МОСКОВСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ имени М.В.ЛОМОНОСОВА ГОСУДАРСТВЕННЫЙ АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ имени П.К.ШТЕРНБЕРГА
в.г.сурдин
Рождение звезд Издание третье, существенно переработанное и дополненное
УРСС • Москва • 2001
ББК 22.66
Рецензенты: доктор физ.-мат. наук Ю. Н. Ефремов, канд. физ.-мат. наук В. С. Аведисова
Учебно-научная монография
Сурдин Владимир Георгиевич Рождение звезд. 3-е изд. — М.: УРСС, 2001. — 264 с. ISBN 5-901006-99-2 Основой для книги послужил курс лекций «Звездообразование», чита емый студентам астрономического отделения физического факультета МГУ. Кратко описана история взглядов на происхождение звезд. Рассказано о соста ве и динамике межзвездной среды, при этом особенно подробно — о глобулах и гигантских молекулярных облаках, в которых формируются звезды. Описаны основные физические процессы, приводящие к рождению звезд и небольших звездных систем, таких как двойные и кратные звезды, ассоциации, рассеянные и шаровые звездные скопления. Книга предназначена для студентов астрономических и физических спе циальностей, но представляет также интерес для специалистов астрономов и физиков.
На обложке: Туманность Тарантул (NGC 2070) в Большом Магеллановом Облаке — одна из круп нейших областей звездообразования в Местной группе галактик. Это единственная внегалактическая эмиссионная туманность, которую можно увидеть невооруженным гла зом. Впервые ее внес в каталог как звезду 30Doradus французский астроном А.Лакайль в 1751 г. В центре туманности находится молодое рассеянное звездное скопление, в плот ном ядре которого (звездообразный объект R136) обнаружена группа очень массивных звезд. Снимок получен в ночь на 1 февраля 2000 г. с помощью 8,2-метрового телескопа Куйен (Луна), входящего в систему Очень большого телескопа (VLT) Европейской южной обсерватории на горе Серро-Паранал в пустыне Атакама (Чили).
Издательство У Р С С научная и учебная литература Тел./факс: 7(095)135-44-23 Тел./факс: 7(095)135-42-46 E-maU: uiss@urss ш Каталог изданий в Internet: http://Uiss.ru
*SBN 5-901006-99-2 „ п _ „ -„„„ © В. Г. Сурдин, 2000 © УРСС, 2000
Содержание СПИСОК таблиц
7
Предисловие
9
Глава 1. Исторический обзор 1.1. Ранние представления о звездах 1.1.1. Древние о природе звезд 1.1.2. Рождение науки о звездах 1.1.3. Тяготение и гипотеза аккумуляции звезд 1.1.4. Развитие гипотезы аккумуляции 1.1.5. Большое космогоническое заблуждение 1.2. Гравитационная неустойчивость 1.3. Открытие межзвездного вещества 1.3.1. «Дыры в небесах» 1.3.2. Межзвездные облака 1.4. Новые идеи о формировании звезд 1.4.1. Теория пылевых конденсаций 1.4.2. Теория аккреции 1.4.3. Теория обжимания темных конденсаций 1.4.4. Теория фрагментации 1.4.5. Нетрадиционные теории звездообразования . . . . 1.4.6. Эволюция протозвезды 1.5. Физика звезд: основные этапы 1.5.1. Атмосферы звезд 1.5.2. Химический состав 1.5.3. Внутреннее строение звезд 1.5.4. Источники энергии звезд 1.5.5. Эволюция звезд 1.5.6. Формирование звезд 1.5.7. Двойные звезды 1.5.8. Продукты звездной эволюции 1.5.9. Основные события в изучении физики звезд . . .
11 11 11 12 14 15 16 16 20 20 21 22 22 23 24 25 26 27 28 29 30 33 34 37 43 44 45 47
4
Содержание
Глава 2. Где и какие звезды рождаются 2.1. Физические параметры звезд 2.1.1. Что такое звезда? 2.1.2. Возраст звезд 2.1.3. Массивные звезды 2.1.4. Маломассивные звезды 2.1.5. Коричневые карлики 2.1.6. Экзопланеты 2.2. Химический состав звезд и МЗС 2.3. Индикаторы звездообразования 2.4. Очаги звездообразования 2.5. Вспышки звездообразования
55 55 55 56 58 59 60 62 66 68 69 70
Глава 3. Межзвездная среда 3.1. Основные фазовые состояния МЗС 3.2. Молекулярная составляющая МЗС 3.3. Межзвездная пыль 3.4. Глобулы 3.5. Гигантские молекулярные облака 3.6. Распределение и движение МЗС 3.7. Баланс сил в облаках 3.8. Формирование молекулярных облаков 3.8.1. Слипания при случайных столкновениях 3.8.2. Магнитная рэлей-тейлоровская неустойчивость . 3.8.3. Гравитационная неустойчивость 3.8.4. Уплотнение газа расширяющимися оболочками .
72 73 76 80 84 90 94 99 102 102 106 106 107
Глава 4. Физика зарождения звезд 4.1. Гравитационная неустойчивость 4.1.1. Теория Джинса для неподвижной среды 4.1.2. Фрагментация 4.1.3. Теория Лифшица для движущейся среды 4.1.4. Многокомпонентная среда 4.1.5. Теплопроводность и вязкость 4.1.6. Внешнее давление 4.1.7. Магнитное поле 4.1.8. Несферичность облака 4.2. Другие виды неустойчивостей 4.2.1. Паркеровская неустойчивость 4.2.2. Тепловая неустойчивость 4.3. Ударные волны 4.4. Наблюдения сжатия и фрагментации
109 109 109 114 114 116 116 117 119 120 120 121 122 125 126
Глава 5. Стимулированное рождение звезд 5.1. Последовательное рождение звезд 5.2. Механизмы обратной связи
129 130 133
Содержание 5.3. Взаимодействие звезд с МЗС 5.4. Стимулированное рождение облаков
5 136 137
Глава 6. Круговорот вещества в Галактике 6.1. Скорость звездообразования 6.2. Эффективность звездообразования 6.3. Баланс межзвездного вещества 6.3.1. Круговорот вещества 6.3.2. Потеря вещества звездами 6.4. Химическая эволюция МЗС 6.4.1. Парадокс G-карликов 6.4.2. Аккреция газа на диск Галактики 6.4.3. Потоки вещества в Галактике
142 142 146 149 149 150 152 152 153 155
Глава 7. Модели протозвезд 7.1. Физика формирования звезды 7.2. Классические модели протозвезд 7.2.1. Модель Хаяши—Накано 7.2.2. Модель Ларсона 7.3. Многомерные модели протозвезд 7.4. Эволюция протозвезды 7.4.1. Теория 7.4.2. Наблюдения
157 157 159 159 163 166 170 170 172
Глава 8. Молодые звезды 8.1. Формирование звезд разной массы 8.2. Формирование массивных звезд 8.2.1. Звезды-коконы 8.2.2. Компактные области НИ 8.3. Звезды типа FU Ori — фуоры 8.4. Звезды до главной последовательности 8.4.1. Переменные типа Т Tau 8.4.2. Переменные типа YY Ori 8.4.3. Ае и Be звезды Хербига 8.5. Спектры молодых звезд
174 174 175 175 177 177 180 180 181 182 182
Глава 9. Многообразие звезд 9.1. Спектр звездных масс 9.1.1. Общая форма спектра 9.1.2. Сравнение звезд скоплений и поля 9.1.3. Локальные минимумы в спектре масс 9.2. Предельные массы звезд: теория 9.2.1. Максимальная масса 9.2.2. Минимальная масса 9.3. Формирование спектра масс звезд
187 187 187 189 190 190 190 191 194
6
Содержание
Глава 10. Двойные и кратные звезды 10.1. Частота встречаемости двойных и кратных систем . . . . 10.2. Формирование двойных звезд 10.2.1. Первоначальные взгляды 10.2.2. Фрагментация дозвездного облака 10.2.3. Двойные звезды в скоплениях 10.2.4. Тройные сближения 10.2.5. Приливный захват 10.2.6. Взаимодействие молодых звезд с дисками 10.3. Максимальный размер звездных систем 10.3.1. Двойные звезды 10.3.2. Звездные скопления
197 197 199 199 202 202 204 205 207 207 207 210
Глава 11. Околозвездное вещество 11.1. Газовые диски 11.2. Объекты Хербига—Аро 11.3. Джеты 11.4. Молекулярные потоки 11.5. Источник энергии потоков 11.6. Биполярные туманности 11.7. Мазерные конденсации 11.8. Пылевые диски 11.9. Протопланетные диски
211 212 214 216 218 218 222 223 224 225
Глава 12. Молодые звездные агрегаты 12.1. Группировки молодых звезд 12.1.1. Ассоциации 12.1.2. Скопления 12.1.3. Комплексы 12.2. Формирование звездных систем 12.2.1. Понятие о звездной системе 12.2.2. Скучивание или фрагментация? 12.2.3. Динамика звездно-газовых агрегатов
227 227 227 234 236 240 240 241 242
Приложение. Аббревиатуры
245
Список литературы
249
Список таблиц Таблица 1.1.
Основные фазы МЗС и их параметры Джинса . . . .
19
Таблица 2.1.
Звезды, коричневые карлики и планеты
56
Таблица 2.2.
Параметры звезд главной последовательности
Таблица 2.3.
Экзопланеты вблизи радиопульсаров
Таблица 2.4.
Экзопланеты-гиганты
Таблица 3.1.
Основные типы межзвездных облаков
74
Таблица 3.2.
Обнаружение важных межзвездных молекул
77
Таблица 3.3.
Межзвездные и околозвездные молекулы
79
Таблица 3.4.
Источники пыли в Галактике
83
Таблица 3.5.
Параметры некоторых глобул
86
Таблица 3.6.
Параметры гигантских молекулярных облаков . . . .
91
Таблица 3.7.
Основные структурные элементы ГМО
92
Таблица 3.8.
Ядра молекулярных облаков. Nun — средние поверхностная и объемная плотности молекул Нг, Ау — поглощение, ТЛ — температура пыли
93
Таблица 3.9.
....
Двойные ядра ГМО (по Яффе и др. 1984)
57 64 65—66
.
Таблица 3.10. Резервуары молекулярного газа в Галактике
93 95
Таблица 3.11. Популяция молекулярных облаков диска Галактики (Я s$ 15 кпк)
98
Таблица 3.12. Типы равновесия космических тел
101
Таблица 3.13. Вклад потоков в поддержание равновесия облаков. .
102
Таблица 6.1.
Источники межзвездного вещества в Галактике . . .
151
Таблица 7.1.
Фазы эволюции протозвезды с массой 1М 0
159
8
Список таблиц
Таблица 8.1. Таблица 8.2.
Объекты типа Беклина—Нейгебауэра Фуоры
176 179
Таблица Таблица Таблица Таблица Таблица
11.1. 11.2. 11.3. 11.4. 11.5.
Потоки Хербига—Аро Молекулярные потоки Молодые биполярные туманности Пылевые диски у звезд ГП Удельный момент импульса галактических объектов
215 219 222 225 226
Таблица Таблица Таблица Таблица
12.1. 12.2. 12.3. 12.4.
ОВ-ассоциации 229-231 Т-ассоциации 232 Иерархия звездных группировок (по Ю. Н. Ефремову) 237 Звездные комплексы 238
Область астрономии, исследующая происхождение и развитие небесных тел, таких как галактики, звезды и планеты, называется космогонией. В давние времена астрономы пытались ставить и решать проблемы происхождения каждого типа объектов в отдельности. Нью тон высказал идею о гравитационной неустойчивости разреженного космического вещества в связи с проблемой происхождения звезд. Лаплас и Кант предложили теорию формирования планетной систе мы. Джине поставил вопрос о формировании звездной системы — Галактики. Фактически все эти проблемы окончательно не решены до сих пор, но сама их постановка стала теперь иной: астрономические наблюдения XX века продемонстрировали изумительное многообразие звезд и звездных агрегатов, поэтому основная проблема для теории за ключается уже не столько в том, где, как и почему сформировались эти небесные объекты, а скорее в том, какие условия привели к рождению того или иного конкретного типа звезд, скоплений и галактик, какие физические механизмы играли при этом определяющую роль. Вероятно скоро в такой же плоскости встанет вопрос о происхождении пла нетных систем, ибо необходимые для этого наблюдательные данные накапливаются в последние годы восхитительно быстро. Длительное время космогонические задачи решались в линейном приближении, когда игнорируется взаимное влияние объектов друг на друга. Но теперь мы начинаем понимать его важность: энерговы деление формирующихся звезд, — не только массивных, но и ма ломассивных, — способно заметно повлиять на эволюцию соседних объектов и всей области звездообразования в целом. Очень интересные новые идеи о стимулированном, вспышечном и циклическом звез дообразовании высказаны в последние годы. Похоже, что свойства
10
Предисловие
звезд и их планетных систем зависят от того, в каких скоплениях они формируются. Но прослеживается и обратное влияние: судьба самих скоплений зависит от того, какие в них рождаются звезды. А галак тическая спиральная волна не только стимулирует звездообразование, но и сама может быть им усилена. Одним словом, открывающееся нам взаимодействие космических объектов обещает рождение новой науки — галактической экологии. В этой небольшой книге представлены факты о том, где, из чего и как формируются звезды. Наряду с формированием звезд рассма тривается рождение и ранние этапы эволюции звездных скоплений и ассоциаций. Долгое время эти небольшие звездные системы казались «забытыми»: в 1940—1950-е гг. астрономы усиленно интересовались происхождением звезд, в I960—1970-е, после открытия реликтово го излучения и квазаров, всеобщий интерес привлекала космология и формирование галактик. Традиционно никогда не ослабевал интерес к проблеме происхождения Солнечной системы. И только обнаружение в конце 1970-х гг. гигантских межзвездных облаков разбудило интерес к проблеме рождения звездных скоплений — как древних, шаровых, так и современных, рассеянных. Эта проблема оказалась очень интерес ной, связанной и с рождением отдельных звезд, и с формированием галактик. Поэтому ей мы также уделили внимание. Эта книга написана по материалам курса «Звездообразование», который автор читает студентам 4-5 года астрономического отделения физического факультета МГУ. Вообще говоря, автор надеется на знакомство читателя с основами звездной астрономии, физики звезд и межзвездной среды. Однако большая часть книги доступна студентам младших курсов и даже серьезным любителям астрономии. Нынешнее, 3-е издание книги выходит в свет в последний месяц. последнего года уходящего столетия. Поэтому нам показалось умеет-: ным поместить в него обзор основных этапов развития физики звезд (разд. 1.5), поскольку своим расцветом эта дисциплина обязана именно двадцатому веку. Благодарю моих коллег за консультации и замечания; осо-1 бенно ценные были получены от В. В. Еремина, Ю. Н. Ефремова,, С.А.Ламзина, Н. Н.Самуся и М. Н. Чернодуба. Все новые замеча-, ния и советы от любознательных читателей будут приняты автором] с благодарностью.
Глава 1
Исторический обзор 1.1. Ранние представления о звездах Астрономы всегда считали звезды главным населением Вселенной. И хотя внегалактические исследования последних десятилетий убедили нас в существовании гораздо больших масс невидимого и очевидно не звездного вещества, тем не менее именно звезды и их системы остают ся важнейшим предметом астрономических исследований, поскольку играют наиболее динамичную роль на современной космической сцене. И пусть космологи говорят, что «непосредственно наблюдаемые в телескопы великолепные узоры гигантских галактических миров — это лишь жалкая малая видимая часть истинной невидимой структуры мира» (И.Д.Новиков). Даже страшно представить себе, как была бы s бедна Вселенная без звезд — холодная, химически примитивная, ли шенная жизни. Эволюция звезд, их рождение, жизнь и смерть — это ве- е ликая драма современной Вселенной. Когда-то в прошлом звезд не бы- >. ло. В далеком будущем они, по-видимому, полностью исчезнут. Но сей час именно звезды определяют лицо нашего мира. Проникнуть в загад ку их рождения — проблема достойная того, чтобы посвятить ей жизнь. 1.1.1. Древние о природе звезд. Несмотря на кажущуюся неиз менность звездного неба, древние люди задумывались о происхождении звезд. Вероятно, повседневный опыт, говорящий о неизменном заро ждении и гибели всего сущего, привел их к мысли о дозвездной Вселенной. В халдейской легенде говорится:
12
Глава 1. Исторический обзор
«В то время, когда в вышине не было того, что называется небом, а внизу того, что зовут землей, существовал только Апсу (океан), отец их, и Тиамат (хаос), праматерь. Не различались ни день, ни ночь... Царила тьма, покрытая тьмой» (Аррениус 1911). Подобные взгляды можно найти в легендах и мифах многих народов. Мысль о дозвездной эволюции мира есть не что иное, как первая наивная идея о происхождении звезд. Древнегреческие философы догадывались о единстве природы звезд и Солнца и об их физическом состоянии. Так, Анаксагор (V в. до н.э.) считал, что «Солнце — раскаленная металлическая глыба или камень... во много раз больше Пелопоннеса» (Рожанский 1972). В этом высказывании по крайней мере два качества Солнца — большой размер и высокая температура — подмечены верно. Аристотель (IV в. до н.э.) в трактате «О небе» считал звезды шарообразными, хотя давал этому чисто умозрительное обоснование. Вопроса о происхождении звезд он не ставил. Но уже Цицерон (I в. до н.э.) не сомневался, что Солнце — большая и близкая звезда и что все звезды рождаются из тончайшего огненного эфи ра, заполняющего Вселенную. Развития эти взгляды не получили, поскольку победившее христианство канонизировало довольно прими тивный взгляд на происхождение звезд: «И сказал Бог: да будут светила на тверди небесной для освещения земли...» В течение полутора тыся челетий ни в Европе, ни на Востоке, куда надолго перемещался центр научной мысли, не возникло новых идей о природе звезд. Для этого нужны были новые наблюдательные данные. 1.1.2. Рождение науки о звездах. В эпоху великих географичес ких открытий резко усиливается интерес к практической, мореходной астрономии. Выделяются средства на строительство обсерваторий, ведутся систематические наблюдения и, как результат, делаются фун даментальные открытия, не имеющие отношения к навигации. В 1572 г. Тихо Браге отмечает появление на небе новой звез ды; в 1604 г. аналогичное открытие делают И. Кеплер, Г. Галилей и Д. Фабрициус. И хотя в действительности эти события не были свя заны с рождением звезд, а, напротив, означали их гибель, именно эти наблюдения впервые показали, что мир «неподвижных» звезд также подвержен эволюции. Тихо считал, что отрытая им звезда сконденсировалась из разре женного вещества Млечного Пути. Это была смелая идея. Даже 40 лет спустя Кеплер (1982) не соглашался с ним, он писал: «В будущем они [ученые. — В. С] воздержатся от того, чтобы вместе с Браге рас сматривать кометы и новые звезды как порождение Млечного Пути,
1.1. Ранние представления о звездах
13
если только они не желаютговоритьнелепости о гибели совершенных и вечных небесных тел». Но открывший звездную природу Млечного Пути Галилей выска зывался в «Диалогах» более смело: он считал «звезды не чем иным, как только более плотными частями небес, а если это так, то плотность звезд должна почти бесконечно превосходить плотность остального небесного пространства; это очевидно из того, что небо в высшей степени прозрачно, а звезды в высшей степени непрозрачны» (Гали лей 1948, с. 13). И далее: «Если существуют такие противоположности [плотности. — В. С] среди небесных тел, то они также необходимо должны быть возникающими и уничтожаемыми» (там же, с. 48). С изобретением телескопа было открыто межзвездное вещество. В 1612 г. Н. Пейреск (1580-1637) впервые упомянул о «Большой ту манности Ориона», а С. Мариус (1570—1624) первым в Европе описал Туманность Андромеды. Следующие три века спиральные туманно сти считались сравнительно близкими образованиями, связанными с формированием звезд и планет. Совершенствовался телескоп — обнаруживались новые туманно сти: в списке Э. Галлея (1714 г.) их 6, у В.Дерхэма (1733 г.) уже 16, Н.Лакайль (1755 г.) отметил 42 объекта, в каталоге Ш. Мессье и П. Мешена (1783 г.) описано 103 туманности, а в списках В. Гершеля (1818 г.) уже 2500 объектов незвездного вида. Наконец, в «Новом об щем каталоге туманностей и скоплений» Й.Дрейера (1888 г.) значится 7840 незвездных объектов, среди которых многие действительно связа ны с рождением звезд. Для освоения этого огромного эмпирического материала требовалась теория. И космогоническая мысль не стояла на месте: еще не был собран наблюдательный материал, достаточный для классификации и теоре тического обобщения, а первые сценарии формирования звезд уже начали появляться. Рене Декарт (1596-1650) сформулировал свою космогоническую идею, в которой главную роль играет вихревое дви жение эфира, захватывающее и сжимающее вещество будущих звезд и планет. Вихревое движение играло в космогонии Декарта ту же роль, которую в более поздних теориях стала играть сила всемирного тяготения. Христиан Гюйгенс (1629-1695), разделяя мнение Декарта, иллюстрирует природу тяготения опытом с вращающейся жидкостью, в которой взвешены частицы. Этот опыт мы наблюдаем каждый раз, помешивая чай в стакане: отброшенные сначала к стенкам сосуда чаинки по окончании помешивания устремляются к центру. Несмотря на красивую модель, вихревая концепция тяготения не смогла правильно описать движение небесных тел. Во второй
14
Глава 1. Исторический обзор
половине XVII в. трудами Джованни Борелли (1608-1679), X. Гюйгенса, Роберта Гука (1635-1703) и Исаака Ньютона (1643-1727) было открыто всемирное тяготение. 1.1.3. тяготение и гипотеза аккумуляции звезд. Хотя идея о конденсации разреженного космического вещества в звезды, как мы видели, высказывалась не раз, начиная с античных философов и вплоть до вихревой идеи Декарта, научной гипотезой она стала только после открытия И. Ньютоном всемирного тяготения. Через 5 лет после опубликования ньютоновых «Начал» молодой капеллан, будущий глава Тринити-колледжа в Кембридже Ричард Бентли (1662— 1742), готовясь к проповеди в защиту существования Бога, обратился в письме к Великому Физику с вопросом, не может ли сила тяготения быть причиной образования звезд. Ньютон в письме от 10 декабря 1692 г. ответил ему: «Мне кажется, что если бы все вещество нашего Солнца и планет и все вещество Вселенной было бы равномерно рассеяно в небесном пространстве, и если бы каждая частица имела врожденное тяготение ко всем остальным, и если бы, наконец, пространство, в котором рассеяна эта материя, было бы конечным, то вещество в наружной его части благодаря указанному тяготению влеклось бы ко всему веществу внутри и вследствие этого упало бы в середину пространства и образовало бы там одну огромную сферическую массу. Однако, если бы это вещество было равномерно распределено по бесконечному пространству, оно никогда не могло бы объединиться в одну массу, но часть его сгущалась бы тут, а другая там, образуя бесконечное число огромных масс, разбросанных на огромных расстояниях друг от друга по всему этому бесконечному пространству. Именно так могли образоваться и Солнце и неподвижные звезды, если предположить, что вещество было светящимся по своей природе...» Вспомним, что у Ньютона не было сомнения в подобии Солнца и звезд, хотя их физическую природу он представлял весьма туманно: как и Анаксагор, он считал звезды твердыми раскаленными телами, однажды нагретыми (Богом?) и затем излучающими запас тепла. В тре тьей, незавершенной книге ньютоновой «Оптики» находим несколько «вопросов для дальнейшего изучения, которое произведут другие». Обратим внимание на Вопрос 11: «Не являются ли Солнце и неподвижные звезды обширными зем лями, чрезвычайно нагретыми, причем их жар сохраняется величиною этих тел ... испарению в дым их частиц препятствует не только их твердость, но еще большой вес и плотность атмосфер, сжимающих тела очень сильно со всех сторон и конденсирующих пары и выдыхания,
1.1. Ранние представления о звездах
15
подымающиеся из тел?.. Та же тяжесть атмосферы может сгущать пары и испарения, исходящие от тел на Солнце, как только они начинают подниматься, и заставляет их тотчас же падать на Солнце... Тот же вес атмосферы может препятствовать уменьшению солнечного шара, кото рое осуществляется только излучением света и небольшого количества паров и выдыханий» (Ньютон 1927, с. 267). На фоне такого неполного представления о физическом состоянии звезд гипотеза Ньютона об их формировании путем гравитационной аккумуляции вещества выглядит очень сильной. Впрочем, не будем забывать и о роли Ричарда Бентли в этой истории. 1.1.4. Развитие гипотезы аккумуляции. К блестящей гипотезе Бентли—Ньютона постепенно добавлялись новые космогонические идеи. Жан-Жак Дорту де Мэран в «Физическом и историческом трактате о северном сиянии» (1733) обратил внимание на солнечную корону: он предположил, что потоки солнечного вещества, вторгаясь в атмосферу Земли, становятся причиной ее свечения. А далее он допустил, что у некоторых звезд эти потоки могут быть значительно сильнее и заключил, что «вещество, выбрасываемое такими звездами, могло бы выглядеть как туманные пятна в небесах» (Уитни 1975). А немного позже молодой Иммануил Кант (1724—1804) разработал концепцию превращения разреженных туманностей в звезды и плане ты, изложив ее анонимно в «Общей естественной истории и теории неба» (1755). В те же годы появились «Теория Вселенной» (1750) Томаса Райта (1711—1786) и «Космологические письма об устройстве Вселен ной» (1761) Иоганна Ламберта (1728—1777). В них высказывались правильные догадки о форме и движении Млечного Пути, о звездной природе эллиптических туманностей, а также предсказывалось суще ствование физических двойных звезд и систем, состоящих из галактик. Неоценим вклад в наблюдательную космогонию Вильяма Гершеля (1738—1822), создавшего крупнейшие для своего времени телеско пы и обнаружившего множество новых объектов: планету, спутники, двойные и кратные звезды, звездные скопления, туманности. Разно образные наблюдаемые формы туманностей Гершель стремился свести в единую эволюционную цепь на основе теории тяготения. Ему каза лось, что разные туманности демонстрируют последовательные стадии сгущения разреженного межзвездного вещества в звезды, и что замет ны даже эволюционные изменения отдельных туманностей (например, в Орионе), которые за многолетний период наблюдений якобы поме няли форму. Разумеется, это были лишь кажущиеся изменения. Но, несмотря на наивность теоретических иЗюбщений, Гершель заложил фундамент наблюдательной космогонии.
16
Глава 1. Исторический обзор
1.1.5. Большое космогоническое заблуждение. Любопытно, что даже в конце XIX в., когда первые опыты по астрофотографии привели к открытию множества новых туманностей, а спектроскопия доказала газообразное состояние большинства из них, в своих космогонических выводах астрономы не продвинулись далее Гершеля. Как и прежде, они выстраивали туманности в морфоло гические последовательности: от бесформенных, аморфных до круглых, концентрированных, которые имели в своем центре «сгустившуюся но ворожденную звезду». Именно с такой точки зрения рассматривались планетарные туманности и спиральные галактики. К примеру, в ночь с 20 на 21 августа 1885 г. в центре Туманности Андромеды появилась яркая оранжевая точка, которая была воспринята как возгорание новорожденной звезды. Известно даже, что Э. Хартвиг из обсерватории Дерптского университета (ныне г.Тарту, Эстония), первым обнаруживший эту вспышку, воскликнул: «В этой туманности уже есть центральное солнце!» У исследователей переменных звезд объект получил обозначение S And. Значительно позже стало известно, что это была вспышка сверхновой. Целое столетие яркие туманности считались предками звезд. Это было крупнейшее заблуждение в истории звездной космогонии. О нем стали догадываться только после создания Дж.Джинсом в 1902 г. физической теории рождения звезд. И лишь развитие спектральной техники на крупных телескопах положило конец этому заблуждению: наблюдая спиральные туманности, В. Слайфер на Ловелловской обсер ватории (США) показал, что они движутся с огромными скоростями и не имеют отношения к околосолнечному окружению. В 1917 г. он пришел к убеждению, что это звездные острова во Вселенной и «твердо заявил, что изученные им туманности — это явно не те объ екты, из которых могли формироваться солнечные системы, подобные нашей» (Шаров и Новиков 1989).
1.2. Гравитационная неустойчивость Как мы помним, идея Бентли и Ньютона о гравитационном скучивании дозвездного вещества в звезды носила качественный характер и не связывала между собой физические характеристики дозвездного вещества и формирующихся из него звезд. Ньютон не мог отыскать эту связь, поскольку он рассматривал задачу о скучивании при наличии только силы тяготения, которая в отсутствие противодействующих сил увеличивает любое отклонение плотности от однородной. К концу XIX в. были развиты кинетическая теория газа и тер модинамика, которые позволили на новом уровне вернуться к задаче
1.2. Гравитационная неустойчивость
17
о гравитационной неустойчивости дозвездного вещества. Ее решил мо лодой английсісий физик Джеймс Хопвуд Джине (1877—1946). В работе «Устойчивость сферической туманности» (1902) он впервые записал уравнения газодинамики с учетом гравитации, обнаружив, что в этом случае они имеют два типа решений: помимо коротковолновых звуко вых колебаний, которые обычно возникают при возмущении плотности или скорости газа, в присутствии гравитации стало возможным ка тастрофическое сжатие уплотнений большого размера. Критические размер и масса этих уплотнений называют теперь джинсовскими. Здесь мы оценим их элементарными средствами, отнеся детальный анализ в §4.1. Рассмотрим невращающееся сферическое уплотнение газа (облако) радиуса R, плотностью р и температурой Г. Пренебрегая давлением окружающего газа, видим, что в облаке противодействуют две силы — внутреннего давления и гравитации. В отсутствие давления гравитация вызвала бы коллапс облака за время свободного падения (free fall time; tff), которое легко найти, представив радиальное движение частицы на поверхности облака к его центру как кеплерово обращение по предельно вытянутой орбите. Полная масса облака (М = АжВ?р/Ъ) играет при этом роль центральной массы и не изменяется в процессе сжатия облака. Значение % равно половине орбитального периода, а большая полуось орбиты — половине начального расстояния частицы от центра. Тогда из 3-го закона Кеплера
С другой стороны, в отсутствие гравитации облако расширялось бы с характерным динамическим временем R Г]Г~
*** = *=*№
(12)
где Сз — скорость звука, 3? = 8,3 х 10 ДжДК кмоль)— универсальная газовая постоянная, 7 — показатель адиабаты и ц — молекулярный вес газа. Как видим, в среде с определенными значениями температуры и плотности отношение £dyn/% « R- Значит, облака больших радиусов (и масс) будут коллапсировать быстрее, чем расширяться. Равенство *dyn = 'ff позволяет оценить критическое (джинсовское) значение радиуса и массы гравитационно неустойчивого облака: / уЯТ \
1/2
*"Us*) •
,L3)
Глава 1. Исторический обзор
18
У идеального газа -у = 5/3; у молекулярного газа можно принять для наших оценок 7 я* 7/5. Молекулярный вес нейтрального водорода /*(Н) = 1, ионизованного — /*(Н+) = 0,5 г/моль и молекулярно го — А*(Нг) = 2 г/моль. У холодного межзвездного газа с солнечным химическим составом (на 1000 атомов водорода, объединенных в мо лекулы Н2, приходится около 100 атомов гелия и 2—3 атома более тяжелых элементов) среднее значение /І = 2,4 г/моль. Плотность хо лодного межзвездного газа принято выражать через концентрацию молекулярного водорода пц2- При этом полная концентрация га за составляет п = 1,2пнг, а плотность р — nß/N\. Учитывая это, представим формулы Джинса для холодного газа в более удобном, нормированном виде: /
т
\1/2/
«•"'•"•""•"•(йї)
ч -1/2
(ййл)
•
60
Глава 2. Где и какие звезды рождаются
красном диапазоне. Самыми легкими двойными системами являются Ross 614 с компонентами 0,11 и 0,07 М®, а также Wolf 424 с ком понентами 0,059 и 0,051 М®. В системе LHS 1047 менее массивный компаньон весит 0,055 М©. Косвенно, астрометрическими методами, по колебаниям положения видимого компаньона в двойной системе удается заметить присутствие и менее массивных тел. Так, в системе BD 68°946 масса темного спутника оценивается в 0,009М©. О подобных и менее массивных телах см. в разделе «Экзопланеты». Встает вопрос: как классифицировать такие объекты? Расчеты по казывают, что в звездах с массой менее 0,07-0,08 М© (в зависимости от химического состава) температура так низка, что термоядерные ре акции с участием легкого изотопа водорода практически не происходят (Кумар 1969). Единственным долговременным источником их энергии служит гравитационное сжатие. При нормальном химическом составе звезды массы М термоядерное горение водорода в ее ядре способно поддерживать тепловые потери при М > 0,075М©. Это значение массы называют «границей возгорания водорода», или «пределом Кумара»; его точное численное значение зависит от химического состава звезды. Поскольку объекты с массами ниже этого предела уже обнаружены в немалом количестве — это коричневые карлики, то можно сказать, что последовательность наблюдаемых маломассивных звезд достигает своего физического предела, обусловленного прекращением ядерного синтеза и наступлением вырождения при низкой температуре и высо кой плотности. 2.1.5. Коричневые карлики. В процессе сжатия протозвезды, еще до возгорания водорода, она проходит короткий этап горения дейтерия. Дейтерий горит при более низких температурах, чем водород в основ ном потому, что реакция D(p,7) He, управляемая электромагнитным, а не слабым взаимодействием, происходит очень быстро. Необходимые для этой реакции условия возникают в звездах с массой М > 0,013М®. Однако содержание дейтерия невелико (~ Ю -5 ), сгорает он быстро. Если масса объекта не превышает 0,075М®, то реакции рр-цикла в нем не идут. Звездоподобные объекты в интервале масс 0,013-0,075М© еще в 1975 г. получили название brown dwarf. На русский язык этот термин! перевели как «коричневые карлики», хотя в действительности они] имеют инфракрасный цвет. Возможно, более адекватным переводом] было бы «темный» или «тусклый» карлик. Первое надежное обнаружение этих маломассивных тусклых кар ликов состоялось в 1995—96 гг. (подробнее см. Сурдин 1999). Кри тическим при этом был так называемый «литиевый тест» — наличие
2.1. Физические параметры звезд
61
линий лития в спектров карликов. Дело в том, что литий — нежный элемент: он разрушается ядерными реакциями при температуре выше 2,4 хДО6К. Поэтому все нормальные звезды должны сжечь свой литий еще до начала реакций с участием водорода, причем не только в ядре: поскольку маломассивные звезды и коричневые карлики полностью конвективны, все их вещество рано или поздно проходит через ядро, так что весь литий в них в конце-концов сгорает без остатка. Звезда минимальной массы (О,О75М0) сжигает 99% своего лития за 108 лет, а коричневый карлик с массой ниже 0,06М© сожжет такую же долю лития лишь за время больше 1010 лет. Этим и обоснован литиевый тест: обнаружение у холодной звезды линии Li 6708 Ä сразу указывает, что ее масса меньше 0,06М©. Судя по расчетам, эффективная температура коричневых карликов никогда не достигает 2800 К. Для наиболее хо лодных инфракрасных объектов в спектральную классификацию звезд потребовалось ввести новые классы. Классификация звездных спектров сложилась в первой половине XX в. Известная гарвардская последовательность спектральных классов 0-B-A-F—G-K—М отражает ход температуры звездных фотосфер, а дополнительные классы R, N и S отражают вариации химического состава у холодных звезд-гигантов с температурой около 3000 К. Эта схема надежно служила несколько десятилетий, и даже создалось впечатление ее завершенности. Однако последние годы показали, что развитие спектральной классификации не прекратилось: появление инфракрасных приемников и обнаружение с их помощью коричневых карликов привело в конце 1990-х к введению новых спектральных классов L и Т для тел с эффективной температурой менее 2000 К. Заметим, что в формировании спектров экстремально холодных объектов весьма важной оказалась роль пыли. У самых холодных звезд класса М с температурой поверхности около 3000 К в спектре вид ны мощные полосы поглощения окисей титана и ванадия (TiO, VO). Но у более холодных звезд их не оказалось. До открытия ставшего теперь классическим коричневого карлика Gliese 229B самым темным и холодным был компаньон белого карлика, объект GD 165В, имею щий температуру поверхности 1900 К и светимость 1,2 х 10~4£е. Он поразил исследователей тем, что в отличие от других холодных звезд н е имеет полос поглощения TiO и VO, за что был прозван «странной звездой». Такими же оказались спектры и других коричневых карликов с температурой ниже 2000 К. Детальное численное моделирование п °казало, что молекулы ТЮ и VO в их атмосферах сконденсировались
62
Глава 2. Где и какие звезды рождаются
в твердые частицы — пылинки, и уже не проявляют себя в спектре, как это свойственно молекулам. Таким образом, подавление спектральных полос ТіО и VO в ре зультате конденсирования этих молекул в пылинки при Т < 2000 К потребовало в конце XX в. введения нового спектрального класса. В 1998 г. Дэви Киркпатрик из Калифорнийского технологического ин ститута предложил расширить гарвардскую схему, добавив в нее класс L для маломассивных инфракрасных звезд, имеющих эффективную тем пературу поверхности 1500-2000 К. Спектр L-карликов характеризуется сильной полосой поглощения СгН, сильными линиями редких щелоч ных металлов Cs и Rb, а также широкими линиями калия и натрия. Но без информации о возрасте объекты L-класса нельзя автомати чески считать коричневыми карликами: очень старые маломассивные звезды тоже могут остыть ниже 2000 К. Однако большинство объектов L-класса все же должны быть именно коричневыми карликами. Продолжая поиск и исследование L-карликов, наблюдатели обна ружили еще более экзотические объекты, для которых потребовалось ввести самый новый спектральный класс Т, еще более холодный, чем L (Либерт и др. 2000). Эффективная температура Т-карликов около 1500-1000 К и даже чуть ниже. В их спектрах видны мощные полосы поглощения воды, метана и молекулярного водорода, поэтому их еще называют «метановыми карликами». Первые такие звезды были обнаружены в самом конце 1990-х. Прототипом Т-карликов считают коричневый карлик Gl 229В. Его масса оценивается в 0,025-0,065 М®, радиус 0,9-1,1 Äjup и эффективная температура 950—1050 К. Он обра щается вокруг М-карлика Gl 229A по орбите радиусом около 40 а. е. с периодом около 200 лет. Чем холоднее атмосфера звезды, тем сложнее ее теоретически ис следовать. Присутствие пыли не делает эту задачу легче: конденсация пылинок не только изменяет состав свободных химических элементов в атмосфере, но и влияет на теплообмен и форму спектра. Первые модели с учетом пыли предсказывали парниковый эффект в верхних слоях атмосферы и уменьшение глубины молекулярных полос погло щения. Эти эффекты, кажется, подтверждаются. Но проблема пыли сложна: после конденсации пылинки начинают тонуть. Возможно, формируются отдельные облака пыли на разных уровнях в атмосфе ре. Вероятно, метеорология коричневых карликов при внимательном изучении окажется не менее разнообразной, чем у планет-гигантов. Но если изучать атмосферы планет мы можем с близкого расстояния, то расшифровывать метановые циклоны и пылевые бури коричневых карликов придется только по их спектрам.
2.1. Физические параметры звезд
63
2.1.6. ЭКЗОПЛанеты. Тема планет, вообще говоря, лежит за пре делом этой книги, но было бы странно обойти молчанием недавнее открытие экзопланет, т.е. планет вне Солнечной системы. Хотя их формирование, как сейчас считают, происходит в иных условиях, чем формирование звезд (в условиях околозвездного диска), диапазон планетных масс без какого-либо разрыва примыкает к звездному, а хи мический состав планет-гигантов практически неотличим от звездного. Напомним, что поиск массивных планет у близких звезд велся с 1950-х годов астрометрическим методом без определенного успеха. В начале 1960-х Питер ван де Камп (1901-1995), измерив положение звезды Барнарда на тысячах фотопластинок, заявил, что у нее волно образная траектория с амплитудой покачиваний около 0,02", а значит, вокруг нее обращается невидимый спутник. Из расчетов ван де Кампа следовало, что масса спутника чуть больше массы Юпитера, а большая полуось орбиты равна 4,4 а. е. Этот результат очень широко обсуждался почти два десятилетия, но впоследствии не подтвердился. Первые надежно обнаруженные планеты были открыты радио астрономами в 1991 г. в окрестности нейтронной звезды-радиопульсара PSR 1257+12 по периодическому доплеровскому смещению частоты его импульсов. Это система как минимум из трех планет с массами, порядка массы Земли (М ф ). По диапазону масс своих тел, — от Луны до Сатурна, — эта система очень напоминает Солнечную. Правда, нуж но помнить, что возможность выявления доплеровским методом столь малых тел, как Луна, связана исключительно со свойствами пульсара: высокая стабильность его радио-импульсов позволяет заметить малей шие его движения, вызванные притяжением даже небольших планет. Несмотря на радость долгожданного открытия, астрофизики не восприняли планетную систему PSR 1257+12 как «настоящую». Бли зость планет к пульсару и малый эксцентриситет их орбит вызывают подозрение: исходная планетная система не могла сохраниться в таком виде после взрыва сверхновой. Поиск у других пульсаров, — а их сейчас известно более тысячи, — дал немного: рядом с PSR B1620-26 обнаружена планета-гигант, а система PSR 1828-11 пока под вопросом. В табл. 2.3 приведены их параметры: минимальное значение массы планеты Msini, где t — угол между лучом зрения и перпендикуляром к плоскости орбиты; а также большая полуось (А), период (Р) и экс центриситет (е) орбиты. Многие исследователи склоняются к тому, ЧТо планетная система PSR 1257+12 сформировалась уже после взры83 сверхновой, возможно, из вещества второго компонента двойной звезды.
64
Глава 2. Где и какие звезды рождаются
Таблица 2.3. Экзопланеты вблизи радиопульсаров ПУЛЬСАР Название
ПЛАНЕТА Расст. (кпк)
Msin» (ДГ.)
А (а. е.)
Р
е
PSR 1257+12
0,3
0,015? 3,4 2,8 ~ 100
0,19 0,36 0,47 ~ 40
25,34 сут 66,54 сут 98,22 сут ~ 170 лет
0,0 0,0182 0,0264
PSR 1620-26
3,8
1,2-6,7 М1ир
10-64
62-389 лет
0,0-0,5
PSR 1828-11
3,6
3 12 8
0,93 1,32 2,1
0,68 лет 1,35 лет 2,71 лет
Присутствие «настоящих» планет рядом с нормальными звездами впервые было выявлено в 1995 г. методом оптической спектроскопии. Амплитуда доплеровских колебаний скорости звезды под действием обращающихся вокруг нее планет очень мала: десятки, сотни метров в секунду. Но специальная методика выявляет эти колебания у звезд нижней части главной последовательности, имеющих невысокие массы (а значит, большую амплитуду скорости) и узкие спектральные линии. Параметры 48 звезд с планетными системами и самих планет приведены в табл. 2.4 (Шнайдер 2000), полной на 11 октября 2000 г. Объекты расположены в порядке возрастания массы планет, точнее, измеренного значения Msin і в единицах массы Юпитера (Mjup). Отметим, что в системе HD 83443 обнаружено две планеты, а в систе ме v And даже три. Таблица ограничена значениями М sin і = I5Afjup. Но, разумеется, обнаружены и более массивные невидимые спутники, которые формально следует отнести к коричневым карликам. Еще дюжина планетных систем заподозрена, но пока не подтверждена, и у 21 исследованной звезды не обнаружены планетные системы. Как видим, оптические поиски пока выявили лишь «юпитеры» и «сатурны», причем очень близкие к звезде, а значитгорячие.Возмож но, еще рано делать выводы о средних характеристиках планетных си стем, учитывая очень сильную селекцию при их обнаружении. Но одне несомненное отличие от Солнечной системы бросается в глаза: эксцен триситеты орбит экзопланет весьма велики. Для сравнения укажем, чте почти у всех планет Солнечной системы эксцентриситеты орбит не пре вышают 0,1; лишь у Меркурия и Плутона они составляют 0,21 и 0,25.=
ЗВЕЗДА Название
Paccr.
ПЛАНЕТА Спектр
(ПК)
HD 83443 HD 16141 HD 168746 HD 46375 HD 108147 HD 83443 HD 75289 51 Peg BD-10"3166 HD 6434 HD 187123 HD 209458 v And HD 192263 HD 38529 55Cnc € Eri HD 121504 HD 37124 HD 130322 pCrB HD 52265 HD 177830 HD 217107 HD 210277 16 Cyg В HD 134987 HD 19994 Gliese 876 «And HD 82943 HR 810 47UMa HD 12661 HD 169830 14 Her GJ 3021 HD 195019 HD 92788
44 36 43 33 39 44 29 15 40 50 47 13 20 42 13 3 44 33 30 17 28 59 20 21 22 25 22 4,7 13 27 16 14 37 36 18 18 37 32
KOV G5IV G KIV F8/G0V KOV GOV G2IV G4V G3V G5 GOV F8V K2 V G4 G8V K2 V G2V G4IV-V КОНІ GOV GOV КО G8IV GO G2V G5V F8 V M4V F8V GO GOV Gl V КО F8 V KOV G6V G3 IV-V G5
M sin t (M Jup ) 0,16 0,215 0,24 0,249 0,34 0,35 0,42 0,47 0,48 0,48 0,52 0,63 0,71 0,76 0,81 0,84 0,86 0,89 1,04 1,08
U 1,13 1,28 1,28 1,28 1,5 1,58 2,0 2,1 2,11 2,24 2,3 2,41 2,83 2,96 3,3 3,31 3,43 3,8
A (a.e.) 0,174 0,35 0,066 0,041 0,098 0,038 0,046 0,05 0,046 0,15 0,042 0,045 0,059 0,15 0,1293 0,11 3,3 0,32 0,585 0,088 0,23 0,49 1,00 0,07 1,097 1,70 0,78 1,3 0,21 0,83 1,16 0,9 2,10 0,789 0,823 2,5 0,49 0,14 0,94
P (сут) 29,83 75.82 6,409 3,024 10,881 2,986 3,51 4,23 3,487 22.09 3,097 3,525 4,617 23,9 14,41 14,648 2502 64,6 155 10,72 39,6 118,96 391 7,11 437 804 260 454 60,85 241,2 442,6 320 3,0 года 264,5 230,4 1619 133,8 18,3 340
є 0,42 0,28 0, 0, 0,558 0,08 0,054 0,0 0, 0,30 0,3: 0,0 0,03: 0,03 0,28 0,05 0,608 0,13 0,19 0,05 0,03 0,29 0,43 0,14 0,45 0,67 0,25 0,2 0,3 0,2: 0,61 0,2 0,1 0,33 0,34 0,4 0,51 0,05 0,36
Глава 2. Где и какие звезды рождаются
66 ЗВЕЗДА Название
Расст.
ПЛАНЕТА Спектр
Msin» (MJup)
A (a.e.)
P (сут)
F6 IV Kl V F8 V GS IV G5 G5 G5 IV G4 V F7 V F9V K2V G5
3,87 4 4,61 4,99 5,04 5,4 6,59 6,6 7,2 11 13,73 ~15
0,0462 0,11 2,50 2,31 0,277 1,35 2,0 0,43 0,88 0,3 0,072 ~2
3,313 15,78 1267 1127 57,9 576 1083 116,6 256 84 8,43 1660
(ПК)
г Boo Gliese 86 v And HD 190228 HD 168443 HD 222582 HD 10697 70 Vir HD 89744 HD 114762 HD 162020 HD 168443
16 U 13 62 38 42 30 18 40 41 16 38
e 0,02 0,046 0,4: 0,43 0,54 0,71 0,12 0,4 0,7 0,3 0,28 0,28
Итак, в природе, несомненно, присутствуют и постоянно фор мируются объекты в интервале масс 100-0,0)3 М©, которым физиче ские законы ограничивают область существования звезд и подобных им объектов. Это указывает на разнообразие условий, а возможно и механизмов звездообразования. Насколько плотно заполняют звезды указанный интервал, не совсем ясно. Начальное распределение звезд по массе (§9.1) обычно представляется в виде гладкой функции, хотя есть указания на то, что формирование звезд в некоторых узких интер валах масс существенно подавлено. Возможно это как раз и указывает на области перехода между различными физическими механизмами, контролирующими звездообразование. Этот вопрос требует изучения.
2.2. Химический состав звезд и мзс Вопрос о химическом составе очень важен для физики звезд. На пример, элементы группы кислорода (С, N, О) служат катализаторами ядерных реакций, а элементы группы железа контролируют прозрач ность звездных атмосфер и, следовательно, светимость звезд. По этому поводу напомним один исторический урок. До начала 1950-х гг. общепринятыми моделями звезд были од нородные модели Эддингтона, ибо считалось, что вещество в звезде постоянно перемешивается. В этих моделях светимость звезды в основ ном зависит от ее массы и среднего молекулярного веса (1.11). Поэтому привести модель в соответствие с наблюдениями можно было лишь nonfioDOM химического состава. Например, если из двух звезд оди-
67
2.2. Химический состав звезд и МЗС
наковой массы одна — нормальная звезда ГП, а вторая — красный гигант, то объяснить большое различие их светимостей можно было, предположив, что нормальная звезда состоит почти из чистого водоро да, а у гиганта его лишь 30% или даже 3%. Можно представить себе, как изощрялись астрономы, пытаясь объяснить формирование столь разных по составу звезд из однородной межзвездной среды. Только по явление численных моделей эволюции звезд, учитывающих изменение состава ядра в ходе термоядерного синтеза, показало, как появляется с возрастом химическая неоднородность звезды и к каким существен ным изменениям наблюдаемых параметров звезды это приводит. Сейчас принято считать, что молодые звезды Галактики и ее МЗС имеют химический состав, близкий к составу атмосферы Солн ца, хотя и среди относительно молодых звезд встречаются химически пекулярные (Рябчикова 1992). Обычно содержание водорода, всегда преобладающего по массе, и гелия, которое трудно поддается измере нию, считается одинаковым у всех звезд, а под «различием химического состава» подразумевают различие в содержании более тяжелых, чем ге лий, элементов. Его выражают через логарифм обилия этих элементов по отношению к их содержанию на Солнце и называют металличностыо звезды. Например, величина Fe
IT
^^>^{^) O--(S). а
характеризует содержание железа, а аналогичная величина [Z/HJ — среднее содержание тяжелых элементов. В диске Галактики металличность звезд не постоянна, а меняется как с расстоянием от центра (Я), так и с расстоянием от плоскости Млечного Пути (г): в окрестности Солнца градиенты металличности составляют (Михалас и Бинни 1981): dJFe/H] ^
nnj;
« - 0 , 0 5 КПК
-;, dR
_, ,
(2.4) , « - 0 , 5 кпк '. dz Радиальный градиент указывает на рост интенсивности звездообра зования и химического обогащения вещества в направлении центра Галактики, а вертикальный градиент отмечает переход от плоской к сферической составляющей. В целом звезды диска существенно богаче тяжелыми элементами, чем звезды гало. Принципиальным для теории формирования звезд и галактик является вопрос о минимальной металличности, которую должны
68
Глава 2. Где и какие звезды рождаются
иметь звезды самого первого поколения. Известно немало звезд га ло с [Fe/H]= -(2-2,3). Но еще менее металличные звезды почти не встречаются. Среди карликов рекордсменом является G64-12, у ко торого [Fe/H]= -3,5. Абсолютный рекордсмен гигант CD-38°245 имеет [Fe/H]= -4,5. Однако звезд, вообще не содержащих тяжелые элемен ты, пока найти не удалось. Атомарный состав МЗС приблизительно таков же, как у Солнца: на 1000 атомов водорода приходится около 100 атомов гелия и 2-3 атома более тяжелых элементов. Однако в химическом отношении есть немалое различие: около половины атомов водорода МЗС объединены в молекулы Иг, а многие атомы тяжелых элементов входят в состав твердых частиц (пылинок) или молекул. Молекулярный вес МЗС существенно зависит от ее температуры. При Г > 104 К газ ионизован и у. — 0,6, при 102 К < Г < 104 К газ нейтрален и р. = 1,3, а при Т < 102 К формируются молекулы и р = 2,4.
2.3. Индикаторы звездообразования Поскольку массивные звезды живут недолго (и 3 х 10 лет) и име ют небольшие хаотические скорости (10 км/с), они не успевают далеко уйти от места своего рождения (< 30 пк). Поэтому массивные звез ды и окружающие их эмиссионные туманности являются хорошими индикаторами областей звездообразования. Это позволяет без труда обнаруживать такие области в соседних галактиках, но в плоскости Млечного Пути из-за поглощения света даже массивные звезды видны на расстоянии не более 3—5 кпк. Поэтому хорошим косвенным ин дикатором служит И К излучение пыли, нагретой горячими звездами, а также радиорекомбинационное излучение компактных областей Н II, окружающих массивные звезды внутри газопылевых коконов. Радиоизлучение молекул также помогает выявлять формирую щиеся и новорожденные звезды, которые часто бывают окружены газопылевыми дисками. Движение вещества в диске, а также выброс из него тонких быстрых струй (джетов) дает возможность выявлять такие объекты по доплеровскому расщеплению молекулярных линий. По-видимому, джеты со скоростями ~ 100 км/с сопровождают форми рование всех звезд с М ^ ЗМ©. Немаловажно также, что массивные звезды преимущественно ро ждаются в составе больших групп — ассоциаций, скоплений, ком плексов, заметить которые существенно легче, чем одинокую звезду. Да и полное число массивных звезд оценивается достаточно просто по интегральной светимости галактики в далеком И К диапазоне. А вот
2.4. Очаги звездообразования
69
звезды малых масс нередко формируются поодиночке, и заметить их удается лишь в непосредственной близости от Солнца: не далее 1 кпк. Поэтому о полном учете маломассивных новорожденных звезд пока не может быть речи.
2.4. очаги звездообразования Молодые звезды и области Н II распределены по диску Галактики не хаотически: большинство из них сгруппировано в комплексы раз мером 200-500 пк. Из комплексов сформированы спиральные рукава. Наибольшая интенсивность звездообразования наблюдается на рас стояниях от 3,5 до 6,5 кпк от центра Галактики. Солнце находится вне этого «кольца звездообразования» и к тому же в его плоскости, поэтому нам оно представляется как область Млечного Пути, про тянувшаяся на ±60° от направления на центр Галактики. Особенно отчетливо оно выделяется на фоне Млечного Пути в тех диапазонах излучения, которые не очень чувствительны к межзвездному погло щению (рис. 3.9). Сопоставление с картой Млечного Пути в линии излучения молекулы СО свидетельствует о тесной связи областей фор мирования звезд с облаками холодного молекулярного газа. Однако обратное утверждение было бы неверным: не все облака молекулярного газа показывают признаки звездообразования, а преимущественно те, которые находятся внутри спиральных рукавов. У галактик близких морфологических типов наблюдается пропор циональность между массой молекулярного межзвездного газа и часто той рождения звезд. Например, светимость в линии СО у М31 в 5 раз меньше, чем у нашей Галактики, и интенсивность звездообразования, оцененная по числу ярких звезд и областей Н II, у нее также в несколь ко раз меньше, чем в Галактике. К сожалению, М31 повернута к нам ребром и не очень удобна для исследования. Но и в других, более далеких спиралях, развернутых к нам плашмя, хорошо видна простран ственная корреляция между плотными облаками МЗС и областями Н II. К тому же и те, и другие концентрируются в спиральных рукавах. В Галактике около 70% звезд рождается сейчас в спиральных рукавах, 10% — в межрукавном пространстве, 10% — в районе центра Галактики, в области диаметром около 1 кпк, и еще около 10% — над галактической плоскостью, в гало. При этом спиральные рукава занимают всего около 20% объема галактического диска и не более 1% Галактики в целом. Роль спиральных рукавов в основном заключается в подготовке МЗС к процессу рождения звезд. Именно в рукавах Формируются наиболее массивные и плотные молекулярные облака. Но если такое облако сформировалось вдали от центра или плоско-
70
Глава 2. Где и какие звезды рождаются
сти Галактики, то в нем звезды рождаются так же интенсивно, как в облаках спиральных рукавов. Разумеется, такие «независимые» обла ка встречаются редко, но все же известны очаги звездообразования на расстояниях R = 15-20 кпк и на высотах z = 1-2 кпк.
2.5. Вспышки звездообразования
\
В близких галактиках позднего типа в разные годы были описаны очень крупные скопления молодых звезд (Ходж 1961, Амбарцумян и др. 1963, ван ден Берг 1981, Арп и Сэндидж 1985). Называют их по-разному: • звездные сверхскопления (super star clusters); • сверхассоциации (super-associations); • голубые шаровые скопления (blue globular clusters); • богатые голубые скопления (populous blue clusters). Наиболее известны среди них звездные скопления Магеллановых Обла ков: NGC 2070 (30 Dor), NGC 330 и др. Подобные же скопления найдены и в других галактиках Местной группы, например, в М 33, в NGC 1613. Их светимость достигает Мв ~ - 1 0 . Однако в галактиках за пределом Местной группы обнаружены и более мощные скопления. Так, Арп и Сэндидж (1985) описали в аморфной галактике NGC 1569 две голубые конденсации с цветами (В—V и 0,1 и U—В ~ - 1 , 1 ) , типичными для молодых скоплений, и све тимостью Мв » - 1 3 . Замечательное скопление найдено в аморфной галактике NGC 1705. Диаметр ее «диска» всего около 2,5 кпк. В ее центре, в области диаметром 500 пк видны четыре яркие конденсации, самая мощная из которых (NGC 1705-A) имеет диаметр около 30 пк и светимость Мв = —15,4 (при Но = 50 км/с/Мпк). Ее цвет и спектр (ВЗ V) указывают на возраст 107 лет. А масса звезд в ней при степенной функции масс с наклоном а = 2,9 в диапазоне 1-18 М© составляет 7 х 10 М 0 (Мельник и др. 1985 а). Пока трудно судить о том, является ли эта группа звезд гравитационно связанным скоплением или же очень молодой и богатой ассоциацией. Но, во всяком случае, это область бурного звездообразования, которые определяют как «очень компактные области, в которых за очень короткое время сформирова лись сотни или даже тысячи очень массивных звезд» (Мельник и др. 19856). Неравномерность и иерархичность пространственного распреде ления молодых звезд, о которой мы подробнее расскажем в гл. 12, вообще говоря, не отражает облачной структуры межзвездной среды.
2.5. Вспышки звездообразования
71
Звездные скопления связаны с существованием своих предшественни ков — ядер гигантских молекулярных облаков. Двойные и кратные скопления, а также звездные ассоциации генетически продолжают ли нию самих ГМО, имеющих сложную структуру. А звездные облака и комплексы размером в сотни парсеков связаны с комплексами ГМО, объединенными в недрах сверхоблаков Н I. Однако сейчас нам важно отметить не столько факт неоднородно сти в распределении молодых звезд, сколько существование областей, охваченных таким интенсивным звездообразованием, что они явно доминируют на оптических изображениях галактик и темп звездообра зования в них сравним или выше, чем во всей галактике. Области бурного звездообразования обнаруживаются в галактиках различного масштаба. В ядрах крупных галактик они могут имитиро вать ядерную активность, которая считается характерным признаком квазаров и сейфертовских галактик и обычно не связывается с фор мированием звезд. В спиральных и неправильных галактиках очаги активного звездообразования часто расположены на периферии, на пример, на концах спиральных рукавов и называются гигантскими межгалактическими областями НII (Кенникат 1988). Их диаметр дости гает 1 кпк и они содержит до 10 OB звезд. Для сравнения, диаметр Туманности Ориона около 1 пк и в ней 6 OB звезд. В карликовых галактиках область активного звездообразования мо жет быть вообще единственным очагом формирования звезд и при этом обеспечивать почти всю светимость маленькой галактики, которую в таком случае обычно называют Н Н-галактикой. Описанные здесь гигантские очаги формирования звезд являются самыми яркими индикаторами этого процесса. Хотелось бы понять механизмы их происхождения.
Глава З
Межзвездная среда Прежде чем стать звездой, вещество Вселенной проходит все круги физико-химических превращений: от кварков и элементарных частиц к сложным молекулам и вновь к атомам и частицам; от релятивистских энергий к абсолютному нулю и вновь к состоянию плазмы; от ги гантских плотностей к глубочайшему вакууму и вновь к плотностям атомного ядра.
о я о ч С
Остатки звезд Звезды Скопления з^зд Галактики Скопления галактик Сверхскопления галактик Возраст Вселенной
Рис. 3.1. Эволюция плотности вещества Вселенной. Первыми формируются самые крупные структуры — сверхскопления и скопления галактик, затем внутри них образуются галактики, звездные агрегаты и звезды
3.1. Основные фазовые состояния МЗС
73
3.1. Основные фазовые состояния мзс Пространство между звездами заполнено разреженным веществом, излучением и магнитным полем, взаимодействующими друг с дру гом и поэтому имеющими в среднем равные плотности энергии: ~ 10 эрг/см ~ 1 эВ/см . Поскольку изучение МЗС началось срав нительно недавно, фундаментальные открытия в этой области продол жаются. Так, самая горячая (~ 10 К) и самая холодная (~ 10 К) составляющие МЗС были открыты лишь в 1970-х гг. О неоднородности МЗС астрономы знали давно по виду эмисси онных и темных туманностей. За областями с повышенной плотностью газа и пыли закрепилось название облака. В поисках причины, удержи вающей облака от расширения, Л. Спитцер лет сорок назад предложил двухкомпонентную модель МЗС, в которой относительно холодные (Г ~ 10 К) и плотные облака удерживаются от расширения давлением межоблачного горячего (Г ~ 10 К) газа. Модель оказалась удачной: в линии 21 см были обнаружены облака атомарного водорода размером 0,1—50 пк и массой 0,1 —10 М©, погруженные в разреженный иони зованный газ, проявивший себя излучением в континууме (см.: Дикки и Локман 1990, Кулкарни и Хейлес 1988). Однако в начале 1970-х гг. представления о МЗС стали быстро меняться: в см- и мм-диапазонах были обнаружены многоатомные молекулы и состоящие из них огромные холодные облака, а с помо щью космических УФ телескопов открыли очень горячий газ низкой плотности (Г ~ 10 К), названный «корональным», поскольку он был известен в короне Солнца и, как выяснилось, заполняет также и корону Галактики. Теперь базовой моделью МЗС является четырехкомпонентная модель (см. табл. 1.1), хотя при детальном анализе можно выделить и большее число составляющих (Бочкарев 1992). Межзвездные облака делят по химическому принципу на атомар ные (НI) и молекулярные (Нг). По температуре и плотности их разде ляют по крайней мере на 4 типа (табл. 3.1). Существует также несколько характерных морфологических типов облачных структур, происхожде ние которых в одних случаях ясно, в других — нет. Например, очевид ным представляется происхождение сверхоболочек HI — кольцеобраз ных структур, расширяющихся вокруг областей звездообразования. Но до сих пор не ясны механизмы формирования гигантских молеку лярных облаков, хотя и предложено несколько сценариев их рождения. Еще менее понятно происхождение недавно выделенных в радио континууме и в линии 21 см структур, возвышающихся над галактичес ким диском и получивших название worms — «червяки» (Хейлес 1993).
74
Глава 3. Межзвездная среда
Их размер 100-300 пк, и вполне вероятно, что некоторые из них сформированы горячими потоками, поднимающимися над очагами звездообразования. Таблица 3.1. Основные типы межзвездных облаков
Параметр облака
диффузное
Т, К п(Н), см"3
102-103 1-Ю2
Тип о б л а к а темное молекулярное
глобула
2 ю-ю 2 ю -ю 4
10-30 103-105
5-50 400-106
Используя термин облако, мы еще не определили точно, что же это такое. Приходящая на ум аналогия с облаками на земном небосводе, в общем, недалека от истины. Но при выделении межзвездных облаков есть свои тонкости и даже некоторая несогласованность терминологии. При наблюдении с низкой чувствительностью или в линиях менее обильных элеменов выделяются лишь плотные части облаков — их ядра. Часто они группируются в пространстве, за что получили название
: ;
1 1 11 11 1 111 | ГТТГ Т11 111Г Т І 1 11 1I I | 1 1 11 1
у
--•
ІЇХЇЧ'Ґ
.;---V
: X " u
:
Галактическая ши рот
я
0
~
:
'V, /?&;>' .... I \ fY^^^/ft?
© "
\ і ••'''•У''
юо пк
:
-1 - W 5 1 ' • '
~
-т ' І
І
49 Галактическая долгота
1 1 1 1 1 1 1 1 1 1...
50
PMC. 3.2. Двумерная (в проекции на небо) радиокарта в линии излучения молекулы СО гигантского молекулярного облака, связанного с областью звездо образования W 51
3.1. Основные фазовые состояния МЗС
75
молекулярные комплексы. Но с более чувствительными антеннами или в линиях более обильных молекул обычно становятся видны и менее плотные оболочки, окутывающие ядра. В этом случае весь конгломерат считают единым молекулярным облаком. Чтобы избежать путаницы, в последнее время используется более строгий подход: фаницу облака проводят по определенному уровню его поверхностной яркости, например, по уровню яркостной температуры Т — 4 К. Если выбрать иное значение температуры, то можно очертить разреженные наружные (Т = 2 К) или плотные внутренние (Т = 5—7 К) части облака. Таким образом, фаница облака — это замкнутая линия на картинной плоскости или поверхность равной яркостной температуры в 3-мерном физическом пространстве. Изучению геометрических свойств столь непростых объектов, как облака, помогают методы перколяционного и фрактального анализа (Мандельброт 1982, Федер 1991, Перданг 1991). Выяснилось, напри мер, что фрактальная размерность межзвездных молекулярных облаков и атмосферных облаков на Земле практически совпадает: D = 1,35— 1,40. Вероятно, это указывает на единство физических процессов,
Рмс. 3.3. Квазитрехмерное изображение того же облака, что и на рис. 3.2. В качестве границы облака принята поверхность равной яркостной температуры Г = 4К
76
Глава 3. Межзвездная среда
формирующих структуру тех и других. Как известно, структура атмо сферных облаков определяется гидродинамической турбулентностью и диффузией. Возможно, что и в межзвездных облаках эти процессы играют ведущую роль. Изучение структуры облаков осложняет эффект проекции (рис. 3.2), способный заметно изменить картину в зависимости от ракурса. Пе реход от 2-мерного к 3-мерному изображению можно имитировать, приняв за третью координату лучевую скорость. При этом дифферен циальное вращение Галактики позволяет разделять облака друг от друга (аналогичным приемом пользуются в космологии, где роль третьей координаты играет красное смещение). Однако в пределах одного облачного комплекса хаотическое движение газа приводит к заметному искажению истинной структуры. На рис. 3.3 хорошо заметна сигаро образная форма всех уплотнений, вызванная наложением турбулентных движений газа внутри них на круговое галактическое вращение.
3.2. молекулярная составляющая мзс Появление молекул в МЗС является индикатором того, что она охладилась, уплотнилась и готова к формированию звезд. Практичес ки все очаги звездообразования связаны с крупными молекулярными облаками. Около половины массы МЗС Галактики заключено в мо лекулах водорода Нг, их свойства в значительной степени управляют формированием звезд. Процесс синтеза молекул очень чувствителен к физическим условиям и к составу среды (Рудницкий 1983). Он происходит в газофазных реакциях с участием ионов и на поверхности пылинок, обладающих каталитическими свойствами. Сейчас обнаружены молекулы, содержащие до 13 атомов; некото рые из них (СО, CS, ОН, Н2О, NH3, НгСО) представляют большой интерес как индикаторы звездообразования. В табл. 3.2 указаны некото рые важные и просто интересные молекулы в порядке их обнаружения в межзвездной среде. В табл. 3.3 приведен полный (на середину 2000 г.) список молекул, найденных в межзвездном пространстве и расширяю щихся оболочках красных гигантов. При этом не указаны изотопные разновидности молекул. В формулах молекул префикс «1-» означает «линейная», а «с-» — циклическая. Отметим, что сложные молекулы обнаруживаются только в плотных «молекулярных» облаках, а в диф фузных облаках (.4V < 1) найдены лишь простейшие молекулы: Нг, HD, СН, ОН, NH, С 2 , СО, CN, CS. Самой распространенной в МЗС является молекула водорода, которую, к сожалению, очень сложно наблюдать: ни в видимом, ни в радиодиапазоне у нее нет спектральных линий (молекула Нг сим-
3.2. Молекулярная составляющая МЗС
77
Таблица 3.2. Обнаружение важных межзвездных молекул формула
Название
Метилидин Циан Метилидин (ион) Гидрокеил Водяной пар н2о Аммиак NH3 Формальдегид н2со Моноокись углерода СО Молекулярный водород н2 Муравьиная кислота нсоон Синильная кислота HCN Метанол (древесный спирт) СНзОН NH 2 CHO Формамид Сероуглерод CS Моноокись кремния SiO Сероводород H2S Моноокись серы SO Этиловый (винный) спирт CH3CH2OH SiS Сульфид кремния Двуокись серы so 2 C2H2 Ацетилен CH2CO Кетен Двуатомный углерод c2 NO Окись азота CH3SH Метилмеркоптан Озон oC3H Этилен 2 4 HC„N Цианодекапентин HCl Хлористый водород H2D+ Дейтерированный водород (CHjbCO Ацетон NH 2 CH 2 C00H Глицин (аминокислота) Протонизированный водород H? CHjCOOH Уксусная кислота CH 2 0HCHO Гликольальдегид (сахар)
СН CN СН + ОН
Спектральный диапазон Опт Опт Опт Р 18 см Р 1,4 см Р 1,3 см Р 6,2 см Р 2,6 мм УФ Р 18 см Р 3,4 мм Р 36 см Р 6,5 см Р 2,0 мм Р 2,3 мм Р 1,8 мм Р 3,0 мм Р 2,9 мм Р 2,8 мм Р 3,6 мм ИК Р 2,9 мм ИК Р 2,0 мм Р 3,0 мм Р 1,5 мм
ик
Р 1,3 см ИК Р 0,8 мм Не подтверждено И К 3,67 мкм Р 3 мм Р 3 мм
Год открытия 1937 1940 1941 1963 1968 1968 1969 1970 1970 1970 1970 1970 1971 1971 1971 1972 1973 1974 1975 1975 1976 1976 1977 1978 1979 1980 1980 1981 1985 1985 1987 1996 1996 1997 2000
78
Глава 3. Межзвездная среда
метрична, поэтому ни ее тепловые колебания, ни вращение не приводят к смещению разноименных зарядов, а значит, и к дипольному излуче нию). Ее электронные переходы лежат в вакуумном УФ диапазоне, по ним в полосе Лаймана 991—1132 Ä молекула и была открыта в погло щении в спектрах горячих звезд. УФ наблюдения молекулы Нг позволяют изучать лишь полу прозрачные (диффузные) облака, небольшие глобулы или периферию темных облаков. Но и при этом было установлено два важных факта: 1) пыль и газ перемешаны достаточно однородно — не существует преимущественно пылевых или преимущественно газовых облаков; 2) с ростом плотности и оптической толщи облаков отношение Н2/Н I возрастает: оно меняется от 0,01% у диффузных облаков до 60% у плотных облаков с r uv > 1. Молекулярные облака, целиком состоящие из Нг, покрыты пе реходным слоем от Нг внутри к Н 1 снаружи. Слой имеет толщину, достаточную для поглощения УФ излучения (~ 10 атом/см ). Помимо УФ линий у молекулы Иг есть И К переходы (квадру-і польные вращательные и врашательно-колебательные уровни). Они возбуждаются при температуре (1—4) х 10 К за фронтом ударной вол ны (важно, что при относительно высокой температуре там отсутствует УФ излучение, способное разрушить молекулу). Обычно это происхо дит при взаимном столкновении облаков или под действием звездного ветра от молодых массивных звезд. И К излучение молекулы Нг воз никает в сравнительно тонком слое газа непосредственно за фронтом ударной волны, там где температура максимальна. За счет этого излу-і чения газ быстро остывает и молекулярный водород вновь становится! невидимым. Вообще говоря, энергия диссоциации молекулы Н2 всего 4,5 эВ, но вероятность поглощения таких квантов невелика по указанной выше причине. Поэтому разрушение молекулы, как правило, проис ходит так: квант с энергией 11,2 эВ возбуждает в молекуле электрон, который, возвращаясь в основное состояние, иногда излучает фотон, а иногда передает энергию внутренним колебаниям молекулы, которые приводят к ее распаду. Поэтому условно можно считать, что энергия диссоциации молекулы Нг составляет 11,2 эВ. Оказывается, что очень близкую энергию диссоциации (11,1 эВ) имеет молекула СО — вторая по распространенности молекула МЗС. Поэтому обе они существуют в одних и тех же областях. Но, в от личие от Н2, несимметричная молекула СО имеет прекрасные линии излучения в радиодиапазоне (А = 2,6 мм).
3.2. Молекулярная составляющая МЗС
79
Таблица 3.3. Межзвездные и околозвездные молекулы 2
3
4
Количество атомов 5 6
7
^8
Межзвездные неорганические молекулы (22)
н2 ОН
н2о
so SiO
so 2 HNO
SiS NH NO NS PN HCl SO+ HF
NH 2 N2H+ N20
H2S
NH 3
н3о+
HJ
Межзвездные органические молекулы (76) CH
сн
+
CN СО CS Q +
со
HCN HNC HCO OCS HCO+ HOC+ HCS + C2H C20 CiS CH 2
Н2СО H2CS HNCO HNCS c-CjH 1-CjH C3N С3О C3S H2CN СНз
co2
с2н2 HOCO+ HCNH +
HC3N С4Н CH2NH СН 2 СО NH2CN
носно
с-С 3 Н 2 CH2CN Н2ССС HCCNC HNCCC СН 4 Н 2 СОН +
СН3ОН CH3CN CH3NC CHjSH NH 2 CHO НС 2 СНО С5Н Н 2 СССС HCjNH
HC5N CHjCCH CH 3 NH 2 CHjCHO CH2CHCN C6H c-C 2 H 4 0
HCOOCH3 CH3C3N CH3COOH H2C6 CH 2 OHCHO CH30CH3 HC7N CH3CH20H CH 3 CH 2 CN CH3C4H CH3C5N CH3COCH3 HC9N HC„N
Межзвездные органические молекулы (22) CP c} SiC c-SiCj SiN NaCN NaCI MgCN AICI MgNC KCl A1F SH
HCCN c-SiC3
С5 S1H4 SiC4
С2Н4 C5N
C7H C8H
80
Глава 3. Межзвездная среда
Чем больше плотность облака, тем более разнообразные молекулы в нем встречаются, причем каждая из молекул характерна для опреде ленного интервала плотностей. Поэтому наблюдения в линия СО, ОН, NH3, HCN позволяют заглянуть практически в любую часть облака с разнообразными физическими условиями. Наблюдая несколько ли ний одной молекулы можно определить изотопный состав газа, его температуру и плотность. В табл. 3.3 не приведены различные изо топические аналоги молекул, хотя их встречается довольно много. Например, кроме наиболее распространенной молекулы угарного газа 12 16 С 0 , которую обычно записывают просто как СО, наблюдаются i*j
также ее изотопические аналоги 1-1
IT
і о
СО, С О , С О
и очень ред-
1 О
кий С О. Аналогичные линии излучения этих молекул немного не совпадают друг с другом (изотопический сдвиг), и это помогает детально исследовать облако: если в линии обильного изотопа облако непрозрачно, то в линии редкого изотопа оно просвечивает насквозь. Существование изотопических аналогов важно для определения массы газа в облаках и в Галактике в целом. Если облако непрозрачно в линии СО, его массу измеряют по потоку в линии СО. Дальнейший переход от потока в СО к числу молекул Нг представляет непростую задачу. Обычно считают, что на каждую молекулу , 3 СО приходится около миллиона молекул Нг- Однако это соотношение зависит от со става МЗС, который меняется как внутри самой галактики (градиент химического состава от центра к периферии), так и от одной галактики к другой. В зависимости от сделанных предположений оценка массы молекулярных облаков по измеренному потоку в линии СО у разных исследователей может различаться в 2—3 раза.
3.3. /Межзвездная пыль Помимо ионов, атомов и молекул газа в МЗС присутствуют и макроскопические твердые частицы, называемые пылинками. Они были обнаружены по поглощению света звезд и по его поляризации, возникающей в том случае, когда ориентация пылинок упорядочена межзвездным магнитным полем. Из фактора, затрудняющего оптичес кие наблюдения, они превратились в важнейший объект наблюдения И К астрономии. Очень велика роль пылинок в процессе формирования звезд и планетных систем. На поверхности пылинок происходит синтез межзвездных молекул, пыль задерживает излучение звезд и передает его импульс межзвездному газу, И К излучение пыли является важней шим фактором энергобаланса плотной межзвездной среды, внутренние части протопланетиых дисков практически целиком состоят из пыли.
3.3. Межзвездная пыль
81
Средний радиус крупных пылинок составляет 0,10-0,15 мкм, а мелких ^ 0,01 мкм. Состав и структура пылинок до сих пор не ясны. В 1930-е гг. считали, что это железные частицы, в 1940-е появилась модель «грязныхснежинок» — замороженной смеси молекул НгО, Нг, СН4> МНз с примесью тяжелых элементов. Когда расчеты показали, что прямая конденсация таких частиц в МЗС невозможна, обратили внимание на холодные атмосферы звезд-гигантов, где могут кон денсироваться тугоплавкие фафитовые частицы (копоть!) и лучевым давлением выталкиваться наружу. Открытие в 1969 г. эмиссионной полосы с Л = 9,7 мкм при вело к появлению модели силикатных частиц. Обнаружение в МЗС множества сложных молекул подтолкнуло к созданию многослойных моделей пылинок, в которых тугоплавкое ядро покрыто оболочка ми из льдов. Появились модели пылинок-полимеров и даже живых пылинок-бактерий! Наиболее разработана модель пылинок в виде смеси фафитовых и силикатных частиц, покрытых оболочками из органических молекул и льдов. Радиусы частиц от 0,25 до 0,005 мкм. Больших частиц мало, * и они ответственны за поглощение и поляризацию света в видимой и ИК областях спектра. Мелких частиц в тысячи раз больше, и они определяют поглощение в УФ. Предполагают, что в крупные частицы вкраплены атомы «магнитных» элементов, которые придают пылинкам парамагнитные свойства и обеспечивают их ориентацию в межзвездном магнитном поле. Лабораторные эксперименты показали, что на твердых частицах после длительной адсорбции молекул газа и их испарения под влиянием УФ образуется нелетучий органический осадок («желтое вещество»). Гринбергом была выдвинута идея о том, что в диффузных облаках ядра пылинок окружены органическим веществом, а в молекулярных — еще и ледяной оболочкой. Такая модель приводит к хорошему согласию с наблюдениями, хотя серьезно обсуждаются и другие модели (см.: Гринберг 1970; Вошинников 1986). Температура пылинок (Та) определяется балансом их излучения и нафева. В облаках и прохладной межоблачной среде пылинки нафеваются излучением звезд, а в горячих областях с температурой газа ^ 10 К еще и столкновениями с электронами. Графитовые частицы лучше поглощают УФ и видимый свет и хуже излучают в И К, чем силикатные частицы. Поэтому температура фафитовых частиц выше. Например, в диффузных облаках солнечной окрестности темпе ратура фафитовых частиц 2а,с ~ 20 К, а силикатных Tasi и 11 К. На расстоянии 5 кпк от центра Галактики эти температуры соответ-
82
Глава 3. Межзвездная среда
ственно близки к 25 и 13 К, а на расстоянии 13 кпк — к 17 и 9 К. Поддерживает температуру пылинок общий фон оптического излуче ния звездного диска. Излучением этих пылинок определяется около половины галактического фона в далеком И К диапазоне. А вторая его половина связана с излучением пылинок в протяженных областях НИ низкой плотности, где Тйс « 4 0 К и T^si « 30 К. Там пыль разогревается молодыми звездами. В глубине плотных облаков температура пылинок всего несколько кельвинов, и тем не менее именно И К излучение пыли служит основ ным хладагентом молекулярных облаков и протозвезд. Несмотря на то что суммарная масса пыли всего ~ 0,03% полной массы Галактики, ее полная светимость составляет 30% от светимости звезд и полностью определяет излучение Галактики в И К. При этом, основная масса пыли довольно холодна (15—25 К); она заполняет весь галактический диск, концентрируется в облаках и нагревается общим излучением звезд Галактики. Эта холодная пыль вносит 37% в полную светимость и хорошо видна в самом далеком И К (А > 100 мкм). В очагах звез дообразования находится теплая пыль (30—40 К), которая нагревается О- и В-звездами. Она регистрируется в диапазоне 100 мкм и служит хорошим индикатором молодых звезд. С ней связано около половины И К излучения Галактики. И, наконец, горячая пыль (250—500 К) в небольшом количестве присутствует в атмосферах некоторых красных гигантов, называемых OH/IR-звездами, поскольку небольшие уплотнения в их оболочках проявляют себя как источники мазерного излучения молекулы ОН, а горячая пыль делает эти звезды мощными И К источниками. Разу меется, пыль в атмосферах красных гигантов появляется не случайно: она там рождается и выметается давлением излучения в межзвездное пространство. Поэтому такие звезды в шутку называют «коптящими». Кроме красных гигантов есть и другие источники пыли (табл. 3.4), все они связаны общим физическим механизмом — наличием расширяю щихся и, следовательно, охлаждающихся оболочек. В холодных, медленно расширяющихся атмосферах гигантов фор мируются не только пылинки, но и молекулы. Из звезд такого типа наиболее изучена IRC+I0216, расположенная в 100-200 пк от Солнца. В ИК диапазоне радиус ее расширяющейся со скоростью 14 км/с атмосферы около 35 а. е., температура 600 К, а темп потери массы 2 х 10~5М©/год. В атмосфере 1RC+10216 найдено около 60 различных молекул, не считая их многочисленных изотопических разновидностей. Однако самые сложные и неустойчивые молекулы все же образуются не в атмосферах звезд, а на поверхности пылинок в недрах облаков.
3.3. Межзвездная пыль
83
Таблица 3.4. Источники пыли в Галактике Источники пыли Красные гиганты Взрывы новых Взрывы сверхновых Протозвезды Планетарные туманности Звезды типа Вольфа—Райе Всего
И нтенсивность поступления, 10-3М@/год 3 0,4-4 3 £0,3 0,4 ~ 0,01 и Ю- 2 М 0 /год
Разрушение пылинок связывают с несколькими процессами. При повышении температуры пылинки с ее поверхности происходит воз гонка вещества (сублимация). Ее эффективность зависит от энергии связи молекул с поверхностью: Еа^(эВ) = 0,35 (NH3); 0,53 (Н?.0); 4,13 (Fe); 5,7 (силикат); 7,35 (фафит). Поэтому вблизи ОВ-звезд и при вспышках сверхновых разрушаются летучие оболочки пылинок, * но сохраняются их ядра. Разрушаются пылинки и при столкновении друг с другом, с атома ми газа и космическими лучами. Простого столкновения межзвездных облаков недостаточно для разрушения пылинок, но оно эффектив но происходит в сильной ударной волне (V > 100 км/с). Возможно и химическое разрушение пылинок во время экзотермических реакций на их поверхности (например, НгО + Н => ОН + Нг) или ми кровзрывов с участием свободных радикалов. Рассматривалась также фотодесорбция, при которой фотон выбивает молекулу с поверхности пылинки, — она оказалась малоэффективной. Подробно разрушение пыли в различных астрофизических условиях обсуждается в работе Дрейн и Солпитера (1979). Очень велика роль пылинок как катализаторов молекулярных реакций. Сначала происходит адсорбция атомов газа поверхностью пылинки, затем мифация атомов по поверхности, их встреча, реакция и десорбция (т.е. отщепление от пылинки). Молекулы Н2 формиру ются на пылинках за время порядка т(Н I - Н 2 ) * 3 х 107 (—^-Л лет. (3.1) \ 4 0 см - - 3 / Рождение молекул уравновешивается их фотодиссоциаиией фоновым УФ излучением звезд. Чем менее прозрачно облако, тем слабее в нем
Глава 3. Межзвездная среда
84
поток УФ, который поглощается как пылинками, так и самими моле кулами Н2- Переход от атомарного газа к молекулярному в стационар ном состоянии происходит довольно резко при достижении облаком некоторой критической поверхностной плотности (transition column density) NH,IT, определяемой как поверхностная плотность ядер водо рода, при которой 20% его массы содержится в форме Нг (Федерман и др., 1979): /
ч -1,4
NHM » 2,4 х !0 20
—-ІЦ ) см" 2 . (3.2) _3 \40см / Разумеется, это справедливо лишь для нормального химического соста ва МЗС, с которым прямо связано содержание в ней пыли. Значение •NH.tr обратно пропорционально обилию тяжелых элементов в МЗС. 3.4. ГЛОбуЛЫ Небольшие темные области округлой формы, хорошо заметные на фоне эмиссионных туманностей или плотного звездного поля, были обнаружены еще Барнардом, однако первым выделил их в особый класс и дал им название глобул Барт Бок в конце 1940-х гг. Позже глобулы стали выявлять радиометодами. Оказалось, что изолированные глобулы рассеяны по всему Млечному Пути, но концентрируются в тех областях, где много темных туманностей. На северном небе это, прежде всего, созвездия Телец и Змееносец, а на южном — Южный Крест, где на фоне Млечного Пути видна огромная темная туманность размером 6° х 6° — знаменитый Южный Угольный Мешок. В начале 1970-х гг. в списках значилось уже более сотни глобул, а всего в Галактике по оценке Б. Бока около 30 тыс. крупных глобул с массами ^ 1 М©. В табл. 3.5 представлены типичные крупные глобулы и группы мелких (для них указаны крайние значения массы и ради уса). Недавно стали известны и миниглобулы с массами ~ 10 _5 М®, радиусами ~ 10" пк и плотностями ~ 105 с м - 3 . Например, сотни таких «кометарных глобул» вкраплены в ионизованный объем близкой планетарной туманности Helix (NGC 7293). Все они ориентированы радиально, головой к центральной звезде. Их хвостики, вероятно, являются областями тени, закрытыми от ионизирующего излучения звезды и центральной части туманности. Хотя для звездообразования столь мелкие глобулы не представляют интереса, их изучение помогает понять механизмы формирования более крупных глобул. Р. Снелл подробно исследовал дюжину крупных глобул на рассто янии 150-200 пк от Солнца. Их диаметры от 0,5 до 1,5 пк, а массы
3.4. Глобулы
85
от 10 до 140 М©. При этом средняя плотность каждой глобулы близка к 2 х 103 с м - 3 . Внутри глобул распределение плотности почти изотер мическое (р ос г~2) и достигает в центре значения 105 см при темпе ратуре всего 10—20 К. К краям температура слабо возрастает. Объясня ется это тем, что внутри изученных глобул нет горячих звезд, тогда как снаружи они нагреваются звездным светом и космическими лучами.
306°
304°
302°
300°
Галактическая долгота PMC. 3.4. Темное облако Южный Угольный Мешок в линии СО
Замечено, что мелкие глобулы обычно концентрируются в обла стях звездообразования и на них сильно влияют потоки горячего газа и излучения от молодых звезд. Вероятно именно повышенное давление газа в областях Н II привело к уплотнению этих небольших конденса ций, уже существовавших в облаке до появления горячих звезд. Судьба мелких ^лобул не совсем ясна: вообще говоря, они должны испаряться, растворяться в теплом межоблачном газе. Но возможно, что некоторые из них под действием внешнего давления коллапсируют в маломассив ные звезды. А в областях, где пока не происходит формирования звезд, глобулы крупнее и массивнее, вероятно, потому, что там они спокойно могут расти за счет аккреции окружающего газа. Детально исследована крупная глобула В 2 (Бок 2). Ее изучали по И К спектрам и поляризации света звезд, проходящего сквозь облако. Масса глобулы 12М®, радиус 0,2 пк, температура в центре 10 К и дис-
86
Глава 3. Межзвездная среда
Таблица 3.5. Параметры некоторых глобул Объект
Предполагаемое расстояние, к п к КРУПНЫЕ
Барнард 227 Барнард 34 Барнард 361 Орион (вблизи е Ori) 1С 1848 NGC 2264
Радиус,
Масса,
ПК
ме
0,4 1,1 0,9 0,1 0,3 0,14
30 70 50 2,2 20 4
0,02 0,06 0,005 0,03 0,02 0,08
0,1 0,8 0,01 0,2 0,1 1,4
ГЛОБУЛЫ
0,6 0,6 0,6
0,4 1,7 0,9 ГРУППЫ МЕЛКИХ
NGC 2244
1,66
1С 2944
2,2
М 8
1,26
ГЛОБУЛ
персия скоростей газовых потоков в ней « 0,5 км/с. Легко убедиться, что гравитационная энергия глобулы близка к кинетической энергии газовых потоков и к энергии теплового движения молекул (Зх і О43 эрг). Судя по всему, энергия магнитного поля в глобуле также близка к это му значению. Давление газа и магнитного поля удерживает глобулу от сжатия. Дополнительным подтверждением стационарного состояния глобулы служит регулярная структура ее магнитного поля и резкое воз растание плотности к центру, характерное для самогравитирующих тел. В состоянии равновесия глобула В 2 может пребывать долго. В ней нет ни звезд, ни протозвезд. Но поскольку звездное излучение извне проникает в глобулу, ее газ поддерживается в частично ионизованном состоянии и магнитное поле не затухает. Но если посторонняя сила немного сожмет глобулу, то ее прозрачность уменьшится, снизится степень ионизации газа и магнитное поле начнет затухать. А это может повлечь за собой сжатие глобулы и формирование в ней одной или нескольких звезд. Барт Бок в шутку называл глобулы «протопротозвездами». В «замороженном» состоянии могут пребывать не только отдель ные глобулы, но и их семейства, объединенные в едином родительском облаке. Таков, например, Южный Угольный Мешок, имеющий массу более 3500 Мг, размер 18 пк х 15 пк и находящийся в 175 пк от Солниа. Внешне это облако неправильной формы, похожее на темные облака
3.4. Глобулы
87
в Тельце и Змееносце (рис. 3.4). Оно также содержит множество разных по размеру глобул, но, в отличие от облаков в Тельце и Змееносце, где происходит рождение звезд, в Угольном Мешке звезды не рождаются: там не видно ни точечных ИК источников, ни эмиссионных объектов, ни звезд типа Т Tau или вспыхивающих звезд, характерных для мо лодого населения. Температура газа в Угольном Мешке всюду близка к 10 К, что также говорит об отсутствии источников нагрева. Любопытно было бы узнать, как долго облако может пребы вать в «замороженном» состоянии. В принципе, такую возможность дают химические часы: в плотном газе и на поверхности пылинок происходят химические реакции, формирующие все более сложные молекулы (рис. 3.5). Простейшие молекулы формируются за 10 4 105 лет. Для образования молекул из 10—13 атомов требуются десятки миллионов лет, что сравнимо с временем жизни облака. К сожалению, этот метод пока не дал надежных результатов. Еще один пример: небольшая глобула В 61 и ее более крупный сосед размером 0,65 пк х 0,42 пк — глобула В 62, она же Линде 100 (L100) в Змееносце на расстоянии 225 пк от Солнца. Глобула В 61 не показывает признаков звездообразования. А вот в В 62 найдено 4 красных карлика с эмиссионными линиями, а также И К источник в ядре, вероятно также связанный с окруженной пылью молодой звездой. На поверхности глобул В 61 и В 62 видны римы — ободки и выступы из ионизованного газа. Своим появлением римы обязаны излучению горячих звезд, кото рых много в этой области активного звездообразования. Сильнее всех влияет на глобулы соседняя с ними звезда £ Oph. Этот голубой гигант сам родился недавно, а теперь активно стимулирует звездообразование в других глобулах, повышая температуру и давление межоблачной сре ды. Поскольку глобула В 62 массивнее, она первая уступила натиску внешнего давления, а соседняя глобула пока ему сопротивляется. Римы, окаймляющие поверхность глобулы, служат признаком того, что она подвергается влиянию соседних звезд. Исследование нескольких подобных глобул со спутника IRAS выявило точечные И К источники, локализованные внутри глобул на расстоянии 0,1-0,2 пк от ярких римов. Очевидно, что сами источники связаны с протозвездами или недавно родившимися звездами. Это подтверждают и зафиксированные в линии молекулы СО быстрые потоки газа — верный признак формирующихся звезд. А положение протозвезд вбли зи римов объясняется тем, что в разогретом на поверхности глобулы газе возрастает давление и возбуждается ударная волна внутрь облака. Она стимулирует превращение небольших уплотнений в звезды.
Глава 3. Межзвездная среда
88
Sх - "є" во
Рис. 3.5. Эволюция концентрации различных молекул (X) в облаке с постоянной плотностью п н = Ю5 см и температурой Г = 30 К (по Уатту 1984)
3.4. Глобулы
89
Волна сжатия проходит 0,1 пк за ~ 10 лет и за такое короткое вре мя процесс звездообразования охватывает значительную часть глобулы. Стимулированное внешней причиной, звездообразование протекает более активно, чем спонтанное (самопроизвольное), происходящее в уединенных глобулах, находящихся вдали от ярких звезд. Интенсив ность звездообразования характеризуется отношением И К светимости глобулы к ее массе. Для уединенных глобул оно составляет 0,030,3 2/©/М©, а для глобул, окруженных яркими римами, а значит, подвергшихся внешнему воздействию, от 3 до 13 2/©/М®. С наблюдательной точки зрения глобулы привлекательны тем, что в каждой из них рождается немного звезд, а активно взаимодействует с окружающим газом, как правило, лишь одна (в жизни звезды это непродолжительный этап). Поэтому изучать такой объект очень удобно. Чтобы исследовать картину детально, обычно выбирают типичный объект и на нем сосредоточивают усилия. В последние годы таким 7° 27') избранником оказалась глобула В 335 в Орле (а 19" 35" на расстоянии 250 пк от Солнца (рис. 3.6).
Рис. 3.6. Радиокарта глобулы В 335 в линии СО. На изоденсах указана антенная температура. Изображение биполярного потока получено с более высоким угловым разрешением
Размер В 335 около 2 пк, а масса 35 М 0 . В ней 5 конденсаций размером по 0,2 пк и с массами 0,2-0,9 М 0 . Их плотность срав-
90
Глава 3. Межзвездная среда
нительно невелика (~ 103 см~ 3 ), и неясно, суждено ли им стать звездами. Но в ядре глобулы находится объект безусловно звездной природы с массой около 10 М®, сильным И К излучением и биполяр ным потоком молекулярного газа. Предпринимаются попытки понять, имеем ли мы дело с протозвездой или уже с нормальной звездой, не освободившейся пока от газопылевого кокона. Сравнительно большой диаметр ПК объекта (0,034 пк), его малая светимость (32/®) и низкая температура (14 К) указывают, что это протозвезда, у которой термоядерные реакции пока не вступили в де ло. Молекулярная оболочка протозвезды имеет плотность 3 х 10 см и испытывает гравитационное сжатие. Она падает на аккреционный диск, окружающий протозвезду, нагревая его внешнюю часть до 14 К, а центральную область до 40—50 К. В то же время, наряду с аккрецией, как мы видели, происходит биполярное истечение газа, что, вообще го воря, наблюдается крайне редко. Должно быть, это непродолжительная фаза в жизни протозвезд. Происхождение глобул, вероятно, связано с разрушением более массивных облаков, но полной определенности в этом нет.
3.5. Гигантские молекулярные облака Среди молекулярных облаков особенно выделяются гигантские молекулярные облака (ГМО) с массами ^ 105Л/© (см.: Сурдин 1990). В Галактике около 6000 таких облаков, и именно в них содержится 90% всего молекулярного газа. При этом 30% его заключено в облаках с массами ^ 10 М©, которых всего около 1000. Хотя полной пере писи ГМО Галактики пока нет, их дифференциальное распределение по массе достаточно надежно установлено на основании обширных обзоров и аппроксимируется степенной функцией: (13) Ш а Л Г ' ам где 7 = - 1 , 6 ± 0,1. Как известно, при 7 > - 2 основная доля массы всей популяции сосредоточена в наиболее массивных ее объектах, что как раз характерно для ГМО. И напротив, при 7 < - 2 основ ная доля вещества заключена в маломассивных объектах популяции; этот случай относится к распределению звезд на начальной главной последовательности, у которых -у и —2,4. Всю популяцию ГМО обычно делят на две подсистемы — теплую и холодную. Пофаничным значением принято считать кинетическую температуру газа Ttcin = Ю К. Теплые ГМО имеют 2Vjn = 11-30 К,
3.5. Гигантские молекулярные облака
91
Таблица 3.6. Параметры гигантских молекулярных облаков Параметр Масса, М 0 Радиус, пк Средняя плотность, Н 2 /см 3 Температура, К Гравитационная энергия, эрг Энергия диссоциации Н2, эрг Скорость ухода с поверхи., км/с Дисперсия скоростей газа внутри облака, км/с Характерное время жизни, лет Индукция магнитного поля, Гс
Среднее значение
Диапазон значении
5 х 10s 20 300 10 10м 2х1052 15
5 х 10"*—5 х 106 10-50 10 2 -10 3 5-30 105О-1052 З х 10 5 i -10" 10-20
9 З х 107 2 х Ю -5
2-17 107— 1
(1-4) х 10~5
а у холодных Т^п = 5-10 К. Холодные облака имеют меньшую массу и заполняют весь галактический диск: как рукава, так и межрукавное пространство. Поэтому их называют населением диска. Теплые же облака имеют большую массу и связаны с очагами звездообразования (потому-то они и теплые!). Так же, как Н П-области и ОВ-звезды, они заполняют спиральные рукава. Поэтому теплые ГМО относят к населению рукавов. Здесь нужно заметить, что деление ГМО на два населения имеет иной смысл, чем деление звезд на населения диска и гало. Для звезд исключена возможность перехода из одного населения в другое: звезда гало не перейдет на круговую орбиту в диске, а звезда диска никогда не станет малометалличной. Однако облака, пересекая в своем галак тическом вращении спиральные рукава, могут из холодного состояния переходить в теплое (если в них будет возбуждено звездообразование), а затем, возможно, вновь становиться холодными. У всех изученных ГМО средняя поверхностная плотность молекул Нг близка к 6 х 10 ' см" 2 (Блитц 1993), следовательно их средняя про странственная плотность поме однозначно связана с массой облака: поме » 3 х Ю4 ( ^ ~
£
)
' Н2 см" 3 .
(3.4)
Внутренняя структура ГМО имеет иерархический характер (рис. 3.7 табл. 3.7). Функция распределения числа уплотнений различной массы внутри облака также описывается формулой (3.3) вплоть до масс ~ 1М Ф . Кстати, из этого следует, что процесс звездообразования и
92
Глава 3. Межзвездная среда
РИС. 3.7. Структура типичного ГМО Таблица 3.7. Основные структурные элементы ГМО КОНДЕНСАЦИИ
Физический параметр Масса, М 0 Радиус, пк Плотность, с м - 3 Температура, К Гравитационная энергия, эрг Энергия диссо циации Нг, эрг Время сжатия ttr, лет
ТЕЛО
Обо лочка
малые
средние
крупные
1 0,1 10' 20
З х Ю2
1 10" 20
10" 4 5 х 103 20
5 х 10' 30 300 10
10' 30 100 50
1042
10"*
3 х 1048
З х 1050
1049
10"7
3 х I0 49
10"
3 х 1052
-
10'
З х 10'
5 х 10'
2 х 106
5 х 106
значительно сложнее, чем простое уплотнение существующих в облаке конденсаций, поскольку спектр масс новорожденных звезд совсем не похож на спектр масс исходных конденсаций. В то же время достаточно очевидно, что именно конденсации в теле ГМО дают начало звездным агрегатам различного типа: гра витационно связанным скоплениям, ассоциациям (по крайней мере, компактным), кратным звездам и другим системам. В табл. 3.5 при-
3.5. Гигантские молекулярные облака
93
Таблица 3.8. Ядра молекулярных облаков. N и п — средние поверхностная и объемная плотности молекул H 2 l Av — поглощение, ТЛ — температура пыли
Объект 16293-2422 GL 2591 20126+4104 21391 + 5802 S 140 5338-0624 Сер А NGC 2264 IR 00494+5617 Моп R2 L155I-1RS5 В 335
М,
R,
ме
ПК
я, см""3
N, см - 2
2,0 613 36 11 189 1,3 391 54 113 178 0,63 1,14
0,02 0,35 0,19 0,11 0,20 0,03 0,20 0,23 0,22 0,27 0,04 0,03
1 х 106 7 х 10" З х 104 5 х 104 1 х I05 З х 105 2 х 10s 2 х 10" 6 х 10" 5 х 10" 7 х 104 З х 105
9 х 10" 1 х 1023 2 х !022 2 х 1022 9 х 1022 3 х 1022 2 х 1023 2 х \0п 5 х 1022 5 х Ш22 1 х 1022 3 х 1022
А
2d,
mag
К
100 137 18 18 92 27 181 24 52 57 13 29
32 43 61 35 46 42 42 41 37 51 48 25
Таблица 3.9. Двойные ядра ГМО (по Яффе и др. 1984)
Облако (ГМО) Размеры ядер, пк Массы ядер, М 0
W3
ОМС
S255
0,5 0,3 650 450
0,1 0,1 100 100
0,7 0,3 350 500
ведены характеристики плотных конденсаций (ядер) некоторых ГМО. Следует отметить, что если ядра находятся в состоянии изотермичес кого равновесия, то их центральные плотности в сотни раз превышают средние значения и достигают 107—108 см . ИК спектр некоторых ядер указывает, что в них уже появился горячий объект — звезда или протозвезда. Другие ядра лишены горячего источника (starless cores), но практически готовы к коллапсу (pre-protostellar cores). Осббый интерес представляют двойные ядра ГМО, примеры кото рых приведены в табл. 3.9. Их происхождение связывают с процессом гравитационной фрагментации. Действительно, расстояние между ком понентами (< 1 пк) близко к их собственному размеру, поэтому вполне вероятно, что это фрагменты некогда единого ядра, разделившегося при сжатии. Двойные ядра имеют обычные температуры (30—50 К) и плотности (10 - 3 х 10 см ), а их взаимные лучевые скорости (1,4-4,0 км/с)
94
Глава 3. Межзвездная среда
указывают на возможность гравитационной связанности. Вероятно, это предшественники двойных звездных скоплений.
3.6. Распределение и движение /ИЗС Занимающий более 90% объема галактического диска ионизованный газ составляет лишь несколько процентов от полной массы межзвезд ной среды. Практически вся ее масса в нашей Галактике (6 х 109М©) поровну распределена между атомарной и молекулярной составля ющими. Поэтому мы ограничимся рассмотрением двух важнейших для звездообразования компонентов МЗС — облаков атомарного и мо лекулярного газа. Хотя принято считать, что массы облаков Н I заключены в диа пазоне 1 — 10 М©, в распределении НІ имеются и более крупные неоднородности с характерной массой 1О 5 -1О 6 М 0 . Во-первых, это наружные слои гигантских молекулярных облаков. Во-вторых, это расширяющиеся со скоростями 15-20 км/с оболочки и сверхоболочки вокруг областей звездообразования (Хейлес 1993). Еще более крупными неоднородностями являются фрагменты спиральных рукавов у диско вых галактик или уединенные газовые уплотнения в неправильных галактиках — так называемые сверхоблака НІ размером ~ 1 кпк и массой ~ 1О 7 М 0 . Они содержат молекулярные облака и очаги звездообразования. Отделить излучение одного облака от другого, как правило, можно по доплеровскому смещению линий: двигаясь по круговым орбитам в плоскости Галактики на разном удалении от Солнца облака имеют различную лучевую скорость. Это помогает определять кривую вра щения Галактики, используя функцию Камма (Куликовский 1985). Однако в направлениях, близких к центру и антицентру Галактики, все облака движутся перпендикулярно лучу зрения и эффект Доплера про падает. Излучение от всех облаков, наблюдаемых в этих направлениях, приходит на одной частоте. Поэтому в направлении центра (там больше газа) галактический диск непрозрачен в линии 21 см и даже в линии СО, которая обычно используется для наблюдения массивных моле кулярных облаков. Поэтому галактический диск в направлении центра изучен слабо. В дисковых галактиках нейтральный водород концентрируется в рукавах. Там же, в основном, собраны и теплые молекулярные облака. Но если отвлечься от спиральной структуры диска и рассмотреть усредненное по азимуту распределение газа вдоль галактоцентрического расстояния (рис. 3.8), то молекулярный и атомарный газ вед^г себя
3.6. Распределение и движение МЗС
95
совершенно по-разному. Диск из нейтрального газа имеет почти постоянную поверхностную плотность, тогда как молекулярные облака в основном населяют два района Галактики (табл. 3.10): центральный диск (R ^ 1 кпк) и облачное кольцо (3 кпк ^ R < 7 кпк). Разумеется, облака Нг встречаются и на больших расстояниях, вплоть до 20 кпк, но там их очень мало. В то же время атомарный газ в основном населяет периферию галактического диска. Таблица 3.10. Резервуары молекулярного газа в Галактике
Характеристика Масса, М 0 Радиус, кпк Толщина, кпк Средняя поверхи, плотность на плоек. Галактики, М 0 пк - 2 Средн. обьем. плотность, Н2 см - 3 Отношение масс Нг/Н I Отношение масс теплой и холодной подсистем Скорость вращения, км/с Наклон оси вращения к галактической оси Дисперсия скоростей облаков (трехмерная), км/с
Облачное
Центральный
кольцо
диск 9
2,5 х 10 3-7 0,1
З х 108 0,7 0,07
12 2,7 3
300 100 20
1 :3 220
— 200
0°
7°
10
30
Хотя центральный диск не сплошной, в определенном смысле его можно считать единым облаком. Действительно, его средняя плотность (~ 100 см ) такая же, как у крупных ГМО. Уплотнения в нем также имеют плотность, характерную для уплотнений ГМО (~ 104 см" 3 ), хотя по массе они в тысячи раз больше. К примеру, одним из уплотнений центрального диска является известное молекулярное облако Sgr B2, вероятий, крупнейшее в Галактике: радиус 15 пк, масса около \0* М@. Динамика центрального диска также выделяет его среди прочих населений МЗС: ось его вращения наклонена как минимум на 7° к оси Галактики. При этом тонкий молекулярный диск погружен в более толстый и протяженный диск Н I, ось вращения которого наклонена еще сильнее — на 30°. Следовательно, центральный диск в динамиче ском смысле ведет себя достаточно независимо, чем также напоминает отдельное облако. Отметим, что подобные и много более массивные центральные молекулярные диски обнаружены и в других галактиках.
Глава 3. Межзвездная среда
96
Именно с ними связаны грандиозные вспышки звездообразования, время от времени охватывающие центральные части этих галактик. Около 80% молекулярного вещества МЗС сосредоточено в кольце (3-7 кпк). Этот район Галактики выделяется и в других отноше ниях: там содержится наибольшее количество пульсаров и остатков Поверхностные плотности газа
6 Я, кпк
s T
10
12
14
Солнце
Рис. 3.8. Распределение поверхностной плотности компонентов межзвездного газа в проекции на плоскость Галактики. Наблюдаемая плотность HI и Н2 домножена на коэффициент 1,36 для учета гелия. Распределение НИ предста влено в относительных единицах — количество крупных Н И-областей на единицу поверхности диска
3.6. Распределение и движение МЗС
97
сверхновых, оттуда исходит наибольший поток нетеплового радио излучения, там значительно повышена концентрация областей Н II и ОВ-ассоциаций (рис. 3.9). Разумеется, это связано с формированием звезд в молекулярных облаках, хотя механизмы этой связи не всегда яс ны. Например, не понятно, чем вызвано увеличение потока 7-квантов, образующихся при взаимодействии космических лучей с плотным га зом в этой области. Возможно, источником быстрых частиц являются многочисленные вспышки сверхновых, но не исключено, что частицы ускоряются в облаках за счет турбулентного движения газа с вморо женным в него магнитным полем. і і
20° 0°
1 ' ' 1
-
••
' Ф
1 —г- 1
1 1 1 ' ' 1—г
1
1
• *. • «•*•*»••• » • »
- л - Гт - 1
•н*
1 1 1 ( 1
\
т
1 і
__t і і
-г- f
ir-
•
-20° 1—L_1
1 1.
L.
J.
1 1 . t . 1,1
180" 150° 120° 90° 60° 30°
0°
1.1
ї ї t i l l
330° 300° 270° 240° 210° 180°
Галактическая долгота PMC. 3.9., Распределение индикаторов звездообразования в Млечном Пути:.яркие остатки сверхновых (а), излучение молекул СО (б), ИК излучение пыли (в), 7-излучение от взаимодействия космических лучей с плотным газом (г)
Связь ГМО с самым молодым звездным населением проявляется и в их кинематике: ГМО, как и молодые звезды, имеют минимальную дисперсию скоростей относительно кругового вращения галактического диска. Поэтому ГМО населяют тонкий слой вблизи галактической плоскости. И хотя на их долю приходится всего 1-2% от массы
Глава 3. Межзвездная среда
98
Таблица 3.11. Популяция молекулярных облаков диска Галактики ( Я ^ 15 кпк)
Параметр Полная масса молекулярного газа, М(Н2) Отношение масс молекулярного и диссоции рованного газа, М(Н2)/М(Н1 + НИ) Количество облаков указанной массы: М > Ю4М0 М > 105MQ М > \0ЬМ& Спект масс облаков, dN/dM ос Отношение масс теплой и холодной подсистем облаков Отношение потоков в линии СО от теплой и холодной подсистем Дисперсия скоростей облаков (3D) Средняя частота взаимных столкновений
Значение (2-f 3)х 1О9М0 0,54-1 20000 6000 1000
1:3 1:1 10 км/с 1 / 108лет
Галактики, именно вблизи галактической плоскости гравитационное влияние ГМО вполне заметно на фоне других населений диска. Например, в окрестности Солнца средние плотности звезд ного и газового населений приблизительно равны: pstar ~ /»gas * 0,05 М© пк" 3 . Правда, кинематика звезд указывает на присутствие в этой области и скрытой массы (pm;s ~ 0,05-0,15М® пк~ ), но да же в этом случае ГМО вносят 15-30% в полную плотность диска. К тому же их вещество распределено среди относительно небольшого количества очень массивных облаков, каждое из которых представляет большую неоднородность гравитационного поля, возмущающую дви жение звезд. Поэтому в звездной динамике сейчас рассматривают ГМО как важный динамический фактор, ответственный за рост дисперсии скоростей звезд с их возрастом. В заключение этого раздела необходимо упомянуть об одной гипо тезе, носящей пока весьма умозрительный характер, но привлекающей все больше внимания. Пфеннигер и др. (1994) высказали идею, что гало Галактики заполнено реликтовыми маленькими, но очень плотными облаками молекулярного водорода с радиусами порядка 30 а. е. и мас сами порядка массы Юпитера. Их общая масса при этом мо "'ет быть сравнима с массой Галактики! Но обнаружить их сложно: излучают они слабо, поскольку непрозрачны. С диффузным газом в диске Галактики они взаимодействуют плохо, поскольку очень плотны. Но сталкиваясь
99
3.7. Баланс сип в облаках
с ГМО, застревают в них, давая приток чистого газа в галактический диск порядка 1 М©/год. Над этой гипотезой интересно поразмышлять.
3.7. Баланс сил в облаках Классификация межзвездных облаков по химическому составу, температуре и плотности весьма условна и носит скорее наблюда тельный, чем физический характер. Но для теории звездообразования прежде всего важно, является ли облако гравитационно связанным или его формой и объемом управляет внешнее газовое давление. Сте пень влияния окружающей среды на облако можно характеризовать одним безразмерным параметром — отношением его гравитационной энергии к энергии межоблачной среды в объеме облака: fc = P/Gauv, где Р — внешнее давление, включая как тепловое, так и динамическое давление набегающего потока газа (если облако движется); 105М©) и их спектр масс (3.3), найдем среднюю дифференциальную (по массе) плотность числа облаков: dn _ / М V1'6 -з -і - — % 10 10 —г ) пк 3 М ЭD • dM \\0AMeJ
(3.9)
Теперь легко оценить среднюю длину свободного пробега между столк новениями облаков в диапазоне их масс от Мтт до Мтях:
3.8. Формирование молекулярных облаков
(
Л* max
J
\
105 — 7/S
^°Ш)ам\ « 1 к п к х ( ^ ) ~ . (3,0) Как видим, при отсутствии магнитного поля система молекулярных облаков соответствует понятию о непрерывной среде лишь на мас штабах, заметно больших, чем 1 кпк. Поскольку пространственные скорости облаков слабо зависят от их массы и составляют около v = 10 км/с, характерное время свободного пробега облаков между столк новениями tco\\ = X/v и 108 лет. Но разрушение ГМО в результате звездообразования происходит за более короткое время: 107 - 108 лет. Отсюда следует, что либо облака взаимодействуют на расстояниях, больших геометрического сечения, либо есть факторы, ускоряющие агломерацию. Такие факторы, разумеется, есть. Прежде всего, это увеличение плотности и дисперсии скоростей облаков в спиральных рукавах Галактики. Но и взаимодействие облаков на расстоянии также, вероятно, имеет место: усиленное при сжатии облаков межзвездное магнитное поле может заметно увеличить их эффективное сечение столкновений — примерно в 3 раза по сравнению с геометрическим сечением (Клиффорд и Элмегрин, 1983). Магнитное поле, как эффективный источник вязкости, способ ствует агломерации облаков еще и по другой причине. Поскольку ско рость звука в облаках Н I и Нг заметно меньше скоростей движения са мих облаков, их прямые столкновения рождают ударные волны, быстро превращающие кинетическую энергию движения в тепло; а это скорее должно приводить к разрушению, чем к слиянию облаков. Наличие магнитного поля увеличивает эффективное сечение столкновения обла ков и делает этот процесс менее резким, удлинняя время диссипации кинетической энергии и предотвращая этим разрушение конгломерата. Привлекательная сторона модели агломерации состоит в том, что в зависимости от предположений, сделанных относительно результата элементарного акта столкновения, можно рассчитать стационарный спектр масс облаков. В ранних моделях, рассматривавших случайные столкновения маломассивных облаков без учета гравитации, полагали, что произведение а(М) х v(M) не зависит от массы и что при столк новении происходит полное слияние; это приводило к спектру масс dN/dM ос М - 1 , . Позже для ГМО полагали, что поверхностная плот ность всех облаков одинакова, а их скорости практически не зависят от массы. В этом случае полное слияние при столкновении дает dN/dM ос М , а если учесть, что слой облаков в галактическом диске
Глава 3. Межзвездная среда
106
очень тонок, практически «мономолекулярен», то задача становится 2-мерной и дает dN/dM ос M~1,75. 3.8.2. Магнитная рэлей-тейлоровская неустойчивость. В диске Галактики сосуществуют как бы две среды: с одной стороны — довольно плотный межзвездный газ, а с другой — заполненное бы стрыми частицами космических лучей крупномасштабное магнитное поле исчезающе малой плотности (рис. 3.10 b и 4.1). Они взаимодей ствуют, причем в большей части объема диска ни одна из них не может подавить движение другой, поскольку плотности их энергии (т.е. давле ние) весьма близки. Регулярная структура поля вблизи галактической плоскости, по-видимому, воспроизводится динамо-механизмом. В принципе, «тяжелая жидкость» — межзвездный газ, и «легкая жидкость» — магнитное поле и космические лучи, могли бы находиться в равновесии в поле тяжести галактического диска. Но это равновесие подвержено неустойчивости типа Рэлея—Тейлора (Rayleigh—Taylor): легкая жидкость стремится всплыть над тяжелой. Развитие этой не устойчивости нарушает регулярную структуру поля, приводит к всплы тию легких магнитных арок и образованию магнитных «ям», в которые под действием силы тяжести собираются плотные облака, предпо читающие двигаться вдоль силовых линий магнитного поля (эффект «вмороженности»). Этот процесс был рассмотрен Хойлом и Харвитом (1958) и более подробно Паркером (1966); теперь неустойчивость газа с магнитным полем в присутствии силы тяжести называют паркеровской (см.: §4.2.1). Длина волны паркеровской неустойчивости в диске Галактики составляет около 1 кпк, а характерная масса газа в уплотнениях порядка 10 М©. Эта неустойчивость развивается за время, порядка периода вертикальных колебаний частиц в диске (~ 2 х 10 лет), о
но при учете вращения диска может доходить до 1 х 10 лет.
3.8.3. Гравитационная неустойчивость, в общих чертах мы уже обсуждали эффект гравитационной неустойчивости (§1.2) и еще вернемся к этому более детально (§4.1). Но в постановке Джинса эта задача заметно проще той, что характерна для ансамбля облаков, распределенного в тонком, звездном, дифференциально вращающемся, замагниченном диске Галактики. Если использовать простой критерий Джинса (1.3), то минимальный размер гравитационной неустойчивости имеет порядок — 1/9
Zj = -%== J
y/Gp
100 х (—%\IKM/CJ
П — ~
)
VН/СМ3У
пк.
(3.11)
3.8. Формирование молекулярных облаков
107
Принимая для газа в районе Солнца />gas = 0,05М е /пк 3 = 2Н/см 3 и Cs = 10 км/с, получим ij и 700 пк и массу газа в такой области диска ~ 107М@. Это заметно превышает размеры и массы ГМО, но на поминает сверхоблака HI, содержащие ГМО, а также эволюционно связанные с ними звездно-газовые комплексы (§ 12.1.3). Если рассматривать диск как двухкомпонентную систему (звезды + облака) и использовать соответственно модернизированный кри терий Джинса (4.21), то для полной динамической плотности диска в окрестности Солнца р « 0,2М© п к - 3 получим 1} = 250 пк при усло вии снижения кинетической температуры облаков в процессе сжатия их агрегата. Масса такого агрегата уже ближе к максимальной массе ГМО (~ 2 х 1О6М0). Тот факт, что значение Zj превышает толщину газового диска, во обще говоря, указывает на отсутствие самосогласованности в решении задачи. Поэтому иногда рассматривают другой крайний случай — гра витационную неустойчивость дифференциально вращающегося тон кого диска. Более всего диск подвержен радиальной неустойчиво сти, т.е. распаду на концентрические кольца. Критерий устойчивости в этом случае выражается параметром Туумре: Q = kc/(icG 1, где к = [4В(В - А)]1' — эпициклическая частота (30 км/с/кпк в области Солнца), с — одномерная дисперсия скоростей, а — поверхностная плотность диска. Для звездного диска Галактики параметр Qstar > 1. Иначе звезд ный диск стал бы неустойчив, и развитие этого процесса «разогрело» бы его вновь до устойчивого состояния. Для газового диска в среднем (при eg = 7 км/с, и Pstar- Для простого коллапса без фрагментации (Mj = const) в случае 1/3
Pgas > Pstar было достаточно ограничить рост температуры (Г ~ p g a S ), однако в случае p gas
126
Глава 4. Физика зарождения звезд
Как известно, скорость охлаждения МЗС резко возрастает при прибли жении температуры к порогу ионизации водорода (~ 104 К). Поэтому при невысоких плотностях газа его температура за фронтом ударной волны обычно сохраняется на уровне « 7 х 10 К. Такова она, напри мер, за фронтом ударной волны галактических спиральных рукавов. Поскольку газ втекает в них со скоростью 25-35 км/с, его плотность, в соответствии с (4.44), возрастает в 10—15 раз. Это может заметно усилить гравитационную неустойчивость газа. При столкновении плотных облаков друг с другом или с оболочкой сверхновой температура за фронтом может быстро опуститься до сотен кельвинов, а плотность возрасти в десятки раз. Очевидно, что в этой ситуации ударные волны могут инициировать звездообразование. Де тальные расчеты показывают, что при этом должны преимущественно формироваться массивные звезды, далеко отстоящие друг от друга, т. е. члены звездных ассоциаций (Витворд и др. 1994).
4.4. Наблюдения сжатия и фрагментации Есть немало свидетельств гравитационной неустойчивости и сжа тия облаков или их частей. Например, в ГМО, связанном с НII областью W 51, ядро имеет диаметр 1,4 пк и массу 5 х \0 Ме. Хотя облако в целом вращается довольно медленно, его ядро вращается со значительно большей угловой скоростью, что указывает на недавнее сжатие ядра с сохранением момента. Не исключено, что сжатие ядра продолжается, поскольку признаков звездообразования в нем нет. Подобная же картина наблюдается и в облаке, связанном с эмис сионной туманностью W 58. Размер ядра этого облака также около 1 пк, масса ~ 10 М@, а температура газа 40 К.Это ядро также бы стро вращается: скорость на краю достигает 6 км/с, а направление совпадает с направлением вращения Галактики, хотя угловая скорость ядра в 400 раз больше, чем у галактического диска. Из этого можно заключить, что сжатие с сохранением момента началось, когда размер ядра был около 20 пк и плотность ~ 100 см""3. В этом состоянии ядро вращалось синхронно с галактическим диском. Очевидно, синхрон ность вращения облачка и внешней среды до определенного момента обеспечивалась натяжением силовых линий вмороженного магнитного поля. Но. как легко видеть, именно в тот момент, когда размер облачка уменьшился до 20 пк, его оптическая толща достигла заметной величи ны и УФ перестал проникать в него. Степень ионизации облачка снизи лась и его магнитное поле быстро диссипировало. Дальнейшее сжатие ядра происходило с сохранением момента импульса. Сейчас оно, по-
4.4. Наблюдения сжатия и фрагментации
127
видимому, стабилизировалось. Равновесие поддерживается, с одной стороны, за счет вращения ядра, а с другой — за счет активности новорожденных звезд, присутствие которых заметно в И К диапазоне. О возможности фрагментации свидетельствует тот факт, что мас сы ядер молекулярных облаков часто значительно превышают их значения М). Так, ИК наблюдения ядер ГМО и глобул показали (табл. 3.8, Уолкер и др. 1990), что плотность их внутренних областей п(Нг) ~ 107 с м - 3 , а температура пыли близка к 40 К. В таких условиях газ обычно бывает немного холоднее пыли, поскольку сам греется от нее. Разница температур составляет 30-40% (Пирогов и Зинченко 1993), значит газ нагрет примерно до 30 К. Этому соответствует значение МІ и 0,3 М®, что значительно меньше наблюдаемой массы ядер (0,6-600М 0 ). Указанием на фрагментацию служат также двойные ядра ГМО (табл. 3.9) со средней плотностью 105—3 х 106 с м - 3 и температурой 30-50 К, которая указывает на происходящее в них звездообразование (Яффе 1984). Двойные ядра, по-видимому, гравитационно связаны, что трудно объяснить чем-либо иным, кроме фрагментации сжимавшихся уплотнений в облаке. Любопытно, что среди молодых рассеянных скоплений также встречаются двойные системы. Вероятно они образо вались в результате эволюции двойных ядер ГМО. Значительно дальше других проэволюционировало ядро ГМО, свя занного с туманностью W 49. При радиусе около 1 пк оно имеет массу 5 х 10 М©, определенную динамическим методом по скорости вра щения (М = RV 2IG). Естественно, вклад в эту массу дает не только газ, но и звезды, которых там, судя по всему, немало. И К светимость ядра ~ 1072/©. Есть и другие индикаторы звездообразования: плот ные области Н II, биполярные потоки, НгО-мазеры. По излучению в радиоконтинууме выделено 40 плотных конденсаций Н II, в каждой из которых должна находиться О-звезда, ионизующая газ. Но кроме нее, очевидно, присутствуют и менее массивные звезды. При нормаль ном распределении звезд по массам в каждой конденсации должно быть ~ 200 М© звезд, а всего в ядре облака масса звездного населения оценивается в > \0 М@. Это означает, что заметная доля массы ядра уже перешла в звезды. Такое характерно для небольших плотных конденсаций, но отнюдь не характерно для ГМО в целом: в ядрах ГМО звездное население может составлять до 70-85%, тогда как для облака в целом доля звезд обычно не превосходит нескольких процентов его массы.
128
Глава 4. Физика зарождения звезд
Из наблюдений можно заключить, что звездообразование в ядре W 49 происходит быстро, в динамической шкале времени. На это ука зывает следующее обстоятельство. Более дюжины из упомянутых кон денсаций образуют кольцевую структуру по периферии ядра. Поскольку такая структура динамически неустойчива и, вероятно, не может су ществовать более одного оборота, составляющие ее звездные группы формировались не дольше динамического времени R/V к 1 млн лет. По-видимому, резкий коллапс ядра и вызванное этим одновре менное рождение большого количества звезд связано с тем, что препят ствовавшее сжатию ядра давление магнитного поля в какой-то момент резко ослабло. Как мы знаем, это может происходить при достижении критически низкой степени ионизации, приводящей к затуханию поля. Однако роль магнитного поля в балансе сил небольшой кон денсации может быть весьма значительной. Об этом свидетельствуют наблюдения допротозвездных ядер (pre-protostellar cores) в линиях СО (Ворд-Томпсон и др. 1994). Эти конденсации с массой ~ М© и плот ностью ~ (10 5 -10 ) с м - 3 не содержат ИК источников, поэтому их еще называют «беззвездные ядра». У всех них вириальная масса близ ка к наблюдаемой, но их большое количество указывает, что скорее всего они коллапсируют не в режиме свободного падения, а медленно сжимаются в результате амбиполярной диффузии магнитного поля (Дудоров 1990). О большой роли магнитных сил говорит и сравнитель но плоское распределение плотности в этих «допротозвездах», далекое —9
от изотермического (р ~ г ). Очевидно, что газовое давление в них на данном этапе эволюции сравнимо с магнитным. В заключение заметим, что фрагментация не всегда сопутствует звездообразованию. Хотя в большинстве случаев рядом с массивной протозвездой при тщательном поиске обнаруживается рой менее мас сивных и ярких соседей, известны случаи одиночных молодых звезд и протозвезд, не входящих в скопления и, по-видимому, сформиро вавшихся самостоятельно (Чен и Токунага 1994).
Глава 5
Стимулированное рождение звезд
Различие между спонтанным и стимулированным звездообразова нием весьма условно. В обоих случаях действуют одни и те же типы неустойчивости: гравитационная, тепловая, рэлей-тейлоровская и др. О спонтанном звездообразовании говорят, когда эти процессы разви ваются в квазистационарных условиях, складывающихся под влиянием многочисленных далеких звезд. Но если локальное событие, например, взрыв сверхновой, приводит МЗС в нестационарное состояние и со здает благоприятные условия для развития одной из неустойчивостей, то такой процесс называют стимулированным. Кстати, терминоло гия в этой области еще не сложилась. В 1970-е гг. в ходу было выражение «цепная реакция звездообразования» (star formation chain reaction). Позже, когда ядерная индустрия вышла из моды, а теория самоорганизации, напротив, вошла в моду, стали говорить «само поддерживающееся звездообразование». В начале эпохи СПИДа стало модным «эпидемическое звездообразование», а в последнее время мы говорим стимулированное или индуцированное формирование звезд. Очевидно, что процессы спонтанного и стимулированного звез дообразования тесно связаны и между ними нет четкой границы. Например, рождение под влиянием спонтанной гравитационной не устойчивости первой массивной звезды в облаке приводит к разогреву окружающего газа, к росту давления и стимулирует таким образом коллапс конденсаций, не удовлетворявших ранее простому критерию Джинса. Но принципиальная возможность цепной реакции очень важ на, она открывает новые перспектривы. Правда, в отличие от физиков, астрономы не собираются экспериментировать в этой области, а хотят лишь объяснить происходящие в природе явления. Поэтому прежде
130
Глава 5. Стимулированное рождение звезд
чем говорить о конкретных механизмах стимулированного звездообра зования, познакомимся с его наблюдательными проявлениями.
5.1. Последовательное рождение звезд Известно немало молодых звездных комплексов, в которых на блюдается пространственный градиент возрастов звезд. Классическим примером служит область вокруг эмиссионной туманности Омега (М 17). По одну сторону от нее лежит уже свободная от газа группа мо лодых звезд — рассеянное скопление NGC 6618 и ассоциация Ser OBI (рис. 5.1). В самой эмиссионной туманности находятся еще более молодые звезды, а по другую ее сторону расположено молекулярное облако с признаками формирования звезд. Еще один пример последовательного звездообразования дает Н II-область S171, совпадающая с тепловым радиоисточником W1. В этом районе расположена ОВ-ассоциация Сер IV, содержащая око ло 40 ОВ-звезд, часть из которых образует компактное скопление Berkeley 59. Возраст всей области звездообразования, включая ассоци ацию СерIV, около 2x10 лет. Но скопление Berkeley 59 значительно моложе: ему 5 х 10 лет, причем видны довольно ясные признаки возбуждения звездообразования в этой области со стороны соседних более старых областей (Мэтьюз 1981). В некоторых крупных звездных ассоциациях (например, в Орионе) уверенно выделяются пространственно обособленные подгруппы моло дых звезд разного возраста, систематически расположенные в порядке возрастов (Блаау 1964). Ассоциация Ori OBI распадается на несколько подфупп. Наиболее старая подгруппа 1а с возрастом 7—12 млн лет уже освободилась от газа. Подгруппа lb, включающая Пояс Ориона, моложе (~ 5 млн лет), но и она уже частично расположена за пределом роди тельского облака. А вот компактная подгруппа 1с и особенно ее ядро Id (скопление Трапеция Ориона) расположились на краю молекулярного облака Orion А. Очевидно, эти последние — самые молодые подгруппы. В скоплении Трапеция еще продолжается формирование звезд. Известны и другие примеры волны звездообразования, распро страняющейся вдоль одного молекулярного облака, т.е. в масштабе не более 100 пк. Физика этого процесса в целом ясна. Значительно слабее выяснена причинная связь между эпизодами звездообразования в различных близко расположенных молекулярных облаках, насиїяющих области размером 0,2—1 кпк, т.е. звездно-газовые комплексы. Чтобы восстановить историю формирования звезд в этих областях, нужно знать возраст отдельных групп молодых звезд. Удобными индикаторами возраста звездных агрегатов в интервале 10 —10 лет служат цефеиды, поскольку их период связан с массой,
131 эмиссионная ,. , туманность Ml7
„с
Н20-мазеры ИК-источники
** * ш ЯП
if -к скопление
Ш
J»
NGC 6618
ШШ
ЦІ! ^^^HlI2+IU
ассоциация Ъег U n i »
->'• //Л/Г л/г
\0,44 \ U
/_£gas_\ /_Magr_\ где (Tgas = 2щЬ^ — полная поверхностная плотность межзвездного газа 2 VMenK/ \ 1О4М0; в проекции на галактический диск. Простой анализ показывает, что система (5.6) имеет два реше ния — неустойчивое тшвиальное (Мс\ = M agr = 0) и устойчивое нетривиальное: Мс\ = 1,3 х 1О 6 М 0 а 2 ' 9 Мш
г.4 , , _ 4,4
= 3 х 10" М 0 а 4 ' 4
1.9 / „ х 1,6 ha 2 100 п к / \20Ма,пк- , /Id
ч
'
ч
—— -^-^ . (5.7) 8 J \100пк/ \2ОМ 0 пк- 2 У В молекулярном кольце диска Галактики (5 < R < 9 кпк) типичные параметры распределения газа следующие: h^ tu 80 пк и 2а. Таким образом оболочки старых гигантов могут обогащаться литием. Активно теряя вещество из оболочки, эти звезды пополняют литием межзвездную среду. Вероятно поэтому его современное содер жание в МЗС раз в 10 выше, чем, судя по расчетам, было в период формирования Галактики, когда химический состав среды отражал результат космологического нуклеосинтеза. В данном случае можно полагаться на результаты расчетов, поскольку итоговое содержание Li по окончании эпохи первичного нуклеосинтеза не очень чувствительно к параметрам Вселенной. Ситуация с дейтерием иная: его первичное содержание сильно зависит от модели Вселенной (поэтому оно служит чувствительным индикатором начальных условий). Сейчас в МЗС относительное со держание дейтерия D/H и 1 х 10~5. С чем его сравнить? Как узнать отношение D/H в древней МЗС? Ведь даже в старых звездах дей терий мог частично выгореть. Однако существует надежный «сейф» для древнего вещества. Это кометы и атмосферы планет-гигантов, в которых первичное вещество Солнечной системы сохраняется неиз менным уже 5 млрд лет. Их дистанционное зондирование показало, что D/H = 2 х 10~5. Если прямые эксперименты в атмосферах Юпитера и Сатурна, а также на ядрах комет подтвердят это значение, то станет ясно, что содержание дейтерия в МЗС уменьшается со временем. Поэтому можно думать, что именно звезды, а не межгалактическое пространство, служат главным источником МЗС в Галактике.
6.4. Химическая эволюция МЗС
155
6.4.3. Потоки вещества в Галактике. Как видно из табл. 6.1, суммарный поток массы от звезд в МЗС составляет около 1 М©/год. Трудно ручаться за точность этого числа, но его близость к скоро сти звездообразования в Галактике указывает, что нельзя полностью отказываться от попыток описания метаморфозы «звезды МЗС» в рамках замкнутой модели. Рис. 6.1 дает представление об основных потоках вещества Га лактики между его главными резервуарами. Важнейший факт в этой картине — низкая эффективность звездообразования, а наиболее не ясное место — обмен веществом между Галактикой и окружающим пространством. Фактически, основной поток вещества (~ 10 М©/год) существует в пределах МЗС: газ переходит из диффузной среды в молекуляр ные облака и обратно. Энергия для этого грандиозного движения
Аккреция
Межгалактическая среда
Рис. 6.1. ПОТОКИ вещества в Галактике
156
Глава 6. Круговорот вещества в Галактике
черпается из малой доли вещества, выпадающего из круговорота МЗС в форме звезд. Круговорот вещества в каждой галактике связан с ее историей. На активных этапах эволюции — в эпоху формирования или в пе риоды вспышек звездообразования, галактики способны терять МЗС в виде «галактического ветра». С другой стороны, взаимодействую щие галактики могут обогащаться чужим газом и звездами. При этом взаимодействие способно даже без обмена веществом существенно увеличить темп и эффективность звездообразования. Механизмы этого усиления еще предстоит понять.
7.1. Физика формирования звезды Превращение гравитационно неустойчивого облака в звезду сопро вождается гигантским изменением физических условий: температура возрастает в 106 раз, а плотность — в I0 20 раз. При этом агрегатное со стояние вещества, несмотря на рост его средней плотности, изменяется от твердого и молекулярного до плазменного. Все эти колоссальные изменения как раз и составляют главную трудность теоретического рассмотрения эволюции протозвезды. До сих пор нет общепринятого определения протозвезды. По В. А. Амбарцумяну это дозвездное тело неизвестной природы, по Ч. Хаяши и Т. Накано это сжимающееся облако, ставшее непрозрачным для собственного теплового излучения, по С. Б. Пикельнеру и С. А. Каплану это сжимающаяся молодая звезда, не имеющая еще термоядерного источника энергии, по П. Боденхаймеру и Д. К. Блэку это объект с температурой поверхности ниже 3000 К, в ходе эволюции проходящий через область ГР-диаграммы, запрещенную для звезд, находящихся в гидростатическом равновесии. Каждое из этих определений отражает одно из качеств реального объекта, поэтому мы не будем выделять среди них лучшее или давать новое. Звезды не так просты, как это казалось прежде. Например, внутри протозвездного кокона может находиться уже вполне сформи ровавшаяся массивная звезда, а звезды предельно малых масс вообще всю жизнь проводят в протозвездной стадии. Поэтому не следует слишком серьезно относиться к определениям. Рассмотрим основные изменения, происходящие с облаком, пре вращающимся в звезду. Пусть масса облака около 1 М@. Если причиной его сжатия послужила гравитационная неустойчивость, то при харак-
158
Глава 7. Модели протозвезд
терной температуре 5—10 К оно имело плотность п ~ 10 см и радиус ßj и 4 х 103 а.е. w 10 й®. При таких параметрах облако непрозрач но для видимого и более коротковолнового излучения, но прозрачно для ИК излучения с Л > 10 мкм. Работа сил тяготения при сжатии облака вначале затрачивается на увеличение кинетической энергии движущихся к центру частиц, и лишь малая ее часть переходит в тепло за счет соударения моле кул друг с другом и с пылинками. Но температура среды при этом практически не меняется, поскольку облако прозрачно для И К из лучения, уносящего тепловую энергию. Поэтому сжатие протекает изотермически. При этом сила тяготения, действующая на единицу массы облака, возрастает со временем как FgaS = GM{R)/R . Противодействует ей выталкивающая сила Архимеда, т.е. разность газового давления снизу и сверху на единицу массы газа Fp = (dP/dR)/p. Заменив производную отношением, получим: Fp « P/(pR). Учитывая, что Т ос Р/р, окончательно имеем Fp ос T/R. Таким образом, при изотермическом сжатии сила тяготения в фик—2
—1
сированном слое возрастает ос й , а выталкивающая сила ос R . Если в начале сжатия они были одного порядка, то при уменьшении радиуса облака в несколько раз газовое давление перестает играть какую-либо роль в динамике сжатия. Поэтому изотермическое сжатие происходит практически в режиме свободного падения и для рассмотренной нами типичной протозвезды длится порядка % ~ 10 лет. Но по мере сжатия увеличивается непрозрачность облака; это затрудняет выход И К излучения и приводит к росту температуры. Оце ним скорость роста непрозрачности. Вероятность поглощения кванта (оптическая толща) пропорциональна числу частиц на его пути, т.е. величине pR. А так как р ~ M/R , то pR ос й . Следовательно, по мере сжатия непрозрачность возрастает быстро, и в определен ный момент облако резко становится непрозрачным для собственного теплового излучения. Начиная с этого момента протозвезда переходит к адиабати ческой стадии сжатия, поскольку выделение гравитационной энергии не компенсируется ее радиационным отводом из непрозрачного облака. Температура, а вместе с ней и давление начинают быстро возрастать, сжатие облака замедляется. На адиабатической стадии сжатия вещество звезды испытывает два «фазовых перехода»: при температуре в несколь ко тысяч кельвинов происходит диссоциация молекул, а затем при тем пературе ~ 104 К — ионизация атомов. Эти энергоемкие процессы
159
7.2. Классические модели протозвезд
на некоторое время задерживают рост температуры. Сжатие возвраща ется к изотермическому режиму и при этом, естественно, ускоряется. Но по завершении диссоциации и ионизации оно вновь быстро стано вится адиабатическим. Для идеального газа это означает, что Р ос р ' , следовательно, выталкивающая газовая сила Fp w P/(pR) ос Я , т.е. возрастает быстрее, чем гравитационная (ос Я ). Так протозвезда приходит в квазиравновесное состояние, когда сила тяжести уравновешена газовым давлением, а потери на излу чение компенсируются медленным сжатием, приводящим к выде лению гравитационной энергии. Характерное время этого процесса *кн = GM2/(RL) sä 5 х 107 лет (см. § 1.4.6). Сжатие приводит к росту температуры и, когда в ядре она достигает «термоядерного порога», протозвезда останавливается на ГП и становится звездой (табл. 7.1). Таблица 7.1. Фазы эволюции протозвезды с массой 1 М 0 Характеристика Размер, см Плотность, г/см3 Температура, К Длительность, лет Наблюдение
Фаза 1, формиро вание
Фаза 2, быстрое сжатие
Фаза 3, медленное сжатие
1О20-1О17
10 ,7 -10 12 10- ,9 -1(Г 3 10-Ю6 105
10 12 -10" 10"3 - 1 10 6 -10 7 5 х 107 Оптика
Ш
- 2 2 _ ,0-1»
10 107 Радио
ик
Такова грубая схема эволюции протозвезд, которая была ясна уже в 1950-е годы. Но для построения детальной модели требуется учет неоднородности плотности, вращения, магнитного поля, переноса излучения, химических и физических превращений вещества. Это стало возможным после появления ЭВМ в конце 1950-х, и с тех пор модели протозвезд непрерывно совершенствуются.
7.2. классические модели протозвезд 7.2.1. Модель ХЯЯШМ—НаканО. Ч.Хаяши и Т. Накано (1965) впервые подробно исследовали динамику сжатия протозвезды с массой IM©. Они предположили, что исходное облако было однородным, а значит, на стадии изотермического сжатия в ходе свободного падения его однородность сохранялась. Можно показать, что облако становится непрозрачным, когда его радиус уменьшается в 10 раз. В этот момент его плотность 4 х 10~14 г/см 3 , температура 15 К и радиус 2,5 х 104 Я©.
160
Глава 7. Модели протозвезд
В дальнейшем условие изотермичности не выполняется, поэтому расчет эволюции протозвезды на более поздних стадиях проводится численно. Оказалось, что возрастание непрозрачности вещества происходит столь быстро, что диффузия излучения наружу не успевает отводить выделяющееся при сжатии тепло. Недра протозвезды становятся горя чее ее поверхности, и в действие вступает дополнительный механизм теплоотвода — конвекция. Начинается интенсивное перемешивание вещества, переносящее горячий газ к поверхности. Всплытие горячих элементов газа происходит значительно быстрее, чем диффузия излучения сквозь них. Поэтому, всплывая и попадая в область пониженного давления, газ расширяется адиабатически. Таким образом, конвекция не только отводит тепло, но и превращает распределение давления, температуры и плотности в адиабатическое. В этот период гравитация все еще играет основную роль, и протозвезда сжимается в режиме свободного падения. Но теперь она ста новится неоднородной: при адиабатическом распределении плотности она существенно уменьшается к периферии. А поскольку % ос /э ' , центральная часть облака сжимается быстрее, чем внешняя, и рас пределение плотности становится еще более неоднородным. По мере нагрева вещества происходит диссоциация молекул, а затем ионизация газа. Оба процесса поглощают энергию и на время стабилизируют рост температуры. Но когда ионизация заканчивается, рост тепературы и давления резко ускоряется (рис. 7.1). В результате уже через несколько лет после начала адиабатическо го сжатия в центре протозвезды после диссоциации молекул образуется гидростатическое ядро массой 10 М 0 , радиусом 6x10 R@, централь ной температурой 2100 К и плотностью 2 х 10 г/см . А внешние слои по-прежнему свободно падают к центру. Наталкиваясь на ядро со скоростью около 1 км/с, газ резко тормозится, и на фанице ядра возникает ударная волна, в которой кинетическая энергия падающего газа переходит в тепло. Это разофевает ядро снаружи. А рост массы ядра приводит к его сжатию и выделению тепла по всему объему. Достигнув температуры около 10 К. вещество начинает ионизовать ся и центральная часть ядра вновь резко сжимается. После полной ионизации температура и давление быстро достигают равновесных значений и сжатие второго, внутреннего ядра также останавливается при М а \0~2 Мг и R к 103 R?. Время свободного сжатия протозвезды, т.е. время перемещения модели на рис. 7.1 от точки А до точки Е около 20 лет. Однако ударная волна, родившаяся на фанице внутреннего ядра, достигает фотосферы
161
7.2. Классические модели протозвезд
за 100 дней. При этом пылинки и молекулы разрушаются, атомы ионизуются и протозвезда превращается из И К объекта в оптический источник. Поскольку астрономы были знакомы с феноменом быстрого «возгорания» звезд на примере FU Ori (§8.3), Хаяши интерпретировал это как подтверждение модели. Однако вскоре стало ясно, что мо дель еще далека от реальности, а феномен «возгорания», вероятно, носит рекуррентный характер, т.е. является одной из многочисленных вспышек, испытываемых протозвездой в ходе эволюции. Легко понять, почему в модели Хаяши—Накано протозвезда ста новится видимой «вдруг». Причина в однородности начальной плотно сти. Из-за особенностей гравитационного коллапса (tfj ос р~ ' ) модель долго остается однородной, значительно сжимаясь, но при этом почти
-14
-12
-10
-
8
-
6
-
4
log/),., г/см5
PUC. 7.1. Изменение центральной плотности и температуры протозвезды с мас сой 1 М 0 (сплошная линия). Точка А — облако стало непрозрачным для ИК излучения; участок ABC — адиабатическое сжатие; CD — диссоциация моле кул Н 2 ; DE — быстрый нагрев и полная ионизация
162
Глава 7. Модели протозвезд
не выделяя гравитационную энергию (U): kGM2 (7.1) R Выделение этой энергии происходит либо при сжатии облака в целом (уменьшение Я), либо при росте концентрации вещества к его центру (увеличение fc). В модели Хаяши значение к долго остается неизмен ным, а рост величины R~ становится существенным лишь на поздней, 1 1 , 1 т т \ \Щ =
4
V
„ \ ЕР.
v
ч х
\
Ч
\ Л\
\ \
\ \
ч
\
\
х
\ ,
\
\
\ F
\
ч
ЧЛ
-4
4
\\
3
\
\
\к>4 \
\\
\
\
\ х
\
\
\
v \
2
\
I
Рнс. 7.2. Эволюционный трек на ГР-диаграмме непрозрачной протозвезды с массой \Ме (Хаяши 1966). Точки от А до Е соответствуют рис. 7.1. Путь EF представляет квазигидростатическое сжатие к главной последовательности
7.2. Классические модели протозвезд
163
быстрой стадии коллапса. При этом гравитационная энергия выделя ется так резко, что возросшая светимость протозвезды уже не успевает существенно повлиять на энергетический баланс. Практически вся вы делившаяся энергия уходит на нагрев вещества (по теореме вириала эта доля составляет 0,5U при достижении гидростатического равновесия) и на его химическое преобразование, требующее энергии М%, где X & 10 Дж/кг — удельная энергия диссоциации и ионизации МЗС. Поэтому легко оценить радиус протозвезды Хаяши (RH) В момент достижения равновесия: kGM
RH И
-^—.
(7-2)
Если пренебречь потерями на излучение, то для М = 1 М© получим RH & 80 R®. А с учетом этих потерь численная модель Хаяши— Накано дала RH = 50 Я 0 . Таким образом, выделение почти всей энергии и разогрев модели происходит при коллапсе от Й Й 1 а. е. до R « 0,3 а. е., что требует времени как раз около 100 суток. 7.2.2. Модель Ларсона. Хотя в 1960-е гг. наблюдатели относи лись к расчетам Хаяши и Накано с доверием, теоретикам они казались неудовлетворительными из-за примитивных начальных условий — полной однородности исходного облака. Например, расчеты Боденхаймера и Швайгарта (1968) показывали, что при любом начальном распределении плотности в ходе изотермического коллапса оно быстро становится центрально концентрированным с профилем р ос г . По этому в 1969 г. Ричард Ларсон построил численную модель коллапса протозвезды с массой IM® и начальной плотностью 1 0 ' | 9 г/см^, у которой быстро выделялось плотное маленькое ядро, непрозрачное для ПК излучения. Параметры этого ядра: Г = 200 К, М — 0,05 М® и R= 102R@. Медленное сжатие ядра приводило к росту температуры. Когда в центре она приближалась к порогу ионизации, сжатие ускорялось и возникало центральное уплотнение — внутреннее, или второе, ядро. Его параметры: Г и 2 х 104 К, М = 1,5 х 10" 3 М @ и R = 1,3 R@. Оно почти на порядок менее массивно, чем в модели Хаяши—Накано, и значительно более компактно. Поэтому скорость падения вещества на него заметно больше — около 15 км/с. Соответственно выше температура и светимость вещества в ударной волне. Самое же важное отличие от японской модели в том, что ядро формируется на ранней стадии коллапса, пока оболочка еще не сжалась. Большой перепад плотности и температуры от центра к поверхно сти создает в модели Ларсона градиент давления, который замедляет
Глава 7. Модели протозвезд атие оболочки. После формирования внутреннего ядра аккреция отяженной оболочки на него происходит в течение 1 млн лет, причем ; это время в мощной ударной волне на поверхности ядра высвечиется гравитационная энергия протозвезды. Правда, как оптический іьект ядро не наблюдается: его излучение, проходя сквозь протяжен/ю запыленную оболочку, полностью трансформируется в И К. И хотя модели Ларсона протозвезда не испытывает столь резкого подьема ветимости, как в модели Хаяши в момент формирования массивного дра, полные энергетические потери в модели Ларсона значительно юльше. Когда заканчивается коллапс оболочки и протозвезда выныэивает из непрозрачного кокона, ее радиус оказывается не 50 Д©, как л японской модели, а всего 2 Д@. Какая же из описанных выше моделей ближе к истине? Любо пытное исследование в связи с этим провел Дентус (1985). Построив серию одномерных моделей, он оценил влияние начальных и гранич-
-4
log(-K)
I
-16
-20
7.2. Классические модели протозвезд
165
ных условий на конфигурацию протозвезды в конце изотермической фазы сжатия (Г = 10 К). Каждая модель в начале расчета представляла однородный шар. Двумерная сетка моделей помогла отделить эффекты начального распределения скоростей, давления и плотности.
Рис. 7.4. Треки протозвезд на ГР-диаграмме. А — вариант модели Хаяши— Накано (Нарита и др. 1970); В, С, D — модели Ларсона; Начальная плотность для В принята Ю - 1 9 , а для С — 10~16 г/см 3 . Пунктир — траектория Хаяши для 1 MQ (ПО Боденхаймер 1983)
Влияние граничных условий, таких, как фиксированное внешнее давление или «жесткая стенка», оказалось в моделях Дентуса сравни тельно слабым. Как выяснилось, основным управляющим параметром семейства этих моделей служит начальное отношение (£ s /%), где ts — время распространения изотермического звука вдоль радиуса протозвезды, iff — время свободного падения. Варьируя это отно шение в пределах от 1,4 до 7, Дентус показал, что при (< s /%) < 2 в конце изотермического коллапса у протозвезды формируется ха рактерный профиль плотности: р 2 внутреннее давление практически не вли яет на движение вещества и профиль плотности долго сохраняет свою начальную П-образную форму. При этом у протозвезды формируется крупное однородное ядро. Это согласуется с предположением Хаяши. Таким образом, обе классические модели, — Ларсона и Хаяши, правильно отражают реальную эволюцию протозвезд при различных начальных условиях. Но обе они принципиально ограничены в силу своей одномерности и неучета важных физических факторов, напри мер, магнитного поля.
7.3. Многомерные модели протозвезд Описанные выше одномерные модели сферически симметричны. Переход к 2-мерным моделям позволяет учесть вращение, приводящее к асферичности протозвезды. А переход к 3-мерным моделям дает возможность изучать осевую асимметрию, приводящую к фрагмента ции исходного облака и формированию двойной или кратной системы протозвезд. Однако многомерное моделирование сталкивается с трудностями численного счета. Поэтому, чем больше пространственных измерений в модели, тем меньше у нее диапазон изменения физических харак теристик и менее детальный учет физических процессов. Если в 1и 2-мерных моделях используется детальное уравнение состояния га за, то при 3-мерном моделировании ограничиваются изотермическим или адиабатическим приближением. При расчете переноса излучения в 1-мерных моделях учитывается зависимость коэффициента погло щения от частоты, в 2-мерных моделях используется диффузионное приближение, а в 3-мерных перенос излучения вообще не учитывается. Конвективный перенос и молекулярно-химические реакции обычно учитываются только в 1-мерных моделях. Взаимодействие газа с пы лью и магнитным полем также пока не учитывается при 3-мерном моделировании (Боденхаймер 1983, Босс 1991). Первые 2-мерные расчеты показали, что результат моделирования зависит от выбранного метода численного решения системы гидроди намических уравнений. Поэтому было потрачено немало сил на срав нение различных методов и их взаимную верификацию. Оказалось также, что результат существенно зависит от начального распределе ния плотности и момента импульса. Например, коллапс однородного твердотельно вращающегося облака приводит к формированию дис ка, а при иных начальных условиях в конце коллапса образуется тор. Дальнейшая эволюция как тора, так и центрально концентрированного диска может быть прослежена только с помощью 3-мерных моделей.
7.3. Многомерные модели протозвезд
167
Первые же опыты 3-мерного моделирования показали, что га зовые диск и тор подвержены азимутальной неустойчивости: диск превращается в вытянутый эллипсоид (бар), а тор теряет однород ность и распадается на два диаметрально противолежащих фрагмента. При дальнейшем сжатии бар также теряет устойчивость и распадается на два фрагмента. Судьба образовавшейся «двойной системы» цели ком зависит от принятого удельного момента, скорости охлаждения и особенностей численного счета. В некоторых моделях медленное остывание и высокая вязкость приводили к быстрому торможению кругового движения фрагментов, к их сближению и слиянию в «оди ночную звезду». В других моделях коллапс каждого из фрагментов происходил так быстро, что их орбитальное движение не успевало существенно измениться и они оставались на орбите. В основном поведение модели зависит от начального значе ния двух безразмерных параметров: относительной тепловой энергии « = ^ther/l^gravl (обратную ей величину иногда называют числом Джинса: J = а - 1 ) и относительной энергии вращения ß = i5rot/|.EgravlНапомним, что üJrot = j J » > где / — момент инерции и Ü — угловая скорость; у однородного сферического облака гравитационная энергия #grav = 0,6GM /R и тепловая энергия Ether = \,5КГМ/ц. Например, модель на рис. 7.5 имела начальные значения а1П = 0,46 и ßm = 0,32. Возраст 2,47 х 10 лет
t 0,2 км/с -
4 2 0 2 4 Расстояние до осей |*10 см|
Рис. 7.5. Распределение плотности (эквиденситы) и скорости (стрелки) в 2-мер ной модели протозвеады в момент t = 4,35tff (Боденхаймер и Чарнутер 1979). У эквиденсит указан логарифм плотности в г/см 3
168
Глава 7. Модели протозвезд
Серии 2-мерных моделей показывают, что при а ~ 0,5 в конце изотермической стадии коллапса образуется тор, а при а ~ 0,1 — диск. При 3-мерном моделировании картина усложняется и ее общие закономерности пока не ясны. Что представляет собой современная численная модель протозвезды? Например, 3-мерная гидродинамическая модель Босса (1991) имеет пространственную сетку в эйлеровых координатах, содержащую 51 узел по радиусу, 64 узла по азимуту (без предположения о симметрии от носительно оси вращения) и 45 узлов по широте (введена симметрия относительно экваториальной плоскости). Гравитационный потенциал представляется разложением по сферическим гармоникам до 1,тп = 16 включительно. За полный период счета модель совершает около 6 x 1 0 шагов по времени, не выходя однако из фазы быстрого изотермичес кого коллапса. На рис. 7.6 показано развитие модели с М = 1 М 0 , Г = 10 К, Rm = 0,016 пк, а\п = 0,26, ß,„ = 0,16 и начальным профилем плотности р1П ос exp{-(r/rj n ) 2 }, где константа rj n выбрана так, чтобы центральная плотность в 20 раз превышала плотность на краю. Важно отметить, что в начале расчета на сферическое облако наложено 10%-е азимутальное (cos 20) возмущение плотности, которое в дальнейшем приводит облако к первой фрагментации (рис. 7.6 в). Оправданием для введения такого начального возмущения служат наблюдаемые эллипсоидальные формы ядер ГМО, причиной могут быть взаимные приливные возмущения ядер, их столкновения и т. п. Самое интересное в этой модели — вторичная фрагментация (рис. 7.6 г), создающая иерархическую систему из четырех протозвездных зародышей с массой каждого около 0,01 М@. Взаимное расстояние между зародышами в паре почти в 6 раз меньше, чем между самими парами. Этого было бы достаточно для продолжительного устойчивого движения компонентов в иерархической звездной системе. Однако неизвестно, как изменится геометрия данной системы к моменту окончания аккреции протяженной оболочки на маломассивные протозвездные зародыши. Во всяком случае, модель Босса демонстрирует возможность формирования кратной звезды. Численные модели быстро усложняются и позволяют учитывать все новые эффекты. Например, Боннел и др. (1992) исследовали коллапс цилиндрического облака, начальная ось вращения которого имеет произвольный наклон к оси цилиндра (ведь вытянутая форма облака может быть связана не только с вращением, но и с напра влением магнитного или приливного поля). В модели варьировалось 4 начальных параметра: отношение длины цилиндра к его диаметру,
7.3. Многомерные модели протозвезд
169
Рис. 7.6. Коллапс и фрагментация в 3-мерной модели Босса (1991). Показаны эквиденситы в сечении экваториальной плоскостью. Моменты времени для рис. а, б, в, г соответственно равны 0,35, 1,38, 1,42 и 1,44 t^, где начальное время свободного падения t^ = 1,6 х 104 лет. Радиусы изображенных областей 50, 7, 2 и 2 х 1015 см, а максимальная плотность lgp max = -16,7, -13,5, -12,4 и -11,5 (в единицах г/см 3 ). Значения плотности соседних эквиденсит различаются вдвое. Локальный минимум плотности в центре отмечен знаком «-»
число Джинса и относительная энергия вращения вдоль и поперек оси цилиндра (/Зц ,ß_i). Выяснилось, что результат коллапса в основном зависит от значений J и /Зц. Их вариация приводит облако к одному из четырех типов коллапса: 1) распад на двойную систему, окруженную обшим диском; 2) сжатие в диск, фрагментируюший затем на слож ную систему; 3) сжатие в бар, фрагментируюший на кратную, вполне симметричную систему и 4) сжатие в бар, распадающийся на одну массивную часть и отходящий от нее «спиральный рукав», который затем также фрагментирует. Важным результатом этой работы оказа-
170
Глава 7. Модели протозвезд
лось то, что взаимное влияние фрагментов может снизить их удельный момент импульса в сотню раз и что орбиты компонентов кратных систем могут оказаться некомпланарными (что нередко наблюдается у кратных звезд).
7.4. Эволюция протозвезды 7.4.1. Теория. В модели Хаяши—Накано после выхода ударной волны на поверхность температура фотосферы возрастает до 3000 К и светимость резко увеличивается до 300 L@. Протозвезда становится похожей на красный гигант, но при этом не расширяется, а сжи мается. Перейдя от быстрого адиабатического сжатия к медленному, гидростатическому, протозвезда фактически эволюционирует в шкале времени Кельвина—Гельмгольца, имея единственный источник энер гии — гравитацию. В начале этой стадии центральная температура протозвезды почти не зависит от массы и равна 2 х 10 К. А с учетом (7.2) оптическая толща протозвезды т ~ рЛц ~ (M/RH)Rn ~ М~ . Поэтому у массивных протозвезд для отвода тепла из центральных областей достаточно только излучения: в их ядре конвекция отсут ствует и поэтому говорят, что у массивных протозвезд формируется «лучистое ядро». Звезды же с М < З М 0 (т.е. практически все звезды) остаются полностью конвективными и на стадии медленного сжатия. В 1961 г. Хаяши доказал, что на стадии медленного сжатия у конвективных протозвезд, во-первых, температура поверхности слабо зависит от массы и почти не зависит от радиуса, а во-вторых (как следствие), светимость убывает с уменьшением радиуса. Это приво дит к характерному перемещению протозвезд на ГР-диаграмме почти вертикально вниз по направлению к главной последовательности. Эти пути на ГР-диаграмме называют треками или траекториями Хаяши, а соответствующую эволюционную стадию протозвезды стадией Хаяши. Маломассивные протозвезды, двигаясь по треку Хаяши, достигают ГП. Звезды с массой более 0,5 М@ на некотором этапе сжатия меняют направление движения. Рост температуры приводит к увеличению прозрачности вещества, прежде всего — в центральной области звезды. Поэтому конвективный перенос энергии в центре сменяется лучистым переносом. Постепенно лучистое ядро охватывает все большую часть звезды, а область конвективного переноса вытесняется к поверхности. Легко показать (см.: Сурдин и Ламзин 1992), что у полностью лучистой 4/5
звезды L ос Teff . Поэтому при переходе от конвективного переноса энергии к лучистому вертикальный трек протозвезды на ГР-диаграмме переходит в наклонную линию.
7.4. Эволюция протозвезды
171
Рис. 7.7. Треки протозвезд в период квазигидростатического сжатия. Открытый и заполненный кружки отмечают начало и конец полностью конвективной стадии (Хаяши 1966)
До 1961 г. вообще считалось, что эволюция протозвезд полностью описывается наклонными («лучистыми») траекториями. Это вызывало серьезные трудности при интерпретации диаграмм спектр—светимость молодых звездных скоплений. Работа Хаяши, указавшего на необхо димость учета конвекции, позволила устранить противоречия между теорией и наблюдениями. Поэтому термины стадия Хаяши и трек Хаяши заслуженно отражают вклад японского астрофизика в решение этой проблемы. В последние годы термин протозвезда употребляют по отношению к объектам, имеющим гидростатическое ядро и свободно падающую на него оболочку. С момента, когда аккреция оболочки закончилась и объект стал медленно сжиматься, двигаясь по траектории Хаяши, его называют молодой звездой или звездой на стадии приближения к ГП (pre-main sequence star). Превращение молодой звезды массой 1 М 0 в нормальную звезду на ГР-диаграмме происходит в точке L к. 0,7 L 0 , Terf ~ 5800 К. Геометрическое место аналогичных точек для широкого диапазона звездных масс называют начальной главной последовательностью.
Глава 7. Модели протозвезу
172
igrcir, к
igrcir, к
PMC. 7.8. ГР-диаграмма для молодых звезд в Тельце и Орионе. Тонкие линии — траектории Хаяши. Толстая кривая — теоретическая «линия рождения» по Сталеру (1983) л
7.4.2. Наблюдения. В близких областях звездообразования в Тель це и Орионе молодые звезды лежат в области ГР-диаграммы, плотно покрытой треками Хаяши. Еще лучшим подтверждением теории яви лось бы совпадение параметров этих звезд с треками, соответствую щими их массе, но для этого требуется изучить множество двойных молодых звезд (для независимого определения массы), но это пока не сделано. Вне зависимости от области формирования молодые звезды все гда появляются в оптическом диапазоне в определенном месте ГРдиаграммы. Сталер (1983) назвал это место линией рождения (birthline) и интерпретировал его как момент эволюции, когда оболочка молодой звезды становится прозрачной для оптического излучения ее ядра. Он рассчитал положение этой линии, предположив для звезд разной массы одинаковый темп аккреции оболочки на ядро (10" 5 М®/год). Положе ние «линии рождения» Сталера хорошо согласуется с наблюдениями, однако не все теоретики согласны с идеей Сталера. Так, Франк Шу считает, что точно такое же положение на ГР-диаграмме имеет линия термоядерного возгорания дейтерия ( D + Н -+ 3 Не), когда в ядре звезды достигается температура в 1 млн К (см.: Шу и др. 1987). Вклад этой реакции в энерговыделение ядра невелик, поскольку содержание дейтерия в МЗС мало, да и теплотворная спо-
7.4. Эволюция протозвезды
173
собность этой реакции существенно ниже, чем у классической водородводородной (4Н —• Не). Но важно, что дейтериевая реакция вызы вает усиление конвекции, которая совместно с дифференциальным вращением посредством динамо-механизма генерирует магнитную ак тивность звезды. А это, в свою очередь, приводит к перекачке энергии вращения звезды в энергию ее звездного ветра, сдувающего остатки непрозрачной оболочки. Не исключено, что идеи Сталера и Шу могут дополнять друг друга.
Глава 8 *•••„
;
Молодые звезды
8.1. Формирование звезд разной массы Как известно, зависимость температуры и светимости звезды на ГП от ее массы очень сильна. В конце концов, именно этим и определяется разнообразие эволюционных сценариев формирования звезд. Низкая светимость маломассивных звезд позволяет им надолго задержаться в стадии медленного сжатия, питаясь только гравитационной энергией. За это время оболочка успевает частично осесть на звезду, а также образовать околозвездный диск с его разнообразными проявлениями. Эволюция же массивной звезды протекает так быстро, что звезда может попасть на ГП и даже уйти с нее, будучи еще окруженной остатками протозвездной оболочки — газопылевым коконом. Характерное время эволюции кокона в состоянии аккреции опре деляется временем свободного падения (%) вещества протозвездной конденсации (l.l). Для типичной средней плотности в ядрах ГМО (п fa (0 см" ) оно составляет 4 х Ю5 лет. А время достижения звез дой ГП близко к ее кельвин-гельмгольцевскому времени (І.ІО)-(І.ІЗ), которое у массивных звезд коротко (*кн * Ю4 лет для М = 50 М®), а у маломассивных относительно велико (£«н й 5 х Ю7 лет для М — ІА/І.л). У звезд с 8 М© — у этих звезд «линия рождения» совпадает с ГП и стадия молодой звезды в оптическом диапазоне не наблюдается. Это и есть «звезды-коконы». Точное значение массы, при котором «линия рождения» касается ГП, зависит от плотности и температуры исходной среды. В более плотных облаках значение % ниже и критическая масса звезд-коконов возрастает до 12-15М 0 .
8.2. Формирование массивных звезд 8.2.1. Звезды-КОКОНЫ. Ничем не выдающимся, лишь только наи более близким и изученным примером звезды-кокона служит И К объект Беклина—Нейгебауэра (BN-объект) в Туманности Ориона. Он является прототипом подобных объектов и находится в центре ком пактного и очень плотного скопления протозвезд. Из них он наиболее массивный: звезда внутри кокона имеет массу около ВМ@. Ее свети мость 2х 10 L©, а температура излучения кокона около 600 К. Поэтому BN-объект был открыт в 1966 г. как мощный ИК источник. Среди объектов типа BN, а их уже более 250, известны и более молодые, с температурой излучения 300—600 К. Они еще не окру жены зоной НИ, хотя их высокая ИК светимость (10 і©) говорит
Глава 8. Молодые звезды
176
о большой массе протозвезды. Известны и проэволюционировавшие объекты, окруженные компактными областями Н II, расширяющимися со скоростью 10-15 км/с и уже заканчивающими разрушение своего кокона. Некоторое представление о характеристиках BN-объектов дает табл. 8.1, а полный каталог можно найти в работе Чан и др. (1996). Приближаясь к ГП и увеличивая температуру поверхности, мас сивная звезда начинает разрушать свой кокон, испаряя пылинки и ионизуя газ. Классический пример такой звезды — сверхгигант г] Саг, погруженный в плотную пылевую туманность Homunculus на расстоянии 3 кпк от нас. Звезда интенсивно теряет газ, по-ви димому, в форме биполярного потока. Об этом говорит строение туманности Homunculus, по форме напоминающей оболочку земляно го ореха. Под влиянием звезды туманность расширяется со скоростью 700 км/с. Звезда т) Саг имеет светимость ~ 106L© и эпизодически демонстрирует мощные вспышки. По-видимому, это наиболее мас сивная из звезд Галактики. Ее аналоги, полностью освободившиеся от коконов, известны в соседних галактиках как ярчайшие переменные типа Хаббла—Сэндиджа. Таблица 8.1. Объекты типа Беклина—Нейгебауэра
Объект
Координаты a [hms]
6 Г ' "]
Рассто яние, кпк
•bbol.
І0
ФЕНОМЕНЫ СОмазер поток
н2о-
(1950.0) AFGL490 AFGL951E AFGL 989 AFGL4176 AFGL 2059 = M8E-IRS W33A AFGL 2591 AFGL 2884 = S140-1RS
3 23 39,0 +58 36 35 6 31 59,1 +04 15 09 6 38 24,9 +09 32 29 13 39 41,0 - 6 ! 53 45 18 01 49,1 -24 26 57 18 11 44,2 - 1 7 52 59 20 27 35,8 +40 01 14 22 17 41.2 +63 03 44
0,9
2х10 3
+
Биполяр.
1,4
7х10 3
—
Биполяр.
0,8
ЗхШ 3
+
Монопол. красный
4,0
2х10 5
—
1,5
2х10 4
-
3,7
1х105
+
1,5
4x10 4
+
Биполяр.
1,05
ЗхЮ 4
+
Биполяр.
Изотроп.
8.3. Звезды типа FU Ori — фуоры
177
Наличие или отсутствие звезды-кокона в протоскоплении опреде ляет его судьбу. Вернемся к Туманности Ориона: через несколько сотен тысяч лет объект BN станет нормальной звездой класса В и еще силь нее разогреет и ионизует окружающий газ. Расширяющаяся область Н II вытолкнет из новорожденного скопления остатки протозвездного газа, чем существенно уменьшит его общую массу. Лишившись зна чительной доли массы, плотное и компактное скопление протозвезд, окружающих объект BN, начнет расширяться и, если не потеряет гравитационную связанность, превратится в нечто, подобное Плеядам. В случае же распада образуется ассоциация, скорость расширения которой будет близка к наблюдаемой дисперсии скоростей протозвезд: 8—10 км/с. В Орионе уже известно несколько подобных ассоциаций. 8.2.2. Компактные области НII. Сейчас ядро объекта BN окру жено сверхкомпактной и очень плотной зоной НИ (d и 10—100 а.е., 7
—Ч
пе ^ 10 см ), проявляющей себя в радиоизлучении. Судя по всему, это быстрый и мощный звездный ветер, начавший дуть недавно и еще не успевший разрушить холодную оболочку протозвезды. У более ста рых объектов типа BN зоны Н II развиты сильнее, но все же вполне компактны и плотны (d ^ 0,5 пк, пе ^ 104 см - 3 ). Прототипом ультракомпактной зоны Н II, образованной недавно сформировавшейся О-звездой, считается W3(OH). Разреженная часть некогда существовавшего вокруг нее кокона уже разрушена, а другая, более плотная его часть еще соседствует со звездой в виде кометарной туманности. В начале 1960-х гг. в ней были обнаружены мазерные конденсации ОН и НгО. К началу 1990-х их собственные движения указали на разлет остатков кокона со скоростью 3—10 км/с. По скольку размер области не превышает 0,05 пк, характерное время ее расширения — всего несколько тысячелетий.
8.3. Звезды типа FU Ori — фуоры Итак, первая численная модель коллапса Хаяши и Накано пред сказала быстрое возрастание блеска протозвезды в конце ее сжатия. А еще в 1939 г. А. Вахман обнаружил, что в 1936-37 гг. переменная звезда FU Ori за 120 суток увеличила блеск на 6 т и не вернулась в исходное состояние. В 1964 г. Дж. Хербиг обратил внимание, что эта звезда остается в состоянии высокой яркости (рис. 8.1). Разумеется, Хаяши (1966) заявил, что странное поведение FL) Ori подтвержда ет его модель. Позже было открыто еще несколько подобных звезд, получивших общее название фуоры.
Глава 8. Молодые звезды
178
1927
1937 і
і
і
1967
1957
1947 і
і
10
1
1
1
1
1
1977 Г
|
198-
1 1
V I 0 5 7 Cyg
М
-
'
-
•
16
—
.
Л
\А
А і
I960
\\
і
\
і
, ,
і
1970
, 1 1980
1990
2000
РИС. 8.1. Кривые блеска FL) Ori и V1057 Суд
Безусловным признаком фуора является увеличение блеска на 3—6т за время порядка года и удержание его в течение длительного времени. Выяснилось, однако, что у фуоров есть и другие общие свой ства: все они тесно связаны с областями звездообразования, причем по ловина из них глубоко погружена в пылевые облака (Av > 10m). Фуоры имеют оптические спектры F и G сверхгигантов с признаками быстро го вращения; линия Н„ имеет сложный профиль, часто типа Р Cyg. У них наблюдается интенсивная потеря вещества в виде звездного ветра, линия Li 1 6707Ä и полоса поглощения молекулы СО на 2,3 мкм. Некоторые демонстрируют истечение молекулярного газа, другие вы брасывают объекты Хербига—Аро или тонкие длинные джеты. Семейство фуоров невелико и довольно разнородно (табл. 8.2). Некоторые исследователи вообще не видят смысла в выделении этих объектов в особый класс. Правда, кроме «настоящих» фуоров, про демонстрировавших увеличение блеска, найдено еще несколько «кан-
8.3. Звезды типа FU Ori — фуоры
179
Таблица 8.2. Фуоры Название
FU Ori V1057Cyg V1515Cyg V1735Cyg V346 Nor RNO IB
Координаты a (1950.0) «5 [hm] [•'] 05 42,6 +09 20 57,1 +44 20 22,1 +42 21 45,5 +47 16 29,0 -44 00 33,9 +63
03 03 02 18 49 12
Момент макси мума
Ампли туда
Время подъема блеска
1937 1970 1980? 1952-65 ^ 1984 ^ 1990
6т 5,5 т 4т ^5т ^2т ^Зт
120-380 сут 390 сут ^ 13 лет 9
^ 7 лет ^ 12 лет
дидатов в фуоры» по спектральным признакам (VI025 Tau, SU Aur, Z CMa). Но и вместе с ними фуоров пока немного и говорить об их типичных свойствах весьма затруднительно. По теории Кеньона с соавт. (1993) явление фуора связано с около звездным диском, образованным протозвездным веществом вокруг мо лодой маломассивной звезды. Прямым указанием на присутствие диска считается полоса СО 2,3 мкм, которая может возникать в областях диска с температурой 2x10 К. Потеря вещества фуорами, вероятно, происходит из диска, а не с поверхности звезды. Их И К избытки связы вают с пылевыми оболочками, поглощающими оптическое излучение центральной части диска. Если смотреть на фуор сквозь оболочку, то поглощение в оптическом диапазоне велико; но если смотреть в на правлении полярной оси диска, вдоль которой движется поток ветра, разрушающий оболочку, то поглощение в оптическом диапазоне мало. В рамках теории дисковой аккреции фуор представляет активную фазу звезды до ГП, в пассивном состоянии проявляющую себя как звезда типа Т Tau (Белл и др. 1995). Предполагается, что аккреция протозвездного вещества происходит в постоянном темпе, зависящем от исходных параметров протозвезды. Для М = 1 М© и t^ = 2 х 105 лет темп аккреции составит М и М / % ~ 5 х 10 М 0 /год. Часть этого вещества может выпадать на звезду, часть — уходить в виде ветра, но в основном оно должно накапливаться в диске. Став массивнее, диск теряет устойчивость и начинается мощная ак креция: именно в этот момент происходит увеличение блеска фуора. Наблюдения указывают, что поток вещества в диске на стадии фуо ра достигает 10~ М©/год. Следовательно, стадия звезды типа Т Tau в 20 раз продолжительнее стадии фуора. Постепенное снижение блеска после вспышки у некоторых фуоров уже наблюдается (V1057). Даже FL) Ori с 1985 по 1990 гг. уменьшила
180
Глава 8. Молодые звезды
блеск на 0,З т , следовательно, исходное состояние звезды установится за (5 лет)х(6 т /0,З ш ) = 100 лет. Если предположить, что у всех фуоров активная стадия имеет продолжительность ~ 100 лет, то в «спокойной» фазе типа Т Tau молодая звезда должна пребывать ~ 2000 лет. Тесная связь фуоров с молекулярными облаками говорит о том, что типичный возраст звезд в этой стадии (1—3) х 10 лет. За такой период молодая звезда должна испытать десятки переходов между активным (FU Ori) и пассивным (Т Tau) состояниями. В связи с этой теорией большой интерес представляет пример двойного фуора RNO 1B/1C в кометарной туманности GN 00.33.9, связанной с молекулярным облаком L 1287 (Кеньон и др. 1993). За не сколько лет он стал ярче на З"1 в фильтре R и имеет все прочие признаки фуора. Самое любопытное, что оба компонента этой двой ной, разделенные расстоянием в 5000 а. е., — фуоры. Если звезды независимо вступают в эту стадию и пребывают в ней 1/20 времени эволюции, то вероятность застать в ней оба компонента равна /а/20, где /d — доля двойных и кратных среди выявленных фуоров. Считая по аналогии с нормальными звездами fa ~ 70%, мы видим, что ве роятность встретить двойной фуор среди дюжины одиночных вполне ощутима ( и 40%). Это подтверждает оценку относительной длительно сти активного (FU Ori) и пассивного (Т Tau) состояния звезд до ГП.
8.4. Звезды до главной последовательности 8.4.1. Переменные типа Т Там. Выше мы уже познакомились с этими маломассивными переменными звездами, одним из под классов которых теперь считаются фуоры. Вообще же неправильные переменные типа Т Тельца с яркими эмиссионными линиями водоро да и кальция давно выделены в самостоятельный класс и с 1940-х гг. считаются очень молодыми объектами (см.: Сурдин и Ламзин 1992, Берту 1994). В последнем каталоге Г. Хербига около 700 переменных типа Т Tau, из них две трети относятся к спектральному классу К, около одной трети к классу М и лишь немногие к классу G. Наличие ярких эмиссионных линий и коротковолновых избытков в спектрах этих звезд указывает на существование у них плотных и горячих внешних слоев, сходных с солнечной хромосферой и коро ной. Однако природа этих слоев до сих пор не разгадана. Например, не ясно, подогреваются ли они изнутри звезды, как в случае Солн ца, или источником их энергии служат падающие на звезду остатки протозвездного вещества. У звезд типа Т Tau различают два основных подтипа: классические (CTTS) и «обнаженные» (NTTS) со слабыми
8.4. Звезды до главной последовательности
181
эмиссионными линиями (WTTS). Иногда выделяют звезды, недавно закончившие эту фазу эволюции (PTTS). Классические звезды типа Т Tau, известные как И К источники II класса (см. ниже) окружены массивными газопылевыми диска ми. На это указывают их почти плоские степенные спектры, что характерно для аккреционных дисков с уменьшающейся по радиусу температурой. Их оптические спектры имеют широкие эмиссионные линии Н а со сложными профилями, иногда типа Р Cyg, в котором абсорбционный компонент смещен в голубую сторону. Это указывает на плотный симметричный звездный ветер во внутренней части (цент ральной дыре) диска. В то же время, нередко наблюдается эмиссия в линии [01] с таким же голубым смещением, как абсорбция в ли нии Н„, но без излучения с красным смещением. Это означает, что на некотором расстоянии от звезды, где плотность звездного ветра падает и он начинает излучать в запрещенных линиях, удаляющаяся от нас часть потока закрыта диском. По положению на ГР-диаграмме CTTS попадают на теоретические треки звезд до ГП и занимают на них область с диапазоном возрастов 10 —3 х 10 лет. Но учитывая, что теоретические треки рассчитаны для звезд без дисков, трудно сказать, насколько точны эти оценки возраста. Звезды подкласса NTTS (WTTS) в основном являются И К источ никами III класса, т.е. не имеют мощного избытка в далекой И К. области. Это означает, что пространство вокруг них практически сво бодно от вещества. Однако считать эти звезды находящимися на более поздней стадии эволюции пока нет оснований: на ГР-диаграмме они занимают то же положение, что и прочие звезды типа Т Tau. 8.4.2. Переменные типа YY ОП". Спектральные наблюдения М. Уолкера показали, что примерно у 5% звезд типа Т Tau линии бальмеровской серии, начиная с Н^, имеют профили, обратные Р Cyg, т.е. депрессия в континууме расположена не с голубой, а с красной стороны от эмиссионного пика. Профили такого типа должны возникать при аккреции сферической оболочки на звезду. Учитывая это, Уолкер предложил выделить найденные им звезды в особый подкласс, прототипом которого стала звезда YY Ориона. Вначале казалось, что Уолкер просто обнаружил очень молодые звезды типа Т Tau, на которые еще продолжается аккреция протозвездного вещества. Однако выяснилось, что по положению на ГР-диа грамме звезды типа YY Огі не отличаются от остальных молодых звезд. И к тому же у многих классических звезд типа Т Tau, например у RW Aur, профили водородных линий время от времени приобретают вид,
182
Глава 8. Молодые звезды
характерный для YY Оті. В моделях аккреционных дисков, развитых для объяснения спектров звезд до ГП, пока не удалось воспроизвести профили эмиссионных линий YY Ori. 8.4.3. Ае и Be звезды Хврбига. Одним из спектральных признаков звезд типа Т Tau служат эмиссионные линии Fe I 4064 и 4132 Ä. Однако у звезд горячее спектрального класса G железо в фотосфере полностью ионизовано, поэтому линии Fe І у них вообще не могут наблюдаться. В свое время это побудило Хербига ограничиться при отборе звезд типа Т Tau только поздними спектральными классами. Но наряду с ними в областях звездообразования наблюдаются молодые звезды более ранних классов — Ае и Be звезды Хербига с эмиссионными линиями. Их известно около 70, и по наблюдательным проявлениям они во многом сходны со звездами типа Т Tau.
8.5. Спектры молодых звезд До появления чувствительных И К детекторов молодой звездный объект (МЗО) становился доступным для наблюдений лишь после пересечения им «линии рождения» на ГР-диаграмме. Ныне появилась возможность изучать и классифицировать МЗО по виду их спек тра в широком диапазоне от УФ до далекого И К. Значительные эволюционные изменения в спектрах МЗО в основном связаны с из менением количества и пространственного распределения пыли в их оболочках. В отличие от нормальных звезд, у которых распределение энергии неплохо выражается одним числом — температурой подходя щего чернотельного спектра — формы спектров МЗО представляются суперпозицией как минимум двух планковских кривых: более горячая для центральной звезды и менее горячая для окружающей пыли. Такой подход неплох для описания звезды в сферическом коконе, но в случае пылевого диска, в котором пыль нагревается на разных рас стояниях от звезды и, соответственно, имеет различную температуру, наблюдаемый спектр МЗО удается аппроксимировать только суммой большого числа чернотельных спектров, приводящей к степенному виду спектра в ИК области. Из сказанного очевидно, что положение МЗО на ГР-диаграмме может быть указано лишь условно: эффективная температура этих объектов весьма далека как от температуры звезды, так и от температуры ее оболочки. До сих пор спектральная классификация формирующихся и моло дых звезд еще далека от совершенства. Все объекты делят на несколько классов (Лада 1987), последовательность которых, по-видимому, имеет эволюционный смысл (рис. 8.2).
8.5. Спектры молодых звезд
•• 1000
100
183
А, мкм 10
2,2
I Класс I Протозвезда?у
_L I I I К л а с с III '
1
Г) Г Избыток потоков в ИК диапазоне
PMS-звезда с околозвездным диском
1
1
1
1
|Класс IIl| -
Классическая PMS (пре-ПТ) или ZAMS (НГП) звезда х10
/
Черное тело
/
Т=4000К\У / 1
1
12
1 /
13 log і/ -
і
14
II
15
Рис. 8.2. Классификация молодых звездных о б ъ ^ ^ в спектре (по Лада 1987)
п0
распределению энергии
184
Глава 8. Молодые звезды
I класс: источники этого класса имеют широкое спектральное рас пределение, уходящее в далекую И К и даже субмиллиметровую область. Часто демонстрируют мощную силикатную полосу поглощения на 10 мкм. У большинства источников не заметно оптического излучения, поскольку они глубоко внедрены в ядра ГМО. Типичный объект этого класса — L1551 1RS5 в Тельце. Подобные источники часто ассоции руются с небольшими отражательными туманностями и биполярными молекулярными потоками. Это указывает на наличие у них не только сферического пылевого кокона, но и околозвездного диска. Большин ство объектов демонстрирует истечение вещества, хотя у некоторых (например, HL Tau) спектральные детали указывают на аккрецию газа. Источники 1 класса встречаются относительно редко, что говорит об их коротком времени жизни, порядка (1~5) х 10 лет. II класс: максимум спектрального распределения у них приходится на оптическую или ближнюю И К область, а избыток потока в дальнем ИК диапазоне, хотя и очень сильный, но все же заметно слабее, чем у источников 1 класса. Следовательно, источники II класса окружены значительно меньшей массой газа и пыли. Их спектр в ИК области имеет степенной наклон и хорошо описывается моделью тонкого, оптически плотного диска со степенным распределением температуры вдоль радиуса. Наклон спектра uF„ ос Vа у наблюдаемых источников лежит в диапазоне а = 0,7—1,3. Меньшее из этих значений согласуется с моделью «пассивного» диска, не имеющего собственных источников нагрева и лишь переизлучающего энергию центральной звезды. А зна чение а — 1,3 в точности соответствует теории аккреционных дисков, нагревающихся за счет вязкой диссипации гравитационной энергии. Оптические наблюдения источников II класса показывают, что все они связаны с классическими звездами типа Т Tau. Характерные для этих звезд запрещенные эмиссионные линии, возникающие в пото ке ветра вблизи поверхности звезды, обычно имеют голубое смещение и не имеют красного. Это независимо указывает на присутствие около звездного диска, закрывающего от нас дальнюю полусферу звезды и ее окрестности. К. этому классу относится FU Ori, хотя большинство дру гих фуоров относится к 1 классу. Обычно в областях звездообразования источников II класса на порядок больше, чем источников I класса. III класс: спектр этих источников практически не отличается от чернотельного. По-видимому, мы имеем дело с фотосферой звезды, не закрытой околозвездным диском или коконом. Однако о тем пературе фотосферы судить трудно, поскольку фоновое поглощение света в областях звездообразования очень сильно, и эффект покрас нения может заметно сдвинуть максимум спектра в красную область.
8.5. Спектры молодых звезд
185
Большинство этих источников, вероятно, являются «обнаженными» звездами типа Т Тельца (NTTS), вплотную подошедшими к начальной главной последовательности. Поскольку у них нет уже ни сильного И К, ни УФ избытков, их трудно отделить от звезд фона и оце нить их относительную численность в областях звездообразования. Однако выяснилось, что они имеют довольно сильное и переменное рентгеновское излучение, по которому их удается выделить в близких областях (например, в Тельце). При этом численность источников II и III классов оказывается сравнимой. Значит, сравнимы и характерные времена их жизни (около 10 лет). Хотя большинство МЗО относится к трем описанным выше клас сам, существует несколько объектов, не попадающих в эту схему. Их делят обычно на три группы: 0 класс: поглощение света в них столь велико, что они проявляют себя лишь как источники субмиллиметрового излучения и обычно не обнаруживаются на волнах короче 300 мкм. Форма их спектра близка к чернотельной с температурой всего 20—30 К. Все они связаны с мощными, хорошо коллимированными биполярными молекуляр ными потоками. Их светимость и масса околозвездного вещества значительно больше, чем у источников I класса. Источников 0 класса обнаружено пока мало и их эволюционный статус не ясен. Как мы ви дели, источники I класса оказались заметно проэволюционировавшими объектами, окруженными околозвездными дисками и в большинстве случаев демонстрирующими истечение вещества, а не его аккрецию. Среди источников 0 класса, напротив, многие показывают признаки аккреции (например, В 335 и IRAS I6293). Поэтому данный класс и по лучил более ранний номер с намеком на его эволюционный смысл (Андре и др. 1993). Предполагают, что это протозвезды на ранней ста дии сжатия, не имеющие еще горячего ядра. Однако не исключено, что различие между классами 0 и I не эволюционное, а физическое, связан ное, например, с массой объекта или другими его характеристиками. Источники с плоским спектром: имеют спектральный индекс а « 0 и занимают промежуточное положение между источниками I и И классов. В их оптических спектрах ярко выражены характеристи ки звезд типа Т Tau. Более того, одним из этих источников является сама Т Tauri. Моделирование спектров показывает, что распределение околозвездного вещества отличается от плоского диска и скорее на поминает оболочку с большими полярными кавернами. Сквозь такую каверну как раз и видна фотосфера звезды. Иногда эти источники называют «оптическими протозвездами».
186
Глава 8. Молодые звезды
Последний класс составляют источники со сложными, часто дву горбыми спектрами, которые не удается классифицировать. Возможно многие из них также принадлежат к переходному типу между I и II классами и отличаются от источников с плоским спектром только иным углом наблюдения объекта.
Глава 9
Многообразие звезд 9.1. Спектр звездных масс 9.1.1. Общая форма спектра. Распределение новорожденных звезд по массе, т.е. начальную функцию масс (НФМ) определяют, используя зависимость масса—светимость, из начальной функции све тимости Ф(МУ), указывающей число звезд, сформировавшихся в еди нице объема и единичном интервале абсолютной звездной величины. В свою очередь ее выводят из наблюдательной функции светимости Ф(МУ), которую можно определить двумя способами: а) подсчетом звезд разной светимости на ГП в скоплениях и б) подсчетом звезд поля в окрестности Солнца. Первый способ хорош тем, что наблю даемое распределение для непроэволюционировавших звезд совпадает с исходным, но диапазон масс, доступных наблюдению в скоплениях, обычно невелик. Второй способ требует определенных предположе ний об эволюции скорости звездообразования в прошлом. Обычно ее полагают неизменной во времени. Тогда Ф(Му) = Ф(МУ) T
'•''• Л "
Ф(МУ) =
r
при TMS > TMW, (9 І)
MW
Ф(МУ) при r M S < TMW, MS
гді TMS — время жизни звезды на ГП и TMW — возраст Галактики. ЙРйенно так Солпитер (1955) нашел НФМ в окрестности Солнца
Глава 9. Многообразие звезд
188
в диапазоне 0,4-10 М@ и представил ее в виде степенной функции п(М) =
dN і« = AM'2'35. dM
(9.2)
Начальная функция масс звезд
IВ
0
«У
ер
— — — —
-
2
Солпитер, 1955 Кроупа и др., 1993 Миллер, Скало, 1979 Скало, 1986
-
1
0
1
2
lg [М/М @ ] Рис. 9.1, Начальная функция масс по данным различных авторов
Предупреждение: следует различать две величины — спектр масс и функцию масс. Спектр масс п(М) — это число звезд в единичном интервале масс, т. е. дифференциальное распределение звезд по массе (dN/dM). Функция масс £(lgM) — число звезд в единичном логариф мическом интервале масс (dJV/dlgM). Спектр и функция масс связаны соотношением £(lgM) = n ( M ) x - ^ - . (9.3) 0,434 Часто используется показатель степени у, называемый показателем спектра масс. Его определяют как логарифмическую производную п(М) по М: dlgn(M) 7 = . (9.4) Например, солпитеровский спектр масс (9.2) имеет 7 = -2,35. Оче видно, что логарифмическая производная функции масс, которую
9.1. Спектр звездных масс
189
определяют как ~
dlg^lgM) dlgM '
К
}
равна Г = 1 + 7 - Отметим, что несколько работ содержат ошиб ки, вызванные смешением понятий дифференциального спектра масс и функции масс (см.: Скало 1978). Подсчет слабых звезд показал, что НФМ имеет максимум около 0,2—0,3 М© и резко спадает в области меньших масс (Скало 1978, 1986). Для аппроксимации наблюдений Миллером и Скало (1979) предложена логнормальная функция масс с показателем Г = - ( 1 + l g M ) . Таким образом, характерная масса звезд в диске Галактики около 0,5 М©. 9.1.2. Сравнение звезд скоплений и ПОЛЯ. Обычно массивный о
конец НФМ (возраст звезд < 10 лет) находят прямым подсчетом звезд в плотных ассоциациях и молодых скоплениях, а маломассив ный конец выводят из статистики звезд поля солнечной окрестности, предполагая, что процесс звездообразования протекал равномерно во времени и однородно в пространстве. НФМ для интервала масс 1-15М© хорошо определяется в молодых рассеянных скоплениях. Вблизи IM© возникают трудности, вызванные необходимостью учета эффектов эволюции; для звезд поля требуется модель истории звез дообразования, а для звезд молодых скоплений — модель эволюции звезд до главной последовательности, позволяющая определять массы звезд, не достигших ГП. К тому же наблюдения молодых скоплений сильно затруднены межзвездным поглощением света и фактически стали возможны лишь в последнее время с появлением панорамных ИК-приемников. Выведенная из наблюдений НФМ демонстрирует следующие осо бенности (Мейер и др. 1999): для массивных звезд (М > 5М©) НФМ имеет степенной вид с наклоном Г = - 1 , 3 ± 0 , 3 в скоплениях и немного большим наклоном для массивных звезд поля; в интервале 1-5М© характер НФМ меняется - она становится менее крутой, что особенно заметно при М < 1 М©. При малых значениях М уже непри менима простая степенная зависимость, оправданная для массивных звезд. О форме НФМ в области 0,1-0,5М© идут активные дискуссии: имеет ли она растущий, плоский или спадающий вид (рис. 9.1). Вопрос о соотношении НФМ звезд поля и скоплений до сих пор открыт, хотя накапливается все больше свидетельств в пользу их тождества. При этом не только молодые рассеянные скопления, но и старые шаровые имеют приблизительно такую же НФМ, как звезды диска в окрестности Солнца, с таким же максимумом в области
190
Глава 9. Многообразие звезд
0,2М@. Более того, скопления в Большом Магеллановом Облаке также имеют подобную НФМ, хотя область самых малых масс у них еще не исследована. Детальное сравнение НФМ звезд скоплений друг с другом ста ло возможным сравнительно недавно. Учитывая широкий диапазон условий в формирующихся скоплениях, трудно рассчитывать на пол ное тождество их НФМ. Например, пространственная плотность звезд в центральных областях (D « 1 пк) очень молодых скоплений возраста 3 х 10 - 1 0 лет различается в сотни раз: от 30 звезд/пк у скопле ния L 1495 до 104 звезд/пк 3 у скопления ONC (Orion Nebula Cluster в окрестности Трапеции). Очевидно, столь большое различие в усло виях формирования должно было отразиться на форме НФМ звезд; вопрос — насколько сильно? Сравнение НФМ маломассивных звезд у девяти формирующихся скоплений (Мейер и др. 2000) не показало зна чимого различия ни друг с другом, ни с НФМ звезд поля в окрестности Солнца. 9.1.3. Локальные минимумы в спектре масс. При детальном исследовании НФМ в области М > 1 М© на фоне общей монотон ной формы иногда обнаруживаются локальные минимумы («прова лы»). При этом разные авторы, как правило, указывают различные значения недостающих масс: 1,5-2,5М©, 3-4 М®, 5-6М®, ЮМ® и др. Большинство исследователей сходится в существовании дефици та звезд при М = 1,5-2,0 М© и 3,0-4,5 М @ , а также менее уверенно при М = 15М®. Характерная глубина первых двух минимумов « 0,5dex (т.е. трехкратный дефицит). Были попытки объяснить провалы в спектре масс существова нием различных механизмов звездообразования в области больших и малых масс (например, индуцированное формирование массивных звезд и спонтанное формирование маломассивных). Однако до сих пор нет полной уверенности, что это реальные провалы на функции масс, поскольку недостаточно точно известное соотношение «масса— светимость» вполне может превратить монотонную функцию масс звезд в немонотонную наблюдательную функцию светимости (Вереща гин и Пискунов 1984, Малков 1994).
9.2. Предельные массы звезд: теория 9.2.1. Максимальная масса. Два факта позволяют понять причи ну существования максимальной массы звезд: а) неоднородный коллапс протозвезды приводит к формированию ее ядра задолго до окончания аккреции оболочки, б) светимость ядра быстро возрастает с ростом
9.2. Предельные массы звезд: теория
191
его массы. Поэтому взаимодействие излучения массивного ядра с обо лочкой протозвезды на стадии кокона способно остановить аккрецию и дальнейший рост массы ядра. Пионерская работа А. Г.Дорошкевича и И. Г. Колесника (1976), а затем детальные расчеты В. Чарнутера по казали, что этот механизм ограничения массы начинает работать уже при исходной массе протозвезды М ^ 20 М@, а при исходной массе в 150 М© итоговая масса звезды составляет всего 65 М@. Точное значе ние верхнего предела массы звезд оказывается очень чувствительным к начальным условиям и химическому составу облака. Для современ ного диска Галактики теория предсказывает верхний предел массы около 70 Мф. Не так уж плохо для сравнительно простой теории, если вспомнить, что более массивные звезды действительно почти не встречаются. 9.2.2. Минимальная масса. Значение минимальной массы звез ды фактически зависит от принятого определения, т.е. от того, как проведена граница между звездой и планетой. Даже планеты земного типа имеют собственную светимость, связанную с распадом радиоак тивных элементов, а планеты-гиганты за счет гравитационного сжатия в течение миллиардов лет поддерживают свою светимость на уровне 10_8-10_52>© (Сомон и др. 1996). Но при этом равновесие пла нет определяется ван-дер-ваальсовым и квантово-механическим да влением, тогда как у нормальных звезд — тепловым давлением газа (см. табл. 3.12). Кстати, это еще одна граница (помимо наличия термоядерного синтеза), отделяющая нормальные звезды от прочих объектов. Легко понять, почему давление вырожденного газа особенно важно для маломассивных звезд. Чтобы оценить, насколько электронный газ близок к вырождению, нужно сравнить температуру газа с температурой Ферми (Гр). Если Т > Гр, то газ не вырожден и квантово-механическими эффектами можно пренебречь. Но если Т ~ Тр, то пользоваться классическим уравнением состояния (Клапейрона—Менделеева) уже нельзя. Для нерелятивистской электронной компоненты водородной плаз мы Гр Й З х 105/э2^3К. Поэтому в центре протозвезды выполняется зависимость
Как видно, по мере сжатия электронный газ приближается к вырождепя нию. А поскольку для звезд на ГП выполняется соотношение R ос М ' , то (Т/Гр) с ос М 1 ' 1 . Это означает, что у маломассивных протозвезд еще
Глава 9. Многообразие звезд
192
на подходе к ГП давление вырожденного газа ограничивает сжатие и рост центральной температуры. Термоядерные реакции у них либо ограничиваются самыми низкотемпературными с участием дейтерия, бериллия, лития и бора, как у коричневых карликов, либо вообще не протекают, как у планет-гигантов. Поэтому второй признак звезды связан с источником энергии. У молодых звезд с массой > 0,08 М© центральная температура до стигает 3 млн К. и термоядерные рр-реакции становятся основным источником энергии. При меньших массах светимость объекта под держивается за счет выделения гравитационной энергии до тех пор, пока его сжатие не приводит к вырождению вещества и остановке эволюции (рис. 9.2). Поэтому нормальными звездами обычно считают объекты с массой более 0,08 М© (предел Кумара; точное значение зависит от химического состава), а менее массивные объекты называют коричневыми карликами (рис. 9.3).
4
а м ° 6 К]
0,085 Л/ е
2
80 60 40 20 10 6
10 8
1010
t, лет Рис. 9.2. Изменение центральной температуры Тс и вклада ядерного энерговы деления 1„ в полную светимость L у маломассивных звезд
Первые оценки пространственной плотности коричневых кар ликов разочаровали астрономов: надежда решить с помощью этих почти невидимых объектов проблему скрытой массы в Галактике не оправдалась. Поэтому вопрос о минимальной массе звезд можно сформулировать и так: почему при М « 0,2 Ме спектр масс звезд резко меняет наклон, так что вероятность рождения менее массив
^-** >.^>. -„
;с *-5
;"-»
. • *
* ' - •
Эволюция звезд Эволюция коричневых карликов Эволюция планет
і 6
6.5
7
7.5
Ö * •
•
• -
ч.
8
8.5
-
„р
-» •* ~
9
lg Возраст, лет
Рис. 9.3. Эволюция светимости (L) с возрастом от момента формирования звезд (красн 0,2Ма ^ М ^ 0,08М©), коричневых карликов (О,О7М0 ^ М > О,О15М0) и планет-гига согласно численным моделям Барроу и др. 1997
194
Глава 9. Многообразие звезд
ных звезд существенно снижается? Хотя этот вопрос скорее относится к общей проблеме формирования спектра масс, все же нужно сделать одно замечание. Если за формирование НФМ в какой-то мере ответственен про цесс гравитационной фрагментации, то наименее массивные фрагменты обладают наибольшей оптической толщей (г a pR) ос Т /МІ). Достижение критического значения г ~ 10, при котором ИК излуче ние не успевает диффундировать из облака за динамическое время, кладет предел изотермическому сжатию и превращает его в адиаба тическое, при котором дальнейшая фрагментация становится невоз можной. Следовательно, минимальная масса звезды или, во всяком случае, критическая масса, при которой существенно изменяются ме ханизмы формирования звезд, зависит от степени поглощения ИК излучения МЗС. Если источниками непрозрачности служат пылинки и молекулярный водород, то минимальная масса фрагментов соста вляет ~ 0,1 Мф (Сучков и Щекинов 1975). Это не противоречит наблюдениям. Кроме наступления непрозрачности процесс фрагментации может быть ограничен усилением магнитного потока, изменением хими ческого состава, взаимным нагревом фрагментов и их коагуляцией. Детальнее эти проблемы обсуждают Силк (1982) и Скало (1985).
9.3. Формирование спектра масс звезд «Ни одна из теорий образования звезд не смогла предсказать распределения масс протозвезд» (Дж. Бербидж и Э. М. Бербидж 1962, с. 124). «Механизмы, определяющие массы формирующихся звезд и их начальную функцию масс, — одно из наименее понятных мест в вопросе звездообразования» (Т. Накано и др. 1995, с. 183). Эти два высказывания, разделенные почти 40-летним промежут ком, ясно указывают на большие трудности в понимании причин формирования спектра звездных масс. Хотя за прошедшие годы было предложено немало сценариев происхождения НФМ, ни один из них не стал настоящей теорией. Однако наметились два основных пути объяснения НФМ: 1) форма НФМ звезд является точной или преобразованной ко пией функции масс облаков и их субструктур — уплотнений, ядер и т.д. Предполагается, что еще до начала гравитационного коллапса при взаимодействии турбулентных потоков газа возникает иерархия уплотнений, которая ответственна за финальную форму НФМ звезд;
9.3. Формирование спектра масс звезд
195
2) форма НФМ звезд определяется особенностями процесса фраг ментации в ходе гравитационного коллапса облака. Она может быть модифицирована в результате дальнейшей аккреции вещества на протозвездные ядра, но практически не зависит от исходного состояния родительского облака. Как это часто бывает, две крайние точки зрения, вероятно, будут со временем интегрированы в единую теорию формирования НФМ звезд, но пока мы вынуждены обсуждать их раздельно. На чнем с «наивной» теории фрагментации, развитой Ларсоном (1973). Он предположил, что в процессе изотермического коллапса каждый раз, когда собственная масса облака вдвое превосходит джинсовскую, у облака появляется фиксированная вероятность разделиться пополам. Если она реализуется, то возникают два облака с половинной массой у каждого, если же нет, то сжатие исходного облака продолжается и на следующем этапе вновь может произойти фрагментация с той же вероятностью. В итоге получается дискретный спектр масс фрагментов в виде биномиального распределения, которое в пределе большого числа фрагментации стремится к гауссову распределению. Фактически у этой модели два свободных параметра: количе ство этапов сжатия (N) и вероятность фрагментации на каждом этапе (р). Они позволяют совместить теоретический спектр с на блюдаемым по положению максимума и дисперсии распределения. Приняв исходную массу облака Мо = 10 М©, Ларсон получил N = 19 и р = 0,5 при достаточно хорошем согласии формы теоретической кри вой с наблюдениями. Разумеется, с наблюдениями сравнивалась лишь одна половина теоретической кривой, а именно ее массивная ветвь, поскольку данные о маломассивных звездах пока еще неполны. Сам автор модели не переоценивает ее возможности и считает лишь иллю страцией того факта, что простая вероятностная схема фрагментации пока работает не хуже более изощренных и физичных моделей. Впрочем, и такие модели тоже существуют (Ларсон 1992 а, Накано и др. 1995). Однако при большом числе управляющих параметров (плот ность, температура, химический состав, момент импульса, магнитная индукция и др.), каждый из которых в естественных условиях хаотиче ски изменяется в определенных пределах, результирующая НФМ звезд все равно описывается гауссианой (Циннекер 1987). В своей классической работе о гравитационной фрагментации Хойл (1953) называл ее также гравитационной турбулентностью, имея в виду, что как фрагментация, так и турбулентность приводят к появлению в среде иерархии конденсаций. Но при этом Хойл указал на коренное различие этих процессов: гравитационная фрагментация порождает
196
Глава 9. Многообразие звезд
последовательность все более плотных конденсаций, тогда как тур булентность вызывает лишь флуктуации плотности. Однако с учетом тепловой неустойчивости межзвездной среды аналогия Хойла является даже более глубокой, чем полагал в свое время ее автор: в условиях тепловой неустойчивости турбулентность способна создать последова тельность уплотняющихся фрагментов. На этом пути, по-видимому, возможно успешное объяснение спектра масс индивидуальных звезд (Ларсон 1992 b).
r=
Глава 10
двойные
и кратные звезды 10.1. Частота встречаемости двойных и кратных систем Обычно звезды делят на одиночные, двойные и кратные (т. е. трой ные, 4-кратные, и т.д.). Но иногда кратными называют все системы, включающие более одного компонента. Количественно доля двой ных/кратных звезд в какой-либо звездной популяции характеризуется степенью двойственности/кратности. Будьте внимательны! Существует несколько различных определений степени двойственности и кратности звезд. Чаще всего в литературе встречаются следующие два: 1) степенью двойственности/кратности называется отношение чи сла двойных/кратных систем к полному числу систем, считая и каждую одиночную звезду самостоятельной системой. Например, ансамбль, со стоящий из одиночной и двойной, имеет степень двойственности 1/2, а из одиночной, двойной и тройной — степень кратности 2/3; 2) нередко под долей двойных/кратных подразумевают отношение числа компонентов всех сложных систем к полному числу звезд. В этом случае ансамбль из одиночной и двойной имеет степень двойственности 2/3. А из одиночной, двойной и тройной — степень кратности 5/6. Однако эти определения не дают полного представления о рас пределении звезд по системам различной кратности. Поэтому ис черпывающим можно считать следующее: если в ансамбле звездных систем число систем, содержащих по і звезд равно S,, то степенью г-кратности назовем величину Pi, где * = # - • 1=1
СОЛ)
198
Глава 10. Двойные и кратные звезды
При этом ^2 РІІ = 1. Тогда система из одиночной, двойной и тройной имеет степени двойственности Pi = 1/3 и тройственности Рз = 1/2. Наиболее населенные из кратных систем — это иерархические системы из шести звезд (Токовинин 1997). Но это не означает, что более сложных систем вообще не существует. В поле галактического диска при понижении кратности на единицу число систем возрастает примерно в 4 раза: Sj/Sj+i и 4 для 2 ^ і ^ 6 (Бэттен 1976). Поэтому систем высокой кратности мало и обнаружить их сложно. Все системы с кратностью г > 2 составляют приблизительно 25% от числа двойных и содержат около 36% звезд, входящих в сложные системы (і ^ 2). Вопрос о доле одиночных звезд пока открыт. Во всяком случае число одиночных звезд в поле галактического диска не превосходит числа систем (S\ ^ Х)^»)- Значит, в диске Галактики не более 30% звезд одиночные, а остальные входят в состав систем различной кратности, в основном двойных. Ситуация с галактическим гало менее ясна, но считается, что доля одиночных звезд там выше. Чтобы понять механизмы образования и разрушения двойных и кратных звезд, особенно важно знать частоту их встречаемости среди самого молодого звездного населения. С этой целью Рейпурт и Циннекер (1993) провели обзор на А = 0,9 мкм среди 238 звезд до главной последовательности. В диапазоне взаимных расстояний 1"—12" они нашли 37 двойных и одну тройную систему. Авторы заключили, что доля двойных в диапазоне линейных расстояний 150— 1800 а. е. среди звезд до главной последовательности составляет 16%. Это немного больше, чем в том же диапазоне расстояний у звезд ГП. Интересно, что в этом же исследовании были обнаружены две 4кратные системы: FVTau, состоящая из двух пар с внутренними рассто яниями 0,74" и взаимным расстоянием 13", а также GG Tau с внутрен ними расстояниями 1,4" и 0,3" и взаимным расстоянием 10". Среди звезд ГП подобные системы встречаются приблизительно с такой же ча стотой. Можно заключить, что распределение звезд по двойным и крат ным системам в основном складывается еще до их попадания на ГП. Для теории звездообразования сложная звездная система значи тельно информативнее ансамбля одиночных звезд. Например, двойная система характеризуется отношением масс компонентов (0 < q ^ 1) и расстоянием между ними. Причем наблюдения указывают, что эти величины любопытно связаны между собой. У широких пар распреде ление по q соответствует случайной комбинации двух звезд с массами, распределенными в согласии с начальной функцией масс. Например, если НФМ аппроксимировать степенной функцией f(M) ос М~ 7 , то
10.2. Формирование двойных звезд
199
при случайном сочетании звезд в пары получим распределение u(q) ос q1'2. Для солпитеровской НФМ это приводит к i/(q) ос с/0'35, что и на блюдается у широких пар. Это указывает либо на случайный процесс объединения таких звезд в двойные системы, либо на их слабое взаим ное влияние в процессе формирования из одного исходного облака. Однако среди тесных двойных заметно большая доля имеет q « 1. Это указывает на большую симметрию процесса их формирования и на относительно малую роль случайного объединения.
10.2. Формирование двойных звезд 10.2.1. Первоначальные взгляды. С конца XIX в. и почти до се редины XX в. по поводу формирования двойных звезд астрономы придерживались теории деления быстро вращающихся жидких тел, со зданной трудами А. Пуанкаре (1854—1912) и Дж. Дарвина (1845-1912) (см.: Дарвин 1965) и обобщенной для газообразных тел Дж.Джинсом. Согласно этой теории форму сжимающейся протозвезды описывает по следовательность фигур равновесия самогравитирующих тел (рис. 10.1). У тела массы М, сжимающегося с сохранением момента импульса J , в результате роста плотности р возрастает безразмерный угловой момент: j = —гк-7=-
(10.2)
На начальных этапах сжатия, при небольшом отличии формы тела от сферы это приводит к росту угловой скорости ІІ и ее безразмерного аналога П ш= . (10.3) На рис. 10.1 это соответствует движению вдоль последовательности равновесных фигур слева направо. Если ограничиться жидкими телами (т.е. с однородной плотностью и изотропным давлением), то они принимают форму все более сжатого эллипсоида, называемого элли псоидом (или сфероидом) Маклорена (1698-1746). С ростом степени сжатия возрастает угловая скорость сфероида, но, достигнув некото рого максимального значения (ш = 0,11), она начинает уменьшаться, хотя сфероид становится все более сжатым, в пределе превращаясь в медленно вращающийся тонкий диск. Если по мере сжатия эл липсоида его экваториальный радиус сначала сокращался, то затем, по мере его превращения в диск, радиус вновь начинает увеличиваться и достигает почти исходного значения.
200
Глава 10. Двойные и кратные звезды
Сфероид Маклорсна
0,01
0,02
Угловой момент і
0,03
0,04
г
Рис. 10.1. Последовательности фигур равновесия самогравитирующих враща ющихся тел. Сплошные линии — несжимаемые (жидкие) тела. Пунктир — сжимаемые (газообразные) тела
'Ö ф ф ф ф І
І
І
І
•
Рис. 10.2. Два эволюционных пути вращательной неустойчивости (по Джинсу); (а) тело однородной плотности; (б) газовое тело с сильной концентрацией к центру (Струве 1950)
Однако эта идеальная картина может быть нарушена небольшими возмущениями формы сфероида. На линии равновесных фигур Маклорена есть несколько точек бифуркации. В каждой из них эволюция формы сжимающейся фигуры может пойти по одному из двух путей. В результате небольших радиальных колебаний диск может превра титься в кольцо. А если в процессе сжатия тело потеряет осевую симметрию, например, под приливным влиянием спутника, то оно может приобрести форму вытянутого эллипсоида Якоби (1804—1851)
10.2. Формирование двойных звезд
201
и затем продолжать эволюцию вдоль этой новой последовательно сти фигур равновесия, которая приводит к сигарообразной форме, а в пределе — к тонкой вытянутой «спице». Но, как показал Пуанкаре, и последовательность фигур Якоби при определенных условиях тоже становится неустойчивой: сжима ющаяся фигура может принять форму куриного яйца (по традиции такие фигуры называют «грушевидными»), а также форму гантели, переходящей в «песочные часы». Возможны и более сложные фигуры. Заключительным шагом в их эволюции является разрыв на две или три части, т.е. формирование двойной или кратной звезды (Аппелль 1936). Разумеется, сжимающаяся протозвезда весьма далека по физиче ским свойствам от твердотельно вращающегося однородного жидкого тела. В ней непременно должны быть огромные перепады плотности от центра к периферии, мощные потоки вещества (например, кон вективные); на нее как снаружи, так и изнутри действует давление газа и магнитного поля, причем не обязательно изотропное. Поэтому следующим шагом от жидких моделей к реальности были сжимаемые, т.е. газовые, модели Дж.Джинса. На рис. 10.1 показана одна из последовательностей равновесных сжимаемых моделей. Достигнув верхней точки кривой, модель теря ет устойчивость, и с ее экватора под действием центробежной силы начинает истекать вещество, формируя вокруг звезды диск. Деления тела на несколько частей, как в случае жидкой модели, не происхо дит. Но в результате гравитационной неустойчивости газового диска в нем может сформироваться одно или несколько тел — спутников центрального светила, т.е. планет или компонентов сложной звезды (Джине 1919). Таковы были взгляды на формирование двойных и кратных звезд в начале века. Однако к началу 1950-х гг. эти взгляды подверглись критике как со стороны наблюдателей (Струве 1950), так и теоретиков (Литлтон 1953). Были развиты новые подходы, основанные на теории гравитационной фрагментации. При этом принимались во внимание исходная турбулентность облака и взаимодействие образовавшихся в нем фрагментов-протозвезд друг с другом (Хуанг и Струве 1954, Койпер 1955). Исследование вращения одиночных звезд и их движения в двойных системах привело к предположению о вихревых движениях в протозвездной среде. Большое значение при этом имели работы К. Вейцзеккера (1944, 1951), полагавшего, что турбулентность играет основную роль при формировании протозвезд. Астрофизики ясно понимали, что большой момент импульса, присущий вращающейся в Галактике МЗС, мешает образованию оди-
202
Глава 10. Двойные и кратные звезды
ночных звезд и тесных пар. Действительно, при плотности МЗС ~ 10" г/см звезда образуется из облака, первоначальный размер которого « 3 пк. Учитывая, что угловая скорость вращения Галактики ~ 0,02 км/с/пк, а сжимаясь в звезду, облако уменьшает свой размер в (3 пк/Дэ) ~ 10 раз, легко видеть, что при сохранении момента скорость вращения поверхности звезды должна возрасти до 107 км/с, что бессмысленно. Из всех механизмов потери углового момента лишь магнитное торможение (Альвен 1942) может играть заметную роль. Но и относи тельно него были сомнения: считалось, что в холодном протозвездном облаке электрическая проводимость должна быть низкой и магнитное поле должно быстро затухать. Однако выяснилось, что под действием высокоэнергичных частиц проводимость холодной МЗС сохраняется достаточно высокой, и магнитное торможение играет важную роль при сжатии ядер ГМО (см. §4.1.7). В начале эволюции протозвезды ее удельный момент существенно меньше среднего галактического, но все же достаточно велик для того, чтобы не накладывать ограниче ний на возможные механизмы формирования двойных. 10.2.2. Фрагментация дозвездного облака. В гл. 7 мы позна комились с результатами 3-мерного моделирования коллапса вращаю щейся протозвезды: возникающая на стадии изотермического сжатия азимутальная неустойчивость приводит к неоднократной фрагментации облака, способной породить иерархическую звездную систему. Важно отметить, что численное моделирование показывает совсем иную картину фрагментации, чем это предполагалось в ранних анали тических теориях Хойла, Хантера и даже Ларсона. Их взгляды были навеяны изучением неустойчивости вращающихся жидких тел, процесс фрагментации которых носит пороговый характер (вспомните точки бифуркации на рис. 10.1). Тогда предполагалось, что при достижении некоторых критических значений физических параметров (например, Mj = МС|/2) облако с определенной вероятностью делится пополам. Современный численный анализ показал, что фрагментация вна чале затрагивает лишь небольшую центральную часть облака. Затем на образовавшуюся систему маломассивных ядер происходит аккреция внешних слоев. К сожалению, эти расчеты пока не продвинулись к поздним эволюционным фазам и не дают каких-либо указаний на ожидаемое распределение характеристик двойных и кратных звезд. 10.2.3. Двойные звезды в скоплениях. В 1980-е гг. радионаблюдения в молекулярных линиях показали, что основная доля звезд формируется в плотных и массивных ядрах ГМО, а появившиеся
10.2. Формирование двойных звезд
203
в 1990-х гг. ИК ПЗС-матрицы позволили прямо обнаружить протоскопления формирующихся и молодых звезд чрезвычайно высокой плотности: 10 —10 пк . Стало очевидным, что звезды в таких систе мах даже за короткое время их эволюции (~ 10 лет) имеют заметный шанс сближаться и влиять друг на друга. Поэтому сейчас вновь стало актуальным изучение двойных и тройных сближений звезд, не вызы вавшее большого интереса после 1940-х гг. В частности, сближения звезд (или протозвезд) могут быть одним из путей формирования двой ных систем. Ниже мы рассмотрим некоторые механизмы взаимного захвата звезд, но сначала обсудим, как сближение со звездами влияет на уже сформировавшиеся двойные системы. Важной характеристикой двойной звезды служит ее полная орби тальная энергия, имеющая отрицательное значение и потому называе мая энергией связи. Обозначив ее через -ж, получим х =
GMiM2 ' \ 2а
(10.4)
где М\ и Mi — массы компонентов и а — большая полуось систе мы. Находясь в скоплении, двойная система подвергается случайным гравитационным возмущениям со стороны окружающих звезд. Тесное сближение с одиночной звездой поля может закончиться для двойной системы одним из трех результатов (см.: Спитцер 1990, гл. 6): а) энергия связи возрастет и двойная станет более компактной; б) энергия связи уменьшится и двойная станет более широкой вплоть до полного распада системы (ж < 0); в) произойдет обмен: налетающая звезда войдет в состав двойной, а один из исходных компонентов покинет систему. Для нас принципиальное значение имеют случаи а) и б). Рассмо трим взаимодействие двойной системы с одиночной звездой массы Мз, имеющей начальную скорость V относительно центра масс двойной. Приведенная масса Мг для движения звезды по отношению к двойной составляет Мз(М 1 + М 2 )
м, + м2 + м3 Кинетическая энергия этого относительного движения при большом /2 и равна энергии связи х, взаимном расстоянии составляет MTrV2/2 когда V равно критическому значению Ус, 2 Vrrit сг —
"
2х(М{ + Мг + М3) • М3(Мі + М2)
(IO.O)
Если V < Vent, то одиночная звезда не может разрушить двойную при однократном пролете (хотя, в принципе, несколько последова тельных пролетов таких звезд могут разрушить двойную систему, если в результате каждого из этих пролетов часть энергии налетающей звезды будет передана системе). Поэтому важным свойством двойных систем является определенное соотношение между их энергией связи и ти пичной кинетической энергией окружающих одиночных звезд, которая характеризуется величиной \/ß — МУ^/З, где У^ — средний ква драт хаотической (трехмерной) скорости звезд. Если xß > І, то такие системы называют жесткими; в среднем в результате взаимодействия со звездами поля они уплотняются. Если же ж/3 < 1, то такие системы называют мягкими; в среднем они в результате взаимодействия со звез дами поля теряют свою гравитационную связанность и распадаются. Чтобы из двух звезд с положительной полной энергией сформи ровалась двойная система, необходим механизм для удаления энергии. Это может быть третья звезда, способная унести энергию в кинети ческой форме; мы рассмотрим ниже механизм тройных сближений. Энергия также может быть рассеяна при взаимодействии звезд с око лозвездным веществом партнеров и в результате неупругих колебаний самих звезд, возбужденных приливными возмущениями. Относитель ный вклад этих трех механизмов захвата еще предстоит выяснить. 10.2.4. Тройные сближения. Классический механизм тройных сближений приводит к формированию любых двойных, но широкие (мягкие) пары образуются значительно чаще, чем тесные (жесткие). Большинство мягких двойных разрушается при последующих сближе ниях с одиночными звездами, но все же некоторая их доля имеет шанс уплотниться и преодолеть энергию «водораздела» ßx — I. После это го их вероятность выжить значительно повышается. По усредненным результатам множества численных экспериментов было обнаружено (Хат 1985), что двойная, достигшая значения ßx « 1, имеет 10% шанс не разрушиться и достигнуть значения ßx — 10, при котором вероятность ее сохранения практически равна единице. Полная частота формирования достаточно жестких двойных при тройных сближениях определяется их установившимся потоком по х при ßx > 10 и задается уравнением /dnb\ n3G5M5 V dt / Зі» Vm где п и Vm — пространственная плотность и хаотическая скорость звезд поля, а щ — плотность двойных. Для условий в протоскоплениях современной Галактики (в ~ 105 пк _ 3 и Vm w 5 км/с) это приводит
10.2. Формирование двойных звезд
205
к частоте формирования двойных ~ 1(Г7 год - 1 пк™3. Поскольку ха рактерное время жизни протоскоплений ~ 107 лет, а их размер ^ I пк, тройные сближения не играют существенной роли при формировании двойных. 10.2.5. Приливный захват. При очень тесном сближении звезд они деформируются приливными силами, затрачивая на это часть своей кинетической энергии относительного движения. После проле та энергия деформации звезд рассеивается в процессе их колебаний. Поэтому приливное взаимодействие при тесном сближении может при водить к объединению звезд в двойную систему. Из-за очень сильной зависимости приливной силы от расстояния захват может произой ти только в том случае, если расстояние минимального сближения (г р , расстояние в периастре невозмущенной орбиты) не превосходит нескольких радиусов звезды (i?star)- Таким образом, сразу после захвата эллиптическая орбита звезды сильно вытянута. Но при каждом после дующем прохождении периастра в недрах звезды рассеивается почти столько же орбитальной энергии, сколько в момент первого пролета; поэтому со временем орбита округляется. Из условия сохранения орби тального момента окончательный радиус круговой орбиты составляет г = 2гр (перекачка части этого момента в осевой момент звезды почти не влияет на результат). Критическое расстояние первого пролета, приводящее к захвату звезд в двойную систему, может быть оценено в импульсном приближе нии, предполагающем, что за время эффективного действия приливной силы не успевает измениться структура звезды. Пусть две одинаковые звезды проходят на минимальном расстоянии г р друг от друга с от носительной скоростью Vp. Элемент объема звезды, удаленный на d от ее центра, испытывает относительно него приливное ускорение / = 2GMdjr\. При характерном времени пролета rp/Vp он получает приращение скорости Дг> = 2GMd/(Vprp). При этом полное прира щение кинетической энергии вещества звезды составит (см. вывод формулы (10.22)) ••*•••
М д£.=
1
2 2С 2 М 2 Дт Ae2 = _ " L , V
P
г
00.8)
р
где й т — среднеквадратичный радиус для вещества звезды. Если До сближения звезды двигались с относительной скоростью V, то К и н е т и ч е с к а я ЭНерГИЯ КаЖДОЙ бкі па
v
-
—
" "
Глава 10. Двойные и кратные звезды
206
(АЕ = ükin) получим критическое расстояние первого пролета (г рс ) 1/2 'рс
V vpv )
(10.9)
Учитывая, что на параболической орбите Vp = 4GM/r p , а ско рость ухода с поверхности звезды V^ = 2СМ/Д 81аг , выражение (10.9) примет форму
!/
—"Mlt) WДля примера рассмотрим звезды ГП, у которых значение F esc примерно такое же, как у Солнца (618 км/с). Для политропных звезд отношение ß m /ßstar составляет 0,34 для п = 3 и 0,55 для п = 1,5. Примем среднее значение Й т /Аааг = 0>45 и для V = 20 км/с в импульсном приближении получим Грс и 7-Rstar- Точное ре шение, учитывающее возбуждение индивидуальных нормальных мод колебания звезды (см.: Спитцер 1990, гл.6), дает грс и 3ilstar- При больших скоростях сближения импульсное приближение работает луч ше. Если V ^ 70 км/с, то захват может происходить лишь на таких малых расстояниях r pc < 2iZstar, которые равносильны прямому столк новению звезд. Поскольку приливный захват происходит только при очень тесном сближении, образующиеся двойные оказываются очень компактными и жесткими (ßx ~ 10 ); в дальнейшем они практически не разрушаются от сближения со звездами скопления. Частота формирования двойных вследствие приливного захвата вычисляется с использованием эффекта гравитационной фокусировки и составляет ^ =]-n4GMRstaT{rJ^}, dt ) tide
(10.1.)
где фигурные скобки означают усреднение по распределению ско ростей. Для простых оценок можно положить r p c /Ä s t a r « 3. Тогда при п ~ 105 пк~ и V « 5-Ю км/с получим оценку для (dnb/dt)Xl(}e ~ 5 х Ю - (Rstar/Re) год -1 пк~ . Даже для нормальных звезд этот процесс представляет определенный интерес, а для протозвезд (Ästar > Л©) о н может иметь первостепенное значение.
207
10.3. Максимальный размер звездных систем
10.2.6. Взаимодействие молодых звезд с дисками. Как стало ясно в последнее время, большинство формирующихся и молодых звезд умеренной массы окружено околозвездными дисками. В плотных протоскоплениях молодые звезды могут взаимодействовать с дисками соседних звезд, теряя при этом кинетическую энергию и, при соответ ствующих условиях, объединяясь в пары. Этот процесс был детально рассмотрен И. Острайкер (1994). Даже если приливное взаимодействие звезды и диска не приводит к формированию двойной системы, оно может заметно наклонить ось вращения диска по отношению к оси его центральной звезды. Возможно, мы имеем такой пример в Солнечной системе: ось вращения Солнца наклонена на 7° к оси эклиптики.
10.3. Максимальный размер звездных систем ...tm 10.3.1. Двойные звезды. Среди изученных двойных максималь ный размер имеют астрометрически выделенные пары с общим соб ственным движением. Их большие полуоси ограничены значением 500 км/с (Бобровски и др. 1995). Как и у протозвездных джетов, в струях молодых плане тарных туманностей обнаруживаются цепочки уплотнений («узелков»), напоминающих НН-объекты. Это делает проблему джетов еще более интересной. На первый взгляд, стадия биполярного потока в эволюции протозвезды выглядит парадоксально: одновременно происходит как аккре ция, так и истечение вещества. Однако постепенно становится ясно, что только так протозвезда и может в процессе коллапса освобождаться от избыточного момента импульса и магнитного потока. Детальная
222
Глава 11. Околозвездное вещество
теория аккреции и истечения вещества из околозвездного диска долж на в итоге привести к теоретической интерпретации спектра масс и скоростей вращения новорожденных звезд.
11.6. Биполярные туманности Биполярные туманности также ассоциируют со звездами до ГП, имеющими мощный звездный ветер, молекулярные потоки, оптические джеты и массивные диски. Биполярные туманности — это яркие оптические отражательные туманности. Они имеют форму песочных часов, в центре которых расположен источник излучения (обычно наблюдаемый в И К) и окружающий его газопылевой диск. Биполярные туманности вытянуты вдоль оси вращения диска. Их происхождение вероятно связано с коллимацией звездного ветра массивным диском. Собственно биполярные туманности наблюдаются в тех случаях, когда диск повернут к нам ребром. Если же его плоскость составляет большой угол с лучом зрения, то диск заслоняет дальнюю от нас часть туманности и видна лишь обращенная к нам ее половина, похожая на воронку или комету с коротким и широким хвостом. Поэтому такие объекты называют кометарными туманностями. Таблица 11.3. Молодые биполярные туманности
Объект
Звезда Sp
Ветер L,
v, км/с
M, Afg/год
32
450
6х10" 6
LkHa208 R Mon
G-K фуор B7 АеВе
215 740
300
ІхіО" 8
GGD27 S I06
ВІ О9-В0
2x10" 3x10"
800
1x10"'
GL2591 Сер А
05 В0.5
10' 3x10"
500
2x10"" 10"6
L155I
Диск размер, масса, а. є.
Mg
45 2x10" 3x10" 800 10' 6x10" 2x10" 2x10' 10' 2000
0,6 4 0,3 >0,1 30 200 20 300 2
В последнем каталоге биполярных туманностей Штауде и Эльзёссера (1993) описано 27 хорошо изученных объектов и указано еще 18, о которых пока известно мало. С несколькими типичными биполярными туманностями и связанными с ними звездами и дисками можно познакомиться по табл. 11.3. Для некоторых объектов приведено
11.7. Мазерные конденсации
223
два значения размера и массы диска. Меньшее значение получено по данным ИК наблюдений и соответствуют внутренней пылевой части диска, а большее относится к внешней газопылевой части диска и получено по данным молекулярных наблюдений.
11.7. Мазерные конденсации В 1965 г. в некоторых областях звездообразования было открыто мазерное излучение в линиях молекулы гидроксила (ОН), а затем — воды (НгО), окиси кремния (SiO) и метанола (СНзОН). Эффект мазерного усиления проявляется в том, что при яркостной температуре линий до 10 К их ширина соответствует нормальной температуре газа молекулярных облаков (~ 10 К). Важная особенность мазерного излучения — его быстрая пере менность, вообще говоря, не характерная для МЗС. Переменность проявляется в изменении потока в линии, ее формы, лучевой скоро сти, поляризации. За время порядка года спектры многих мазерных источников совершенно меняются. Но иногда переменность наблюда ется в течение суток и даже отмечались случаи переменности всего за 5 мин. Очевидно, это указывает на небольшой размер мазерных источников, в некоторых случаях не превышающий 1 а. е. Это ли бо размер газовой конденсации, либо области в ней, где возникают условия для мазерного усиления сигнала. Светимость этих источников обычно невелика (~ 10" L©); у мощ нейшего из галактических источников, связанного с эмиссионной ту манностью W 49, она составляет ~ IL©. Но весь этот поток идет в одной узкой спектральной линии! В соседних галактиках найдены более мощные мазеры (10—10 X©), именуемые мегамазерами (Бурдюжа 1988). Они локализованы в областях активного звездообразования, богатых газом и массивными звездами, а также в галактиках с актив ными ядрами. Пока неясно, являются ли мегамазеры простой суммой миллионов обычных мазеров, связанных с формирующимися звездами, или это излучение генерируется всей МЗС галактики, а источником накачки служит ее активное ядро. Как известно, для мазерного усиления сигнала необходима инверс ная населенность уровней в атоме или молекуле. Источником инверс ной населенности (источником «накачки») может служить химическая реакция, И К излучение или сверхзвуковое расширение газа в вакуум. Последние два условия реализуются в нестационарных запыленных оболочках протозвезд, а также в атмосферах старых сверхгигантов, очень напоминающих протозвезды по своим физическим параметрам.
224
Глава 11. Околозвездное вещество
В областях звездообразования мазерные источники (особенно НгО-мазеры) часто имеют в спектре не одну линию, а целую «гребен ку» линий, смещенных доплер-эффектом на сотни км/с. Так, в W 49 скорости отдельных конденсаций доходят до 500 км/с. Эти мазеры связаны с массивными (М > 10Ма) молодыми звездами, интенсивно разрушающими свой пылевой кокон потоками звездного ветра. Мазеры НгО вокруг менее массивных звезд демонстрируют более простую форму линий: часто встречаются источники с симметричным двугорбым профилем линий, указывающим, что местом их формиро вания является околозвездный диск. Не исключено, что области диска с мазерным эффектом — это протопланетиые конденсации. Области звездообразования исследуются в мазерных линиях моле кул ОН и Н2О на межконтинентальных радиоинтерферометрах с угло вым разрешением 0,01". В течение нескольких лет удается измерить собственное движение источников и в комбинации с лучевой скоро стью получить точное представление об их динамике.
11.8. пылевые диски Обнаружение со спутника IRAS избыточного И К излучения Веги привело к открытию пылевых дисков вокруг некоторых ближайших звезд ранних спектральных классов. Иногда удается получить и оптиче ское изображение диска с помощью спекл-интерферометра или звезд ного аналога внезатменного коронографа. Впервые непосредственно наблюдался диск у Фомальгаута (a PsA) в 1984 г. Эти диски проявля ются ИК избытком в спектре звезды, моделируя который, определяют параметры диска (табл. 11.4). Тот факт, что внутренний край дис ка удален от звезды на десятки астрономических единиц, вероятно, указывает на существование массивных планет внутри центральной «дыры» диска. Их гравитационное влияние не позволяет пылинкам из внешней части диска заполнять внутреннюю его часть. Таким обра зом, обнаружение пылевых дисков у звезд главной последовательности, по существу, равносильно обнаружению планетных систем, хотя при сутствие крупных планет в них установлено пока лишь косвенно. Уже известно более 100 молодых звезд с газопылевыми дисками, в которых содержится вещество формирующейся планетной системы. Пылевые диски слабо экранируют свет центральной звезды: отно шение И К светимости к болометрической светимости для этих звезд составляет Ь\ц/Ьъ0\ ~ 10~4. Полная масса мелких частиц (^ 1 мм), дающих основной вклад в излучение дисков, невелика — менее 1 М© Но если диски населены и более крупными частицами метеоритного и астероидного размеров, то их массы могут достигать сотен М$.
11.9. Протопланетные диски
225
Таблица 11.4. Пылевые диски у звезд ГП Звезда
Спектр
ß Ріс a PsA a Lyr є Егі
A3 V A3V A0V К2 V
Радиус диска (а є.) внутренний внешний 17 26 22 раканской обе, вып. 33, с. 3-18. Андре и др., 1993: Andre P., Ward-Thompson D., Barsony M. Sub-millimeter continuum observations of p Oph A: the candidate protostar VLA 1623 and pre-stellar clumps / / ApJ, v. 406, p. 122-141. Аппелль П., 1936: Фигуры равновесия вращающейся однородной жидкости. Л.—М.: ОНТИ. Аппенцеллер и др., 1980: Appenzeller I., Lequeux J., Silk ,j. Star Formation. Geneva: Geneva observatory. Арп, Сендидж, 1985: Arp H., Sandage A. Spectra of the two brightest objects in the amorphous galaxy NGC 1569: superluminous young star clusters — or stars in a nearby peculiar galaxy? / / AJ, v. 90, p. 1163-1171. Аррениус С, 1911: Представление о мироздании на протяжении веков. М.: Сфинкс.
250
Список литературы
Барроу и др., 1997: Burrow A., Marley М., Hubbard W. В., Lunine J. I., Guillot Т., Saumon D., Freedman R., Sudarsky D., Sharp С A nongray theory of extrasolar giant planets and brown dwarfs / / ApJ, v. 491, p. 856—875. Белые карлики., 1975: Сб. статей под ред. В. С. Имшенника. М.: Мир. Бербидж Дж., Бербидж Э. Маргарет, 1962: Звездная эволюция / / Происхожде ние и эволюция звезд. М.: Из-во иностр. лит. (Handbuch der Physik. Berlin, 1958. Bd LI.) Берту, 1994: Bertout С An Introduction to T Tauri Stars / / Star Forma tion and Techniques in Infrared and mm-Wave Astronomy / Eds. Т. Р. Ray, S. V. W. Beckwith. Berlin: Springer-Verlag, p. 49-91. Бирман, Шлютер, 1954: Biermann L., Schlutter A. Zum Bewegungzustand der H II—Regionen des interstellaren Gases / / Z. Naturforsch., v. 9a, p. 463. Бисноватый-Коган Г. С, 1989: Физические процессы теории звездной эволю ции. М.: Наука. Блаау, 1952: Blaauw A. The evolution of expanding stellar associations; the age and origin of the Scorpio—Centaurus group / / BAN, v. 11, p. 414—419. Блаау, 1956: Blaauw A. On the luminosities, motions, and space distribution of the nearer northern 0-B5 stars / / ApJ, v. 123, p. 408-439. Блаау, 1964: Blaauw A. The О associations in the solar neighborhood / / Ann. Rev. Astron. Astrophys., v. 2, p. 213—246. Блаау, 1991: Blaauw A. OB associations and the fossil records of star formation / / The Physics of Star Formation and Early Stellar Evolution / Eds. C. J. Lada, N. D. Kylafis. Dordrecht: Kluwer, p. 125-154. Блитц,\9Ш. Blitz L. Star forming molecular clouds towards the galactic anticentre / / Giant molecular clouds in the Galaxy / Eds. P. M. Solomon, M. G. Edmunds. Oxford: Pergamon Press., p. 211—229. Блитц, 1993: Blitz L. Giant molecular clouds / / Protostars and Planets. Ill / Eds. Levy E. H., Lunine J. I. Tucson: Univ. of Arizona Press, p. 125—161. Бобровски M. и др., 1995: Bobrowsky M. et al. He 3-1475 and its jets / / ApJ, v. 446, p. 89 Боденхаймер, 1983: Bodenheimer P. Protostar collapse / / Lectures in Applied Mathematics, v. 20, p. 141-177. Боденхаймер, Швайгарт, 1968: Bodenheimer P., Sweigart A. The dynamical collapse of the isothermal sphere / / ApJ, v. 152, p. 515—522. Боденхаймер, Чарнутер, 1979: Bodenheimer P., Tschamuter W. A comparison of two independent calculations of the axisymmetric collapse of a rotating protostar / / AA, v. 74, p. 288-293. Бок, Реши, 1947: Bok В. J., Reilly E. F. Small dark nebulae / / ApJ, v. 105, p. 255-257. Боннел и др., 1992: Bonneil I., Arcoragi J.-P., Martel H., Bastien P. Fragmentation of elongated cylindrical cloud. IV. Clouds with solid-body rotation around an arbitrary axis / / ApJ, v. 400, p. 579.
Список литературы
251
Боннор, 1956: Bonnor W. В. Boyle's law and gravitational instability / / MN, v. 116, p. 351-359. Боннор, 1957: Bonnor W. B. Jeans' formula for gravitation instability / / MN, v. 117, p. 104-117. Босс, 1991: Boss A. P. Formation of hierarchical multiple protostellar cores / / Nature, v. 351, p. 298-300. Бочкарев Н.Г., 1992: Основы физики межзвездной среды. М.: МГУ. Бурдюжа В. В., 1988: Мегамазеры / / УФН, т. 155, вып. 4. Бэттен А., 1976: Двойные и кратные звезды. М.: Мир. Бюрке и др., 1988: Bührke Т., Mundt R., Ray Т. P. A detailed study of HH 34 and its associated jet / / AA, v. 200, p. 99-119. ван Верден и др., 1998: van Woerden H. et al. The high-velocity clouds: galactic or extragalactic? / / The Local Bubble and Beyond / Eds. D. Breitschwerdt et al. Berlin: Springer, p. 467-470. ван ден Берг, 1981: van den Bergh S. UBV observations of globular clusters in the Magellanic Clouds. AA Suppl. Ser., v. 46, p. 79-87. Вейцзеккер, 1944: Weizsäcker С. F. / / Z. Astrophys., v.22, p. 319. Вейцзеккер, 1951: Weizsäcker С. F. The evolution of galaxies and stars//ApJ, v. 114, p. 165-186. Верещагин С. В., Пискунов А. Э., 1984: Провалы функции светимости для В- и А-звезд / / Научная информация Астрономического совета, т. 57, с. 76—79. Вилен, 1985: Wielen R. Dynamics of open star clusters / / Dynamics of Star Clusters, 1AU Symp. 113 / Eds. J.Goodman, P. Hut. Dordrecht: Reidel, p.449-462. Вилен, 1991: Wielen R. / / Formation and Evolution of Star Clusters / Ed. K.Janes. San Francisco: ASP, p. 343-349. Витворд и др., 1994: Whitworth A. P., Bhattal A.S., Chapman S.J., Disney M.J., Turner J. A. The preferential formation of high-mass stars in shocked interstellar gas layers / / MN, v. 268, p. 291-298. Внутреннее строение звезд., 1970: Сб. под ред. Л. Адлера и Д. Б. Мак-Лафлина. Русск. пер. под ред. Д. А. Франк-Каменецкого. М.: Мир. Ворд-Томпсон и др., 1994: Ward-Tompson D. et al. A submillimetre continuum survey of pre-protostellar cores / / MN, v. 268, p. 276—290. Вощинников Н.В., 1986: Межзвездная пыль / / Итоги науки и техники. Сер. Исслед. космич. простр., т. 25. Москва: ВИНИТИ, с. 98—202. Галилео Галилей, 1948: Диалог о двух главнейших системах мира — птолемеевой и коперниковой. М.-Л.: Гостехиздат. Гармани, Стенцел, 1992: Garmany С. D., Stencel R. Е. Galactic OB Associations in the Northern Milky Way Galaxy. I. Longitudes 55° to 150° / / Astron. Astrophys. Suppl. Ser., v. 94, p. 211-244. Глушков Ю. #., 1995: Спектрофотометрические исследования 40 областей звез дообразования / / Astron. Astrophys. Trans., v. 8, p. 105-144.
252
Список литературы
Гоффмейстер и др., 1990: Гоффмейстер К., Рихтер Г., Венцель В. Переменные звезды. М.: Наука. Гринберг М., 1970: Межзвездная пыль. М.: Мир. Гуревич Л.Э., Чернин А.Д., 1978: Введение в космогонию. М.: Наука. Данилов В.М., Селезнев А.Ф., 1994: Danilov V.A., Seleznev A. F. The catalogue of structural and dynamical characteristics of 103 open star clusters and the first results of its investigation //Astron. Astrophys. Transactions, v. 6, p. 85—155. Дарвин Дж. Г., 1965: Приливы и родственные им явления в Солнечной системе. М.: Наука. Дентус, 1985: Dentus R. Е. Collapse of an isothermal protostar: the effect of initial and boundary conditions / / Cosmical Gas Dynamics / Ed. F. D. Kahn. Utrecht: VNU Science Press, p. 243-250. Де Ягер К., 1984: Звезды наибольшей светимости. М.: Мир. Джине, 1919: Jeans J. Problems of Cosmogony and Stellar Dynamics. Cambridge. Джине Дж., 1932: Вселенная вокруг нас. Л.-М.: Гостехиздат. Джине Дж., 1933: Движение миров. М.: Гостехиздат. Дикки, Локман, 1990: Dickey J.M., Lockman F.J. HI in the Galaxy / / Ann. Rev. Astron. Astrophys., v. 28, p. 215—261. Дорошкевич А. Г., Колесник И. Г., 1976: Некоторые особенности образования звезд II типа населения / / АЖ, т. 53, с. 10—19. Дрейн, Солпитер, 1979: Draine В. Т., Salpeter Е. Е. Destruction mechanisms for interstellar dust / / ApJ, v. 231, p.438-445. Дудоров А. Е., 1990: Магнитное поле межзвездных облаков / / Итоги науки и техники. Сер. Астрономия, т. 39. М.: ВИНИТИ, с. 77—157. Дьорговски, 1993: Djorgovski S. G. Physical parameters of galactic globular clusters / / Structure and dynamics of globular clusters / Eds. S. G. Djorgovski, G. Meylan. San Francisco: ASP, p. 373—382. Ефремов Ю. H., 1980: Звездные скопления. М.: Знание. Ефремов Ю. Н., 1989: Очаги звездообразования в галактиках. Звездные ком плексы и спиральные рукава. М.: Наука. Засов A.B., 1976: О гравитационном сжатии холодных межзвездных облаков с магнитным полем / / АЖ, т. 53, с. 1177—1181. Засов А. В., 1993: Физика галактик. М.: МГУ. Зельдович Я. Б., Новиков И. Д., 1971: Теория тяготения и эволюция звезд. М.: Наука. Зельдович Я. Б., Новиков И. Д., 1975: Строение и эволюция Вселенной. М., Наука. Зельдович Я. Б., Пикельнер С. Б., 1969: Фазовое равновесие и динамика газа при объемном нагревании и охлаждении / / ЖЭТФ, т. 56, с. 310—315.
