Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Зельдович Я.Б. -> "Теория тяготения и эволюция звезд" -> 166

Теория тяготения и эволюция звезд - Зельдович Я.Б.

Зельдович Я.Б., Новиков И.Д. Теория тяготения и эволюция звезд — М.: Наука , 1971. — 486 c.
Скачать (прямая ссылка): teoriyatyagoteniya1971.djvu
Предыдущая << 1 .. 160 161 162 163 164 165 < 166 > 167 168 169 170 171 172 .. 200 >> Следующая


Здесь пс — число атомов межзвездного газа в см~"3; Tc — температура гАза (оба значения берутся вблизи г = гс); у принято равным 4/3.

Согласно (12.5.1) интенсивность аккреции резко зависит от температуры межзвездной плазмы вблизи радиуса гс, с которого, начинается падение вещества. Температура плазмы, однако, в свою очередь зависит от светимости звезды, т. е. от мощности аккреции. Возникает своеобразная «отрицательная обратная связь», которая смягчает зависимость от граничных условий (Шварп-ман 1970а). Для ее выяснения введем параметр а = TJTb (Tb — болометрическая температура звезды, Tb = [Llo 4TiR2Yt*) и Выделение энергии при аккреции

405

перепишем (12.5.1) в виде

L = 4-Ю29 or12/11 Ti^1 эрг/сек; (12.5.2)

здесь положено M = ф = 0,Ic2 (рассматриваем случай нейтронной звезды).

Как показано в работе Зельдовича и Шакуры (1969), атмосфера звезды при аккреции должна делиться на тонкий горячий слой с T = Th где происходит торможение падающих частиц, и относительно холодную впутреннюю область с температурой, близкой к болометрической: T х Tb. В упомянутой работе рассчитана для случая аккреции нанейтронную звезду, обеспечивающей Гь=107 °К, температура тонкого слоя T^ которая определяется балансом энергии и оказывается порядка IO8 — IO9 °К; a priori можно было лишь утверждать, что Tb<^Tt < Га (Га~ Ю12 0K — величина, найденная по адиабате). В соответствии с этим спектр излучения при аккреции должен преидставлять собой суперпозицию двух: примерно равновесного с T = Тъж тормозного с T = Ti *). Отношение соответствующих светимостей резко зависит от указанных выше параметров. Согласно Зельдовичу и Шакуре, если сферически-симметричная аккреция на нейтронную звезду характеризуется интегральной светимостью L = IO36—IO37 эрг!сек и пробегом яДеР У о = 2—20 г/см2, то LiILb — порядка нескольких сотых.

Роль излучения тонкого слоя в нагреве окружающего газа не мала из-за наличия тяжелых элементов в падающем газе. Определенное влияние на температуру плазмы вблизи критического радиуса должно оказывать также собственное движение звезды относительно диффузного фона: из-за этого движения в глубине зоны ионизации не успевает установиться ионизационное равновесие. С другой стороны, именно близость пекулярной скорости звезды к скорости звука в газе (Г = 10 000° соответствует азв ^ a 10 км/сек) позволяет считать, что внутри зоны ионизации не успевает возникнуть градиент плотностей, соответствующий температурному градиенту, иными словами, что пс — Yiao. Собственное движение влияет также на поток массы на звезду (см. § 7), однако из-за того, что vneK — азв, это влияние незначительно. В зависимости от плотности межзвездного газа (п — 0,1—-3 см"3), роли тонкого слоя, скорости движения звезды и т. п. входящая в формулу (12.5.2) величина а — 0,1—1, а соответствующие светимости L — IO28 — IO31 эрг/сек (Шварцман, 1970а). Расчет дает: одиночная нейтронная звезда, находящаяся в состоянии аккреции, должна излучать большую часть энергии в труднодоступном ультрафиолетовом диапазоне, Xmax — 150—900 A. Если, однако, звезда погружена в плотное облако (п — 3—10 см"3), заметная

*) Это было отмечено в работе Камерона и Мока (1967). Определенную роль может играть также комптоновское рассеяние квантов, выходящих из глубины [(Зельдович, Шакура (1969)], в слое с Ti. 406 аккреция газа на релятивистские объекты [гл. 12

доля ее интегральной светимости будет перерабатываться внутри зоны ионизации в кванты видимого света. Эмиссия в бальмеров-ских линиях (особенно в Hct) способна выдать местоположение старой нейтронной звезды. За подробностями отсылаем к цитируемой работе.

Напомним, что молодые нейтронные звезды не могут испытывать аккрецию: они обладают мощными магнитными полями, быстро вращаются, выбрасывают вещество наружу и проявляют себя как пульсары (см. гл. 13). Однако с течением времени мощность истечения быстро падает; когда она оказывается меньше величины IO27 эрг/сек, эжекция должна сменяться аккрецией [Шварцман (1970 с)].

На важность учета магнитных полей при аккреции обращал внимание Кардашев (1964). Аккреция на звезду с магнитным полем рассматривалась Амнуэлем и Гусейновым (1968), а также Бисно-ватым-Коганом и Фридманом (1969) в связи с проблемой рентгеновских источников. Шварцманом (1970е) было показано, что при аккреции межзвездного газа на магнитосферу одиночной нейтронной звезды может генерироваться радиоизлучение с узкой диаграммой направленности.

Рассмотрим теперь натягивание вещества вырожденным карликом (М = М®, R — IO9 см, ф = 10~4с2). Если карлик остывший (т. е. уже не белый), то температуру газа на критическом радиусе при аккреции будет определять лишь излучение тонкого слоя (T1 ~ IO7 — IO8 °К). Величине r\ = LlILnosI = 1—Ю~2 соответствует ?ПОл — (Ю2в —1027) Tico эрг/сек, a r\ ^ 10~3 соответствует Lnол — IO28TZoo эре/сек. Болометрические температуры чрезвычайно низки, Tb — 500—2000 °К. Разумеется, выделить подобную компоненту в спектре еще не остывших белых карликов представляется весьма трудной задачей; однако от них, в принципе, можно было бы зарегистрировать рентгеновское излучение тонкого слоя.
Предыдущая << 1 .. 160 161 162 163 164 165 < 166 > 167 168 169 170 171 172 .. 200 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed