Рождение звезд

(4(3)} -'

где величины с индексом 0 удовлетворяют системе (4.2). Предполагает­ ся, что в невозмущенном состоянии сила тяжести отсутствует (V

4.1. Гравитационная неустойчивость

111

<5v = Bexpz(kr-wf),

(4.4)

6

Cfc =

(4.5).

-4irGp0A,

где с2 = dP/dp — fP/p — квадрат адиабатической скорости звука. Чтобы у системы (4.5) существовали нетривиальные решения, т.е. чтобы из нее можно было найти относительные амплитуды возмущений (А, В, С), должно выполняться условие ш2 = к2с2 - 4irGp0-

(4.6)

Это дисперсионное соотношение ясно указывает, что характер решения системы (4.5) критически зависит от знака ш . При заданных свойствах вещества (ро и Cs) критическое значение fcj определяется условием ш = 0: £к] = 4nGp0, (4.7) из которого находим джинсовскую длину волны: J

_2тг_ ~~ fcj ~~

/ 7Г \ ' / 2 _ \GpoJ

/7Г7ЙГу/2 ~\nGpoJ

Таким образом, существует два типа решений: а) при А < Aj решение имеет характер бегущей волны (так назы­ ваемый «тяжелый звук»), которая при А <С Aj превращается в обычную звуковую волну; б) при А > Aj возникают экспоненциально растущие возмущения плотности: — = (— ) ехр(П + гкг), \PoJ, нач РО \Р0/ где

(4.9)

1 I")

2

Г= ±|4тгСро[|-(у) ||

•

(4-Ю)

При А >> Aj характерное время роста возмущений т = Г"' = (4irGpo)~V2.

(4.П)

112

Глава 4. Физика зарождения звезд

Переход от критической длины волны к соответствующей ей массе сгущения разными авторами осуществляется по-разному. В космологии (Зельдович и Новиков 1975) предпочитают использовать формулу Mi = p(j^

,

(4.12)

полагая, что вещество из областей разрежения не успевает за время эволюции Вселенной осесть на уплотнениях. А в звездной космогонии (Пикельнер и Каплан 1976) часто используется формула М}=рХ],

(4.13)

поскольку процесс формирования звезды не столь продолжителен и веществу из областей разрежения некуда деться, как только осесть на конденсациях. Формальное различие между (4.12) и (4.13) вели­ ко — почти на порядок. Но нам оно не представляется существенным. При заданном значении Aj точное значение Mj зависит от геоме­ трии распространения тяжелого звука, т.е. от картины суперпозиции волн, определяющей конкретную форму возмущений плотности. А эта информация нам недоступна. Чтобы частично возместить ее, задаются некоторым начальным распределением (спектром) возмущений плотности, полагая, что су­ ществуют волны со всевозможными А, причем их амплитуда зависит от длины волны: dp/p = /(А). Хотя в линейной теории, предполага­ ющей малость возмущений, скорость их роста не зависит от массы (г ~ р0- W 2 ), в действительности эта зависимость существует, поскольку обычно амплитуда начального возмущения предполагается возраста­ ющей с уменьшением А. Поэтому быстрее всего в среде возникают конденсации наименьшей массы, удовлетворяющей условию Джинса, т. е. близкие по величине к М). Впрочем, по мере роста длинноволно­ вых возмущений может происходить агломерация малых уплотнений в более массивные. Поскольку простого подхода при выборе между (4.12) и (4.13) нет, можно считать удовлетворительным компромиссом выражение (1.6), которое, как это ни странно, было получено нами лишь для оценки порядка величины Mj. Но, как мы теперь убедились, последовательная теория Джинса не дает более точного выражения для Mj. Таким образом, можно принять

113

4.1. Гравитационная неустойчивость

где температура Т выражена в Кельвинах, а плотность атомов или моле­ кул п — в см . При этом характерный радиус уплотнения составляет

/тэгт\ , / 2 R}=[~r)

7|/2 (т\Х12 = 5-—(-)

пк.

(4.15)

Напомним, что атомный вес на одну частицу составляет /* = 2 для мо­ лекулярного водорода, fi = 1 для атомарного и ц = 0,5 для полностью ионизованного. При нормальном космическом обилии элементов ато­ марный газ имеет среднее значение fi = 1,4, а молекулярный — fi = 2,4. Показатель адиабаты -у — 5/3 для идеального одноатомного газа; 7 = 7/5 для двухатомного газа, у которого возбуждены только враща­ тельные уровни, и 7 = 9/7 для двухатомного газа, у которого возбу­ ждены также и колебательные уровни. По порядку величины энергии электронных, колебательных и вращательных переходов для низких уровней молекулы Иг относятся как 1ТПе

ТПЛ

-'ЭЛ •'•'-'КОЛ £эл Екол • :' - 'Ев ръо ~ 1

Характерные температуры их возбуждения составляют Тэл * I04 К,

Г кол « 200 К,

Г вр » 5 К.

Поэтому можно принять следующие значения: ц

7

молекулярные облака —• 2,4 7/5 атомарные облака —* 1,4 5/3 межоблачная среда -+0,7 5/3 Рассчитанные по этим значениям fi и 7 величины Mj и Rj приве­ дены в тафі. 1.1. Из (4.14), (4.15) можно получить простые формулы для оценки джинсовских параметров космического газа при разно­ образных условиях с точностью до фактора 3-4:

/г3\|/2 Mjw20(— Т Д| « 5 ( - )

М0,

(4.16)

пк.

(4.17)

1/2

114

Глава 4. физика зарождения звезд

4.1.2. Фрагментация. Теория Джинса рассматривает бесконеч­ но малые возмущения. А что происходит по мере их уплотнения? Гравитационная неустойчивость облака в ходе сжатия может как со­ храняться, так и нарушаться. Если записать связь между давлением и плотностью как Р ~ р7 (при этом процесс не обязательно должен быть адиабатическим; такая связь может возникнуть при определенном соотношении механизмов нагрева и охлаждения газа), то Т ~ р7~ . Тогда Afj ~ р ' 7 . Следовательно, если эффективный показатель адиабаты у = 4/3, то значение Afj будет сохраняться в ходе сжатия. Значит для простого коллапса (Mj = const) достаточно ограничить рост температуры в ходе сжатия (Т ~ р ' ). Если 7 < 4/3, то М} будет уменьшаться и в некоторый момент само сжимающееся облако может стать гравитационно неустойчивым и начнет делиться на части — фрагментировать. Грубо говоря, первая фрагментация может произойти, когда Mj(t) = 0,5Mj( 4/3, т о сжатие облака под действием самогравитации вообще оказывается невозможным.

4.1.3. Теория Лифшица для движущейся среды. Как уже было отмечено, непоследовательность теории Джинса состоит в том, что воз­ мущения плотности рассматриваются на фоне однородной стационар­ ной среды, существование которой невозможно. Более реалистичный подход заключается в исследовании устойчивости однородного газа, движущегося под действием самогравитации. Очевидно, что движе­ ние при этом происходит по закону Хаббла. Задача о неустойчивости расширяющегося однородного вещества в ньютоновском приближении была решена Боннором (1957), но еще раньше в общем виде в рамках ОТО ее решил Лифшиц (1946). Детально это решение в связи с его космологическими приложениями обсуждается в книге Зельдовича и Новикова (1975). Мы отметим здесь только два важнейших.факта: а) критическая (минимальная) длина волны гравитационно не­ устойчивых возмущений в теории Лифшица составляет

^Ч^) '

(418)

т.е. отличается от джинсовского значения (4.8) всего на 2%; б) скорость роста возмущений плотности в расширяющейся среде ниже, чем в стационарной. В отличие от экспоненциального роста в теории Джинса, теория Лифшица предсказывает алгебраический рост в виде степенной зависимости от t. Например, в плоской Вселенной

|gb Гравй$ационная неустойчивость

115

— ~ t2ß ~ R = — — , (4.19) р 1 +z где й — масштабный фактор, z — красное смещение. Такой очень медленный рост создает большие проблемы в теории формирования галактик. Любопытно, что работа Лифшица (1946) называется «О грави­ тационной устойчивости расширяющегося мира». В ней доказывается невозможность образования галактик из термодинамических начальных флуктуации плотности. Но, поскольку галактики все же существуют, пришлось предположить, что начальные флуктуации плотности имели значительно большую амплитуду. Однако позже эта проблема из чисто теоретической стала наблюдательной: высокая однородность реликто­ вого излучения ( Д Г / Г < Ю - 4 ), отражающая распределение вещества при z ~ 10 , наложила сильное ограничение на амплитуду началь­ ных флуктуации и потребовала немалых ухищрений для объяснения существования галактик. В теории звездообразования таких проблем нет. Для нее типична гравитационная неустойчивость сжимающегося вещества (Хантер 1962). Интересный частный случай представляет однородное сжатие с нуле­ вой полной энергией, т.е. процесс, аналогичный космологическому с П = 1, но с обращенным знаком времени. И в этом случае крите­ рий Джинса практически совпадает с классическим, а скорость роста возмущений плотности сохраняет степенной вид: dp 1 — ~ т—г, (4.20) Р t-t0 где to — момент окончания коллапса. Таким образом, в отличие от расширения, при сжатии контраст плотности достигает сколь угодно большого значения за конечное время. Начальные возмущения скорости при сжатии приводят к растущим возмущениям плотности: возникают плоские уплотненные структуры, так называемые «блины» Зельдовича, плоскости которых перпенди­ кулярны направлению наискорейшего сжатия. Пересечения блинов дают еще более плотные линейные структуры — волокна, а пересе­ чения волокон — узлы — становятся самыми плотными областями гравитационно неустойчивой среды. Вообще говоря, подобная иерархия уплотнений должна появляться как при сжатии, так и при расширении среды, причем при расшире­ нии эта структура «замораживается». Именно поэтому она выявлена в крупномасштабном распределении галактик, но пока не обнаружена с полной очевидностью в областях звездообразования, где все процессы по мере сжатия идут с ускорением.

