Теория тяготения и эволюция звезд - Зельдович Я.Б.
Скачать (прямая ссылка):
*) Время, необходимое для приближения к стационарному потоку с заданной точностью в данной точке пространства, тем больше, чем ближе эта точка к rg.
. _ тг ^ const
**) Любопытно, что тем не менее в поле и =—-— число частиц, пересекающих единицу поверхности, одинаково по всей поверхности (при V09 Vp).
§ 7. Случай несимметричного течения газа § 7] случай несимметричного течения газа 409
частиц, движущихся по гиперболическим орбитам, приводят к потере тангенциальной скорости, высвечиванию лишней энергии и падению на звезду (рис. 60). Отношение энергии, выделяющейся при столкновениях, к энергии удара о звезду пропорционально а и мало при малом о. Однако в случае застывшей звезды удара о поверхность нет. Вся наблюдаемая энергия зависит от столкновения частиц между собой.
Итак, представим себе, что застывшая звезда погружена в газ, рассматриваемый как сплошная среда. Предположим, в отличие от предыдущего параграфа, что на бесконечности газ движется относительно звезды со скоростью и0. Рассмотрим предельный случай и0 а0: при наличии упорядоченного движения (скорость и0) учет собственного движения молекул газа уже несуществен. Пренебрегая скоростью звука по сравнению со скоростью и0, мы одновременно пренебрегаем и давлением. Но при отсутствии давления движение сплошной среды, по существу, не
Рис. 60. Столкновение частиц с противоположными моментами в поле притягивающего центра.
у-
4 Ударны яална
Рис. 61. Гидродинамическая картина аккреции. B ударной волне частицы теряют составляющую скорости, перпендикулярную к фронту. При прицельном расстоянии меньше радиальная составляющая скорости меньше параболической и частица в конце концов падает к притягивающему центру.
отличается от движения отдельных частиц: уравнения гидродинамики представляют собой просто иную запись уравнений механики частицы. В стационарной задаче линии тока представляют собой просто траектории частиц. Хойл и Литлтон (1939), Бонди и Хойл (1944), Бонди (1952), Сальпетер (1964) дают следующую общую картину движения (рис. 61): газ течет слева направо, в поле тяготения линии тока искривляются, а скорость увеличивается по закону сохранения энергии.
В хвосте потока расположена вытянутая поверхность ударной волны. Ударная волна заменяет столкновения пар частиц, 410
аккреция газа на релятивистские объекты
[гл. 12
описанные выше. Пересекая фронт ударной волны, газ теряет компоненту скорости, перпендикулярную к фронту. Компонента скорости, параллельная фронту, т. е. направленная по радиусу, остается без изменения.
Пользуясь законами Кеплера, можно найти критическую траекторию (пунктир) и критический прицельный параметр In. При I1c скорость после сжатия ударной волной остается больше параболической, и вещество вытекает на бесконечность; при I вещество после сжатия падает на звезду. Оказывается, что" I1c и, соответственно, скорость аккреции зависит от скорости газа U0 примерно так же, как в сферической задаче зависели от скорости звука а0 (см. выше). Согласно расчетам упомянутых выше авторов, в случае и0 ^ а0 выражение для потока массы на звезду имеет вид
™ e-J**-, (12.7.1)
dt u33 . IO11
где U0 — скорость в км/сек, M — масса в единицах М®, п — плотность межзвездного газа (ісм~3), t — в годах, є — безразмерная функция показателя адиабаты у и отношения (и/а); если у не слишком близко к 5/3, то є порядка единицы. Из уравнений (12.7.1) и (12.4.7) ясно, что интенсивность аккреции в симметричном и несимметричном случае можно описывать (с точностью до коэффициента порядка единицы) одной и той же формулой, если под скоростью понимать Yио + 4 [Бонди (1952)].
Ударная волна возникает даже в том случае, когда длина свободного пробега электронов и ионов больше характерных размеров задачи. Как мы видели в конце § 4, коллективное взаимодействие заряженных частиц (с магнитным полем или электростатическое) приводит к тому, что плазма ведет себя как сплошная среда.
Так называемые «бесстолкновительные» ударные волны хорошо изучены в области столкновения солнечного ветра с магнитосферой Земли.
Дальнейшее движение вещества, подвергшегося сжатию ударной волной и падающего на звезду, мало изучено. В идеальном осе-симметричном движении, по-видимому, этот газ обтекает звезду со всех сторон и вблизи звезды его движение становится радиальным и сверхзвуковым, качественно похожим на движение при сферической аккреции (Шварцман, 1970f). Детальное исследование картины движения и устойчивости весьма желательно!
Существует, однако, случай, когда учет несимметрии кардинально меняет всю картину. Речь идет об аккреции в двойных системах. Важность ее рассмотрения очевидна: при этом можно обеспечить огромную плотность газа «на бесконечности». Действительно, переменные типа ? Лиры теряют до 10~ьМ@/год; около §7]
случай несимметричного течения газа
411
половины этой массы может, при благоприятных условиях, упасть на вторую компоненту. Аккреция газа в тесных двойных как вероятный источник излучения рентгеновских звезд была отмечена впервые в работе Хайякавы и Мацуоки (1964). В работах Новикова и Зельдовича (1966) отмечалось, что рентгеновское излучение может происходить из двойных звезд, в которых одна из компонент нейтронная или застывшая звезда. Шкловский (1967) считает, что непосредственно из наблюдательных данных, относящихся к рентгеновской звезде Sco XR — 1, следует вывод о том, что источником рентгеновского излучения является нейтронная звезда, входящая в тесную пару.
