектрального класса О или В (в рентг. источниках) или красного (сверх)гиганта (в симбиотич. звёздах).

Рис. 2. Зависимость масс белых карликов, образующихся в тесных двойных звёздах, от исходной массы донора: 1 - гелиевые карлики; 2-углеродно-кислородные карлики; 3 - кислородно-неоново-магниевые карлики.

Эволюционные сценарии для T. д. з. Совокупность данных об эволюции компонентов T. д. з. даёт возможность строить т. н. эволюционные сценарии, к-рые описывают последовательность превращений системы от пары звёзд главной последовательности и до её распада вследствие взрыва сверхновой или возникновения конфигурации, к-рая не успевает проэволюционировать за хаббловское время (напр., относительно широкой пары нейтронных звёзд или белых карликов). Сценарии позволяют сопоставлять данные теории и наблюдений, оценивать численность звёзд отд. классов, выявлять их генетич. связи, а иногда и предсказывать существование определ. объектов. Поскольку эволюция T. д. з. зависит от масс компонентов и а, для сценариев характерно значительное число вариантов и ветвлений, особенно для звёзд малых и умеренных масс ( ). Поэтому ограничимся рассмотрением лишь осн. вариантов.

Типичный сценарий эволюции T. д. з. малых и умеренных масс изображён на рис. 3. Осн. его этапы следующие: 1 - оба компонента находятся на главной последовательности и не заполняют ПР; 2 - на стадии, когда у более массивного компонента (первичного) образовалось гелиевое или углеродно-кислородное вырожденное ядро, он заполняет свою ПP, начинается обмен веществом; 3 - у системы формируется общая оболочка.

Рис. 3. Типичный эволюционный сценарий для звёзд малых и умеренных масс. Незаполненные кружки-обычные звёзды, заполненные- вырожденные ядра звёзд или белые карлики. Штриховыми линиями показаны полости Роша до заполнения их компонентами, сплошными - после заполнения. Стрелки указывают на истечение вещества. Эллипсы- продукты слияния белых карликов. Звёздочки-нейтронные звёзды. В варианте А возможно также завершение эволюции без образования связанного остатка после взрыва сверхновой.

Далее большинство T. д. з. с массой вторичного компонента 0,8 эволюционирует вдоль ветви А: 4 - если в общей оболочке компоненты не сливаются, возникает разделённая система из белого карлика и звезды главной последовательности; 5 - первоначально менее массивный компонент (вторичный) в свою очередь заполняет ПР после образования у него вырожденного ядра; 6 - из-за ограниченности скорости аккреции на белый карлик (M10^-5 год^-1) возникает общая оболочка; 7 - после рассеяния общей оболочки образуется система из двух белых карликов. Если на этой стадии , то эволюция системы как T. д. з. заканчивается; 8 - если же, то в результате потери момента импульса при излучении гравитац. волн менее массивный компонент заполняет свою ПР, возможно его разрушение и образование "тяжёлого" диска или гало вокруг спутника; 9 - при суммарной массе, большей M_Ч, возможен коллапс с образованием нейтронной звезды (9a) или взрывное загорание углерода, к-рое может наблюдаться как сверхновая типа Ia; в последнем случае звезда, вероятно, полностью разрушается. При суммарной массе, меньшей M_Ч, остаётся одиночный белый карлик (9б).

Небольшая доля T. д. з. умеренных масс эволюционирует по др. ветвям сценария (но благодаря эффектам селекции эти звёзды заметно распространены среди наблюдаемых объектов). 4 (ветвь Б) - относительно тесные системы, первичные компоненты к-рых обладают вырожденными гелиевыми ядрами и неглубокими конвек-тивными оболочками, после стадии общей оболочки образуют длительно существующие полуразделённые системы, наблюдаемые как затменные переменные звёзды типа Алголя. 5 - эволюция первичного компонента завершается образованием гелиевого белого карлика. 6 - вторичный компонент заполняет свою ПР, возникает общая оболочка. 7 - образуется система из двух гелиевых белых карликов, к-рые при достаточно малом расстоянии между ними могут слиться в одиночный белый карлик.

Другой весьма распространённый класс наблюдаемых объектов - катаклизмич. переменные звёзды, возникающие из T. д. з., в к-рых после стадии 3 спутником белого карлика оказывается звезда гл. последовательности малой массы (4, ветвь В), расположенная достаточно близко для того, чтобы заполнить ПР и устойчиво терять вещество вследствие потери момента импульса посредством магн. звёздного ветра и(или) излучения гравитац. волн (5). Неустойчивости, связанные с накоплением вещества в дисках и аккрецированных слоях, объясняют наблюдаемую переменность этих звёзд (повторные и классич. новые звёзды). Опуская промежуточные этапы эволюции, отметим, что при уменьшении массы донора до ~ 0,001 он может стать неустойчивым и за характерное гидродинамич. время превратиться в диск (6). Финалом эволюции катаклизмич. переменных звёзд, вероятно, является образование одиночных белых карликов (7). Подобно катаклизмич. переменным эволюционируют образующиеся в осн. в результате неупрутих столкновений в плотных звёздных системах T. д. з., в к-рых место белого карлика занимает нейтронная звезда. Эти T. д. з. проявляются как маломассивные рентг. источники. Отметим также, что компоненты наиболее тесных систем ( , ) под влиянием потери момента за счёт магн. звёздного ветра могут приходить в контакт на стадии гл. последовательности, образуя системы типа WUMa (хорошо доступные наблюдениям благодаря затмениям, а потому широко представленные среди наблюдаемых T. д. з.). Эволюция звёзд этого типа заканчивается, вероятно, слиянием компонентов.

Эволюц. сценарий для массивных T. д. з. относительно более простой, чем для звёзд умеренных масс, т. к. в меньшей степени зависит от исходного расстояния между компонентами. Эволюция компонентов массивных T. д. з. заканчивается образованием нейтронных звёзд при исходных массах и чёрных дыр при больших массах. Типичный сценарий эволюции массивных T. д. з. изображён на рис. 4. 1 - пара из двух звёзд главной последовательности. 2 - после образования гелиевого ядра первичный компонент заполняет свою ПР. 3 - после потери большей части водородной оболочки донор превращается в горячую звезду Вольфа - Райе, к-рая имеет гелиевое ядро и продолжает терять за счёт звёздного ветра остатки оболочки, а затем и вещество ядра. 4 - после образования у донора ядра из элементов группы железа он коллапсирует, взрываясь как сверхновая типа Ib с образованием нейтронной звезды или чёрной дыры. 5 - на стадии, когда вторичный компонент близок к заполнению своей ПР, аккреция звёздного ветра релятивистским объектом приводит к появлению мощного рентг. излучения. 6 - после заполнения вторичным компонентом ПР у системы (нейтронная звезда+гелиевое ядро вторичного компонента) образуется истекающая общая оболочка. 7 - потеря общей оболочки приводит к образованию в системе второй звезды Вольфа - Райе. 8 - эволюция звезды Вольфа - Райе заканчивается взрывом сверхновой, в результате к-рого T. д. з., как правило, распадается и появляются две одиночные нейтронные звезды с большими пространственными скоростями. Если второй взрыв сверхновой не разрушает систему, а образующаяся пара нейтронных звёзд достаточно тесна, слияние компонентов может сопровождаться мощным импульсом излучения гравитационных волн. Отметим, что внутри общей оболочки (стадия 6) возможно слияние компонентов и образование (пока гипотетич.) красных сверхгигантов с нейтронными ядрами, эволюция к-рых заканчивается появлением одиночных нейтронных звёзд.

Рис. 4. Типичный эволюционный сценарий для массивных тесных двойных звёзд. Заполненные кружки-гелиевые ядра звёзд. Остальные обозначения те же, что и на рис. 3.

Лит.: Mасевич А. Г., Туту ков А. В., Эволюция звезд: теория и наблюдения. M., 1988; Современные проблемы физики и эволюции звёзд, под ред. А. Г. Масевич, M., 1989; Бисноватый-Ко-ган Г. С., Физические вопросы теории звездной эволюции, M., 1989. Л. P. Юнгельсон.

   <<      Предметный указатель      >>