Список литературы
253
Ильин В. Б., Вощинников Н. В., 1993: Динамика пылевых частиц в оболочках Ае-звезд Хербига / / АЖ, т. 70, с. 721-730. Каландадзе Н.Б., 1991: Пространственное распределение межзвездной пыли в Галактике / / Бюлл. Абастуманской астрофиз. обе, т. 69. Каплан CA., 1977: Физика звезд. М.: Наука. Каплан С.А., Пикельнер СБ., 1963: Межзвездная среда. М.: Физматгиз. Каплан CA., Пикельнер СБ., 1979: Физика межзвездной среды. М.: Наука. Кенникат, 1988: Kennicutt R.С. Properties of HU region populations in galaxies. I. The first-ranked H II regions / / ApJ, v. 334, p. 144-158. Кеньон и др., 1993: Kenyon S.J. et al. RNO 1B/1C: a double FU Ononis system / / AJ, v. 105, p. 1505-1510. Кеплер И., 1982: Разговор с звездным вестником, недавно ниспосланным смертным Галилео Галилеем, падуанским математиком / / Кеплер И. О ше стиугольных снежинках. М.: Наука. Клейн и др., 1991: Klein R. I., McKee С. F., Colella P. The effect of supernova remnants on interstellar clouds / / Supernovae / Ed. S. E. Woosley. New York: Springer, p. 696-708. Клиффорд, Элмегрин, 1983: Clifford P., Elmegreen B.G. A collision cross-section for interactions between magnetic diffuse clouds / / MN, v. 202, p. 629—646. Койпер, 1955: Kuiper G. P. On the origin of binary stars / / PASP, v. 67, p. 387-396. Кокс Дж.П., 1983: Теория звездных пульсаций. М.: Мир. Крат В. А., 1952: О происхождении солнечной системы / / Вопросы космогонии. М.: АН СССР, вып. 1, с.34-91. Куликовский П. Г., 1985: Звездная астрономия. М.: Наука. Кулкарни, Хейлес, 1988: Kulkarni S. R., Heiles С. Neutral hydrogen and the diffuse interstellar medium / / Galactic and Extragalactic Radio Astronomy / Eds. G.L. Verschuur, K. 1. Keliermann. Berlin: Springer, p. 95—153. Кумар, 1969: Kumar S.S. / / Low-luminosity stars / Ed. S.S.Kumar. Philadelphia: Gordon & Breach, p. 255-257. Кунце, 1993: Kunze R. On the impact of massive stars on their environment — the photoevaporation by НИ regions / / Stellar evolution and interstellar matter / Ed. G. Klare. Hamburg: Astron. Gesell., p. 257-270. Лада, 1987: Lada C.J. Star formation: from OB associations to protostars / / Star Forming Regions. IAU Symp. 115 / Eds. M.Peimbert, J.Jugaku. Dordrecht: Reidel, p. 1-18. Лада и др., 1984: Lada C.J. et al. The formation and early dynamical evolution of bound stellar systems / / ApJ, v. 285, p. 141—152. Лада и др., 1993: Lada E.A., Strom K.M., Myers P.C. Environments of star formation: relationship between molecular clouds, dense cores and young stars / / Protostars and planets. Ill / Eds. E. H. Levy, J. I. Lunine. Tucson: Univ. of Arizona Press, p. 245-277.
254
Список литературы
Ларсон, 1969: Larson R. В. Numerical calculations of the dynamics of a collapsing protostar / / MN, v. 145, p. 271-295. Ларсон, 1973: Larson R. B. A simple probabilistic theory of fragmentation / / MN, v. 161, p. 133. Ларсон, 1974: Larson R. B. Effects of Supernovae on the early evolution of galaxies / / MN, v. 169, p. 229-245. Ларсон, 1992 a: Larson R. B. Galaxy formation and evolution / / Star formation in stellar systems J Eds. G. Tenorio-Tagle, M.Prieto, F.Sanchez. Cambridge Univ.Press, p. 125-187. Ларсон, 1992 b: Larson R. B. Towards understanding the stellar initial mass function / / MN, v. 256, p. 641-646. Либерт и др., 2000: Lieben J., Reid I.N., Burrows A., Burgasser A. J., Kirkpatrick J. D., Gizis J. E. An improved red spectrum of the methane or T dwarf SDSS 1624+0029: The role of the alkali metals / / ApJ Lett., 2000, v. 533, p. L155. Лин и др., 1965: Lin С. С , Mestel L., Shu F. H. The gravitational collaps of a uniform spheroid / / ApJ, v. 142, p. 1431—1446. Линга, 1987: Lynga G. 5th Catalogue of open cfuster data. (Распространяется на магнитных и оптических носителях Центром астрономических данных в Страсбурге.) Липунов В. Л/., 1986: В мире двойных звезд. М.: Наука. Липы, 1994: Little L.T. Interstellar molecular discs around young stars / / Quart. J. Roy. Astron. Soc., v. 35, № 1, p. 11-42. Литлтон, 1953: Littleton R.A. The stability of Rotating Liquid Masses. Cambridge Univ. Press. Лифшиц E. M., 1946: О гравитационной устойчивости расширяющегося мира / / ЖЭТФ, т. 16, с. 587-602. Лозинская Т. А., 1986: Сверхновые звезды и звездный ветер. М.: Наука. Лэйзер, 1954: Layzer D. Is the origin of the solar system connected with the overall structure of the Universe? / / AJ, v. 59, p. 170-173. Любимков Л. С, 1995: Химический состав звезд: метод и результаты анализа. Одесса: Астропринт. Мак-Кри, 1957: МсСгеа W. Н. The formation of population I stars. Part I. Gravitational contraction / / MN, v. 117, p. 562-578. Милков О. Ю., 1994: Проблемы определения локальной функции светимости / / Неустойчивые процессы во Вселенйой / Под ред. А. Г. Масевич. М.: Космосинформ, с. 161—193. Мандельброт, 1982: Mandelbrot В. В. The Fractal Geometry of Nature. San Francisco: Freeman. Маркарян Б. Е., 1953: Звездная ассоциация Цефей II / / Сообщ. Бюраканской обе, вып. 11, с.3-18; О расширении открытого звездного скопления 1С 2602//Там же, с. 19-28.
Список литературы
255
Масевич А.Г., Тутуков A.B., 1988: Эволюция звезд: теория и наблюдения. М.: Наука. Мейер и др., 2000: Meyer M.R., Adams F. С , Hillenbrand L.A., Carpenter J.M., Larson R. B. The stellar initial mass function: constraints from young clusters and theoretical perspectives / / Protostars and Planets. IV / Eds. V. Mannings, A. Boss & S. Russell. Tucson: Univ. of Arizona Press. Мейлан, Хегги, 1997: Meylan G., Heggie D.C. Internal dynamics of globular clusters / / The Astron. Astrophys. Rev., v. 8, p. 1—143. Мельник и др., 1985a: Melnick J., Moles M., Terlevich R. The super star cluster in NGC 1705 / / AA, v. 149, p. L24-L26. Мельник и др., 19856: Melnick J., Terlevich R., Eggleton P.P. Studies of violent star formation in extragalactic systems — 1. Population synthesis model for the ionizing clusters of giant H II regions and H II galaxies / / MN, v. 216, p. 255—271. Мельник A. M., Ефремов Ю. H., 1995: Новый список ОВ-ассоциаций Галакти ки / / ПАЖ, т. 21, с. 13-30. Местел, 1972: Mestel L. Stellar magnetism and rotation / / Stellar evolution / Eds. H.-Y.Chiu, A. Muriel. Cambridge: MIT Press, p. 643-734. Местел, 1977: Mestel L. Theoretical processes in star formation / / Star formation. Symp. IAU 75 / Eds. de T.Jong, A.Maeder. Dordrecht: Reidel, p.213-232. Местел, Спитцер, 1956: Mestel L., Spitzer L. Star formation in magnetic dust clouds / / MN, v. 116, p. 505-514. Миллер, Скало, 1979: Miller G. E., Scalo J. M. The initial mass function and stellar birthrate in the solar neighborhood / / ApJ Suppl. Ser., v. 41, p. 513—547. Михалас, Бинни, 1981: Mihalas D., Binney J. Galactic Astronomy. New York: Freeman and Co. Монаган, 1994: Monaghan J.J. Vorticity, angular momentum, and cloud fragmenta tion / / ApJ, v.420, p. 692-704. Мэтьюз, 1981: Matthews H. E. Radio continuum observations of Wl / / Regions of recent star formation / Eds. R. S. Roger and P. E. Dewdney. Dordrecht: Reidel, p. 31-38. Нарита и др., 1970: Narita S., Nakano Т., Hayashi C. / / Progr. Theor. Phys., v. 43, p. 942-964. Макано и др., 1995: Nakano Т. et al. The mass of a star formed in a cloud core: theory and its application to the Orion A cloud / / ApJ, v.450, p. 183. Новиков И.Д., 1990: Куда течет река времени? М.: Молодая гвардия. Ньютон И., 1927: Оптика. М.-Л.: Госиздат. Оорт, 1954: Oort J. H. Outline of a theory on the origin and acceleration of interstellar clouds and О associations / / Bull. Astron. Inst. Neth., v. 12, p. 177-186. Оорт, Спитцер, 1955: Oort J.H., Spitzer L. Acceleration of interstellar clouds by O-type stars / / ApJ, v. 121, p. 6-23.
256
Список литературы
Опик, 1953: Öpik E. Stellar associations and Supernovae / / Irish Astron. J., v. 2, p. 219-233. Оппенгеймер и др., 2000: Oppenheimer В. R., Kulkarni S. R., Stauffer J. R. Brown dwarfs / / Protostars and Planets. IV / Eds. Mannings V., Boss A. P., Russell S. S. Tucson: Univ. of Arizona Press, p. 1313—1338. Острайкер И., 1994: Ostriker Eve C. Capture and indused disk accretion in young star encounters / / ApJ, v. 424, p. 292-318. Палоуш и др., 1990: Palous J., Franco J., Tenorio-Tagle G. The evolution of superstructures expanding in differentially rotating disks //AA, v. 227, p. 175—182. Палоуш и др., 1995: Palous J., Ehlerovä S., Jechumtäl M. Superbubbles in the Milky Way / / The Formation of the Milky Way / Eds. E.J.Alfaro and A.J. Delgado. Cambridge Univ. Press, p. 117—121. Паркер, 1966: Parker E.N. The dynamical state of the interstellar gas and field / / ApJ, v. 145, p. 811-833. Паркер, 1972: Parker E.N. Происхождение и динамические эффекты маг нитных полей и космических лучей в диске Галактики / / Космическая газодинамика / Под ред. Х.Дж. Хабинга. М.: Мир, с. 198. Перданг, 1991: Perdang J.M. / / Applying Fractals in Astronomy / Eds. Heck A., Perdang J. M. Berlin: Springer-Verlag. P. 1. Пикельнер С. Б., 1967: Ионизация и нагрев межзвездного газа субкосмическими лучами. Образование облаков / / АЖ, т. 44, с. 915—929. Пикельнер СБ., Каплан CA., 1976: Основы теории звездообразования / / Происхождение и эволюция галактик и звезд / Под ред. С. Б. Пикельнера. М.: Наука. Пикельнер и др. 1976. Пикельнер С Б . , Каплан CA., Засов A.B. Крупно масштабная динамика межзвездной среды и образование звезд плоской подсистемы / / Происхождение и эволюция галактик и звезд / Под ред. С. Б. Пикельнера. М.: Наука. Пинто, 1987: Pinto F. Bound star clusters from gas clouds with low star formation efficiency / / PASP, v. 99, p. 1161-1166. Пирогов Л. Е., Зинченко И. И., 1993: Температура газа и пыли в плотных молекулярных облаках, связанных с областями Н II / / АЖ, т. 70, с. 959—966. Пудриц, Норман, 1986: Pudritz R. Е., Norman C A . Bipolar hydromagnetic winds from disks around protostellar objects / / ApJ, v. 301, p. 571-586. Пэйн-Гапошкина Ц., 1956: Рождение и развитие звезд. М.: ИЛ. Протозвезды и планеты / Под ред. Т. Герелса. М.: Мир, 1982. Пфеннигер и др., 1994: Pfenniger D., Combes F., Martinet L. / / AA, v. 285, p. 79. Pfenniger D., Combes F. AA, v. 285, p. 94. Ресселл и др., 1935: Ресселл Г. Н., Дэган P.C., Стюарт Дж. К. Астрономия. Том II. М.-Л.: ОНТИ. Реддиш. 1978: Reddish V. С. Stellar formation. Oxford: Pergamon Press.
Список литературы
257
Рейпурт, 1994: Reipurth В. A catalogue of Herbig—Наго objects. Доступен по ftp: ftp.hq.eso.org, directory /pub/Catalogs/Herbig-Haro. Рейпурт, Циннекер, 1993: Reipurth В., Zinnecker H. Visual binaries among pre-main sequence stars / / AA, v. 278, p. 81-108. Родригес-Франко и др., 1992: Rodriguez-Franco A., Martin-Pintado J., GomezGonzalez J., Planesas P. Large-scale interaction of the HII region and the quiescent gas in Orion A / / AA, v. 264, p. 592-609. Рожанский И. Д., 1972: Анаксагор. М.: Наука. Рудницкий Г. М., 1983: Молекулы в астрофизике. М.: ВИНИТИ. Рябчикова Т. А., 1992: Магнитные Ар-звезды: эволюционный статус и аномалии химического состава / / Химическая эволюция звезд и Галактики / Под ред. А. Г. Масевич. М.: Космосинформ, с. 108—129. Силк Дж., 1982: Фрагментация молекулярных облаков / / Протозвезды и планеты / Под ред. Т. Герелса. М.: Мир, с. 194—213. Скало, 1978: Scalo J.M. Спектр звездных масс / / Протозвезды и планеты. М.: Мир, с. 295-320. Скало, 1985: Scalo J.M. Fragmentation and hierarchical structure in the interstellar medium / / Protostars and Planets. II / Eds. D. C. Black and M. S. Matthews. Tucson: Univ. Arizona Press, p. 201—296. Скало, 1986: Scalo J.M. The stellar initial mass function / / Fund.Cosmic Phys., v. 11, p. 1-278. Солпитер, 1955: Salpeter E. E. The luminosity function and stellar evolution / / ApJ, v. 121, p. 161-167. Сомон и др., 1996: Saumon D., Hubbard W. В., Burrows A., Guillot Т., Lunine J. I., Chabrier G. A theory of extrasolar giant planets / / ApJ, v. 460, p. 993. Спитцер, 1941: Spitzer L. The dynamics of the interstellar medium. I. Local equilibrium / / ApJ, v.93, p. 369-379; ... II. Radiation pressure / / ApJ, v. 94, p. 232-244. Спитцер, 1958: Spitzer L. Disruption of galactic clusters / / ApJ, v. 127, p. 17-27. Спитцер Л., 1981: Физические процессы в межзвездной среде. М.: Мир. Спитцер Л., 1990: Динамическая эволюция шаровых скоплений. М.: Мир. Сталер, 1983: Stahler S. W. The birthline of low-mass stars / / ApJ, v. 274, p. 822-829. Струве, 1950: Struve O. Stellar Evolution. Princeton Univ. Press. (Русск. пер.: О. Струве. Эволюция звезд. М.: Из-во иностр. лит., 1954.) Струве О., Зебергс В., 1968: Астрономия XX века. М.: Мир. Сурдин В. Г., 1976: Об эволюции шаровых скоплений и происхождении звезд гало //Дипломная работа. М.: ГАИШ МГУ. Сурдин В. Г., 1980: О происхождении шаровых скоплений: связь между массой газового протоскопления и образующегося из него звездного скопления / / Астрон. цирк. № 1151, с. 4-6.
258
Список литературы
Сурдин В. Г., 1989: On the origin of stellar aggregates in molecular clouds / / Astron. Nachr., v. 310, p. 381-383. Сурдин В. Г., 1990: Гигантские молекулярные облака. М.: Знание. Сурдин В. Г., 1994 а: Взаимностимулированное формирование межзвездных облаков и звездных агрегатов / / ПАЖ, т. 20, с. 378—382. Сурдин В. Г., 1994 b: Сколько шаровых скоплений в Галактике? / / ПАЖ, т. 20, с. 467-472. Сурдин В. Г., 1995: Звездные скопления как источник звезд поля галактического гало / / ПАЖ, т. 21, с. 574-579. Сурдин В. Т., 1999: Коричневые карлики: не звезды и не планеты / / Природа, №7, с. 3-12. Сурдин В. Г., Ламзин CA., 1992: Протозвезды. М.: Наука. Сучков A.A., Щекинов Ю.А., 1975: Замечание о звездообразовании путем гравитационной фрагментации / / АЖ, т. 52, с. 662. Сэндидж, Бедке, 1988: Sandage А., Bedke J. Atlas of galaxies. Washington, D.C.: NASA. Тассуль Ж.-Д., 1982: Теория вращающихся звезд. М.: Мир. Тейлер Р., 1973: Строение и эволюция звезд. М.: Мир. Тенорио-Тагле, 1979: Tenorio-Tagle, G. The gas dynamics of H II regions. I — The champagne model / / AA, v. 71, p. 59—65. Тенорио-Тагле и Боденхаймер, 1988: Tenorio-Tagle G., Bodenheimer P. Large-scale expanding supersctructures in galaxies / / Ann. Rev. Astron. Astrophys., v. 26, p. 145-197. Тернер, 1997: Turner B. E. The nature of molecular clouds / / Astrophysical Implications of the Laboratory Study of Presolar Materials / Eds. T.J. Bernatowicz and E. Zinner, AIP Conference Proceedings 402, N.Y.: Woodbury, p. 477. Токовинин A.A., 1997: Tokovinin A.A. MSC — a catalogue of physical multiple stars / / AA Suppl. Ser., v. 124, p. 75-84. Tom, Прингл, 1992: Tout C. A., Pringle J. E. Accretion disc viscosity: a simple model for a magnetic dynamo / / MN, v. 259, p. 604-612. Уатт, 1984: Watt G. D. Time-dependent chemistry of molecular clouds / / Star Formation Workshop / Ed. Wolstencroft R. D. Occasional Reports of the Royal Obs., Edinburgh, № 13. p. 133. Уилкинг, Лада, 1985: Wilking В. A., Lada Ch.J. The formation of bound stellar clus ters / / Protostars and Planets. II / Eds. D. C. Black, M. S. Matthews. Tucson:Univ. Arizona Press, p. 297—319. Уиппл, 1946: Whipple F. L. Concentrations of the interstellar medium / / ApJ, v. 104, p. 1-11. Уитни Ч., 1975: Открытие нашей Галактики. М.: Мир. Уолкер и др., 1990: Walker С. К., Adams F. С , Lada C.J. 1.3 millimeter continuum observations of cold molecular cloud cores / / ApJ, v. 349, p. 515—528.
Список литературы
259
Утробин, 1984: Supernova SN 1961v: an explosion of a very massive star / / Astrophys. Space Sei., v. 98, p. 115—147. Федер, 1989: Feder J. Fractals. New York: Plenum Press. Федер £., 1991: Фракталы. М.: Мир. Федерман и др., 1979: Federman S. R., Glassgold А. Е., Kwan J. Atomic to molecular hydrogen transition in interstellar clouds / / ApJ, v. 227, p. 466—473. Филд, 1965: Field G. B. Thermal instability / / ApJ, v. 142, p. 531-567. Франк-Каменецкий Д. А., 1959: Физические процессы внутри звезд. М.: Физматгиз. Франко, Кокс, 1986: Franco J., Cox D. P. Molecular clouds in galaxies with different Z. — Fragmentation of diffuse clouds driven by opacity / / ApJ, v. 273, p. 243. Фукуи и др., 1993: Fukui Y., Iwata Т., Mizuno A., Bally J., Lane A. P. Molecular outflows / / Protostars and Planets. Ill / Eds. E.H.Levy, J. I. Lunine. Tucson: Univ.of Arizona Press, p. 603—639. Хантер, 1962: Hunter С The instability of the collapse of a self-gravitating gas cloud / / ApJ, v. 136, p. 594-608. Xappuc, 1994: Harris W. E. New catalog of globular cluster parameters. Доступен по ftp: physun.physics.mcmaster.ca login = «anonymous», password = your e-mail address; cd pub; get mwgc.dat and mwgc.ref. Хат, 1985: Hut P. Binary formation and interaction with field stars / / Dynamics of star clusters. 1AU Symp. 113 / Eds. J.Goodman, P. Hut. Dordrecht: Reidel, p. 231-247. Хаяши, 1961: Hayashi C. Stellar evolution in early phases of gravitational contrac tion / / Pub). Astron. Soc. Japan, v. 13, p. 450—452. Хаяши, 1966: Hayashi C. Evolution of protostars / / Ann. Rev. Astron. Astrophys., v.4, p. 171-192. Хаяши и Накат, 1965: Hayashi С , Nakano Т. / / Progr. Theor. Phys., v. 34, p. 754. Хейлес, 1993: Heiles С. A personal perspective of the diffuse interstellar gas and particularly the WIM / / Stellar evolution and interstellar matter / Ed. G. Klare. Hamburg: Astron. Gesell., p. 19—32. Хербст, Accoyca, 1977: Herbst W., Assousa G. E. Observational evidence for supernovae-induced star formation: Canis Major Rl / / ApJ, v. 217, p.473—487. Хиллс, 1980: Hills J.G. The effect of mass loss on the dynamical evolution of a stellar system: Analytic approximations / / ApJ, v. 225, p. 986-991. Ходж, 1961: Hodge P.W. Studies of the Large Magellanic Cloud. V. The young populous clusters / / ApJ, v. 133, p.4!3—419. Хойл, 1953: Hoyle F. On the fragmentation of gas clouds into galaxies and stars / / ApJ, v. 118, p. 513-528. , Хойл, Хорват, 1958: Hoyle F., Harwit M. On the fate of intergalactic bridges / / PASP, v. 74, p. 202-209. Холопов П.Н., 1981: Звездные скопления. М.: Наука.
260
Список литературы
Холопов П. Н., 1982: Молодые и возникающие звездные скопления. М.: Знание. Хуанг, 1957: Huang S.S. A nuclear-accretion theory of star formation / / PASP, v.69, p. 427-430. Хуанг, Струве, 1954: Huang S.S., Struve O. Stellar rotation / / Ann. d'Astrophys., v. 17, p. 85-93. Циннекер, 1987: Zinnecker H. A review of the IMF / / Evolution of galaxies. 10th Europian regional meeting IAU. V. 4 / Ed. J. Palous. Prague: Czech. Acad. Sei., p. 77-84. Циннекер и др., 1993: Zinnecker H., McCaughrean M.J., Wilking В. A. The initial stellar population / / Protostars and planets. Ill / Eds. E.H.Levy, J.I.Lunine. Tucson: Univ. Arizona Press, p. 429—495. Чан и др., 1996: Chan S. J., Henning Th., Schreyer K. A Catalogue of massive young stellar objects / / AA Suppl. Ser., v. 115, p. 285. Доступен из Центра звездных данных, CDS (г. Страсбург) по ftp: 130.79.128.5 (anonymous). Чандрасекар, 1939: Chandrasekhar S. An Introduction to the Theory of Stellar Structure. Chicago. (Русск. пер.: С. Чандрасекар Введение в учение о строении звезд. М.: Изд-во иностр. лит., 1950.) Чандрасекар С, 1950: Введение в учение о строении звезд. М.: ИЛ. Чен, Токунага, 1994: Chen Н., Tokunaga А. Т. Stellar density enhancements associated with IRAS sources in L1641 / / ApJ Suppl. Ser., v. 90, p. 149—172. Черепашук A. M., 1996: Массы черных дыр в двойных системах / / УФН, т. 166, № 8 , с. 809. Чини, 1987: Chini R. Mm-observations of Markarian galaxies / / Starbursts and galaxy evolution / Eds. Thuan T. X. et al. Gif sur Yvette: Editions Frontieres, p. 193—198. Шапиро С, Тьюколски С, 1985: Черные дыры, белые карлики и нейтронные звезды. М.: Мир. Шаров А. С, Новиков И. Д., 1989: Человек, открывший взрыв Вселенной. М.: Наука. Шарплес, 1954: Sharpless S. Multiple-star systems in emission nebulae / / ApJ, v. 119, p. 334-343. Шварцшильд М., 1961: Строение и эволюция звезд. М.: ИЛ. Шкловский И. С, 1984: Звезды: их рождение, жизнь и смерть. М.: Наука. Шнайдер, 2000: Schneider J. Extra-solar planets catalog. http://www.obspm.fr/encycl/cataIog.html Шор, 1989: Shor S. N. Star clusters / / Encyclopedia of Astronomy and Astrophysics / Ed. R.A. Meyers. San Diego: Academic Press, p. 645-657. Штауде, Эльзёссер, 1993: Staude H J . , Eisässer H. Young bipolar nebulae //Astron. Astrophys. Rev., v. 5, p. 165—238. Шу и др., 1987: Shu F. H., Adams F. С , Lizano S. Star formation in molecular clouds / / Ann. Rev. Astron. Astrophys., v. 25, p. 23—81.
Список литературы
261
Шустов Б. М., 1994: Взаимодействие звезд и околозвездного вещества: ди намические модели / / Неустойчивые процессы во Вселенной / Под ред. А. Г. Масевич. М.: Космосинформ, с. 114—161. Эберт, 1955: Eben R. Über die Verdichtung von HI-Gebieten / / Z. Astrophys., v. 37, p. 217-232. Эддингтон А., 1928: Звезды и атомы. М.—Л.: Госиздат. Элмегрин, Лада, 1977: Elmegreen В. G., Lada C.J. Sequential formation of subgroups in OB associations / / ApJ, v. 214, p. 725-741. Элмегрин, 1983: Elmegreen B.G. Quiescent formation of bound galactic clusters / / MN, v. 203, p. 1011-1020. Элмегрин, 1987: Elmegreen B. G. Supercloud formation by nonaxisymmetric gravita tional instabilities in sheared magnetic galaxy disks / / ApJ, v. 312, p. 626-639. Элмегрин, 1987: Elmegreen B.G. Cloud formation and destruction / / Interstellar Processes / Eds. D. Hollenbach and H.Thronson Dordrecht: Reidel Publ. Co. P. 259-280. Элмегрин, 1990: Elmegreen B.G. Theories of molecular cloud formation / / The Evolution of the Interstellar Medium / Ed. L. Blitz Astron. Soc. of the Pacific Publishers. P. 247. Элмегрин, 1992: Elmegreen B.G. Triggered Star Formation / / Star Formation in Stellar Systems/ Eds. G.Tenorio-Tagle et al. Cambridge Univ. Press, p.381-478. Элмегрин, 1993: Elmegreen B.G. Formation of interstellar clouds and structure / / Protostars and Planets. Ill / Eds. E.H.Levy, J.I. Lunine. Tucson: Univ. Arisona Press, p. 97-124. Элмегрин Д., 1993: Elmegreen D.M. Distribution and triggering of star-forming regions / / Star formation, galaxies and the interstellar medium / Eds. J. Franco et al. Cambridge Univ. Press, p. 108-114. Элмегрин и др., 1994: Elmegreen D. M. et al. On the size and formation mechanism of the largest star-forming complexes in spiral and irregular galaxies / / ApJ, v. 425, p. 57-62. Юри, 1956: Urey H.C. Diamonds, meteorites, and the origin of the solar system / / ApJ, v. 124, p. 623-637. Яффе и др., 1984: Jaffe D.T. et al. Far-infrared and submillimeter observations of the multiple cores in S255, W3, and OMC-1: evidence for fragmentation? / / ApJ, v. 284, p. 637-642.
Учебно-научная монография Сурдин Владимир Георгиевич РОЖДЕНИЕ ЗВЕЗД Издание третье, существенно переработанное и дополненное
Группа подготовки издания: Директор — Доминго Марин Рикой Заместители директора — Наталья Финогенова, Ирина Макеева Администратор — Леонид Иосилевич Компьютерный дизайн — Виктор Романов Главный редактор — Елена Кудряшова Верстка — Наталия Бекетова Техническая поддержка — Наталья Аринчева Менеджер по продажам — Алексей Петяец
Издательство «Эдиториал УРСС». 113208, г. Москва, ул. Чертановская, д. 2/11, к. п. Лицензия ЛР №064418 от 24.01.96 г. Гигиенический сертификат на выпуск книжной продукции №77.ФЦ.8.953.П.270.3.99 от 30.03.99 г. Подписано к печати 26.10.2000 г. Формат 60x84/16. Печ. л. 16.5. Зак. Ш/ІХ Отпечатано в ТОО «Типография ПЭМ». 121471, г. Москва. Можайское шоссе, 25.
Издательство УРСС специализируется на выпуске учебной и научной литературы, в том числе монографий, журналов, трудов ученых Российской Академии наук, научно-исследовательских институтов и учебных заведений.
Уважаемые читатели! Уважаемые авторы! Основываясь на широком и плодотворном сотрудничестве с Российским фондом фундаментальных исследований и Российским гуманитарным научным фондом, мы предлагаем авторам свои услуги на выгодных экономических условиях. При этом мы берем на себя всю работу по подготовке издания — от набора, редактирования и верстки до тиражирования и распространения. Среди недавно вышедших книг мы предлагаем Вам следующие. Ипатов С. И. Миграция небесных тел в Солнечной системе. Бакулин П. И., Кононович Э. В., Мороз В. И. Общий курс астрономии. Куликовский П. Г. Справочник любителя астрономии. Петров К. П. Аэродинамика транспортных космических систем. Эльсгольц Л. Э. Дифференциальные уравнения и вариационное исчисление. Боярчук А. К., Ляшко И. И. и др. Справочное пособие по высшей математике (Аитидемидович). Т. 1-5. Краснов М. Л. и др. Вся высшая математика. Т. 1-6. Колоколов И. В., Кузнецов Е. А. и др. Задачи по математическим методам физики. Квасников И. А. Молекулярная физика. Шепелев А. В. Оптика. Готовимся к экзаменам, зачетам, коллоквиумам. Что нужно знать, чтобы обязательно сдать. Самарский A.A., Вабищевич П.Н., Самарская Е.А. Задачи и упражнения по численным методам. Карапетян А. В. Устойчивость стационарных движений. Картин Э., Козлов В. В. Интегральные инварианты. РХД 1. Дубровин Б. А., НовиковС. П., Фоменко А. Т. Современная геометрия. Методы и приложения, Т. 1-3. Аминьева Т. П., Сарычева Л. И. Фундаментальные взаимодействия и космические лучи. Малинецкий Г. Г., Потапов А. Б. Современные проблемы нелинейной динамики. Табор М. Хаос и интегрируемость в нелинейной динамике. Авдуевский B.C. К.Э.Циолковский. Космическая философия. Пригожий # . , Стенгерс И. Порядок из хаоса. Шапиро Б. И. Теоретические начала фотографического процесса. По всем вопросам Вы можете обратиться к нам: тел./факс (095) 135-44-23, тел. 135-42-46 или электронной почтой
[email protected]. Полный каталог изданий представлен в Интернет-магазине: http://urss.ru
Издательство УРСС Научная и учебная литература
Издательство УРСС Представляет Вам свои лучшие книги: Арнольд В. И. Математические методы классической механики. Книга отличается от имеющихся учебников механики большей, чем это обычно принято, связью с совре менной математикой. Особенное внимание обращено на взаимно обогащающее взаимодействие идей механи ки и геометрии многообразий. - : • В соответствии с таким подходом центральное место в книге занимают не вычисления, а геометрические по. нятия (фазовые пространства и потоки, векторные поля, группы Ли) и их приложения в конкретных механиче.-, ских ситуациях (теория колебаний, механика твердого тела, гамильтонов формализм). Много внимания уделе но качественным методам изучения движения в целом, в том числе асимптотическим (теория возмущений, ме тоды осреднения, адиабатические инварианты). Для студентов университетов и вузов с расширенной программой по математике, а также преподавателей и научных работников. Пригожий И., Стенгерс И. Время, хаос, квант. Книга лауреата Нобелевской премии Ильи Пригожина и его постоянной сотрудницы Изабеллы Стенгерс посвя щена широкому кругу проблем, интенсивно изучаемых в руководимых Пригожиным Международных институ тах физики и химии Э. Сольвэ в Брюсселе и Центре исследований по статистической механике и сложным системам в Остине (штат Техас): времени, случайно сти и хаоса, индетерминизма и необратимости («стрелы времени»), самоорганизации и возникновения диссипативных структур, а также обсуждению различных аспек тов и перспектив новой парадигмы современной науки, охватывающей не только естествознание, но и обще ственные и социальные дисциплины.
«С
•Щ^
ВРЕМЯ
хаос квант
\JF^K- т
Наши книги можно приобрести в магазинах: Издательство УРСС (095) 135-42-46, (095) 135-44-23,
[email protected] «Библио-Глобус» (и. Лубяина, ул. Мясницкая, б. Тел. (095) 925-2457) «Московский дом книги» (м. Арбатская, ул. Новый Арбат, 8. Тел. (095) 203-S242) «Дом научно-технической книги» (Ленинский пр., 40. Тел. (095) 137-0633) «Дом книги на Соколе» (м. Сокол, Ленинградский пр., 78/1. Тел. (095) 152-6381) «Дом деловой книги» (м. Пролетарская, ул. Марисиасиая, 9. Тел. (095) 270-5421) «Мех.-мат. МГУ» (м. Университет, Воробьевы горы, ДС МГУ. Тел. (095) 939-1263) Киоски фирмы «Аргумеиг 2001» (м. Университет, 2 гум. к. МГУ. Тел. (095) 939-2176) «С.-Пб. техническая книга» (С.-Пб., ул. Пушкинская, 2. Тел. (812) 325-3589) «С.-Пб. дом книги» (Невский пр., 28. Тел. (812) 311-3954)
МО
езф
'і
^"^
^^*щ
Qf