116

Глава 4. Физика зарождения звезд

Возможно, первым указанием на иерархическую структуру протозвездного вещества служат найденные недавно (Родригес-Франко и др. 1992) в глубине Туманности Ориона длинные (0,8 пк) тонкие (0,07 пк) и плотные (~ 10 см ) молекулярные волокна (fingers), расходящиеся веером из области Трапеции Ориона, от объекта BN/KL. Не исключе­ но, что именно пересечение волокон привело к формированию этого узла, ставшего крупным очагом звездообразования в Орионе. Отметим также обнаруженные Ю. Н. Глушковым (1995) в эмис­ сионных туманностях М20, NGC2024 и др. многочисленные темные полосы, сходящиеся к группам горячих молодых звезд. Правда, в не­ которых случаях (S228, NGC6618 и 6611) они имеют вид темных конусов и, вероятно, связаны с эффектом тени от плотных пылевых конденсаций, расположенных вблизи этих звезд. Но в остальных слу­ чаях это могут быть остатки первичных уплотнений газа, возникших при развитии гравитационной неустойчивости. 4.1.4. Многокомпонентная среда. Как правило, на начальном этапе сжатия межзвездного облака пространственная плотность звезд фона (pstar) сравнима или превосходит плотность газа (Pgas)- Звезды вносят вклад в гравитационный потенциал, но не влияют непосред­ ственно на давление газа. Поэтому выражения для параметров Джинса приобретают следующий вид: Aj =

7Г7ЙТ

I/2

(4.21)

pG(Pgas + Pstar)

М^ҐЇЇГ)3'2--*,.

«4,2,

\ pG J (p gas + ряагУ'г Можно заметить интересное отличие от простор критерия Джин­ са, который следует из этих формул как частный случай при p gas > 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
4.1. Гравитационная неустойчивость

117

уменьшит значения Aj и Mj. Вероятно, именно этот режим более соответствует реальному поведению МЗС, поскольку ее лучистое охла­ ждение при не очень высоких плотностях термостатирует среду. Роль вязкости в условиях МЗС ничтожно мала. 4.1.6. Внешнее давление. Поскольку МЗС многофазна и, в пер­ вом приближении, состоит из плотных облаков, погруженных в раз­ реженную среду, представляет интерес исследовать гравитационную устойчивость отдельных облаков, испытывающих внешнее давление. Эта задача была решена в середине 1950-х гг., сразу же после обна­ ружения облачной структуры МЗС и детально обсуждается в книге Каштана и Пикельнера (1963). Мы кратко повторим эти рассуждения. Они основаны на теореме о вириале с учетом силы внешнего давления. Уравнение движения частицы а под действием силы f есть mar = f. Используем его при вычислении второй производной по вре­ мени от момента инерции частицы относительно начала координат (m e r 2 ). Затем, просуммировав по всем частицам, получим

\ % Е т^ = Е т**2+Еrf• а тг

а

<4 - 23 >

а

есть

Величина / = J2 ^ момент инерции системы относительно начала координат, a W = 0,5 ^Z mf — это полная кинетическая энер­ гия частиц, которую будем считать тепловой (3&ТМ/2/хтн)- Сумма моментов сил, стоящая в правой части, называется вириалом. На ча­ стицы действуют силы взаимного столкновения (их вклад в вириал равен нулю), столкновения с частицами внешней среды, т.е. давле­ ния Р , и гравитационная сила, создающая ускорение g. Учитывая это, преобразуем (4.23) к виду -I = 2W+ J PrdS+ S

I prgdV,

(4.24)

V

где вектор элемента поверхности dS направлен по внутренней нормали. Если внешнее давление постоянно по всей поверхности облака, то поверхностный интеграл РJrdS = - P / d i v r d V = -3PV. Обьемный интеграл в (4.24) при учете только сил собственной гравитации облака равен его полной гравитационной энергии: GM2 ß=-a-—, it

(4.25)

Глава 4. Физика зарождения звезд

118

где а — константа, зависящая от распределения плотности в облаке (а = 3/5 для однородного шара; а — 1 для изотермической сферы). Тогда теорема о вириале с учетом внешнего давления примет форму - I = 2W + Ü - 3PV. 2

(4.26)

При Ї = 0 момент инерции облака меняется линейно с течением вре­ мени, в частности — остается постоянным. Такое состояние называют квазиравновесием; его условием будет 2W + О - 3PV = 0.

(4.27)

Если давление велико по сравнению с гравитацией, отсюда полу­ чается простой закон Бойля. А при Р = 0 следует обычная теорема о вириале, т.е. соотношение между кинетической и гравитационной энергиями у равновесных систем: 2W = |0|. Раскрыв здесь значения W и Q, получим обычный критерий Джинса, практически совпадающий с (4.14). Из (4.27) для внешнего давления в равновесии имеем 2W + Q рШТ aGM2 (4 28) =-^Г-= Т-Б4-4 ЗУ [і 4тгА Более высокое давление стимулирует сжатие облака. Обычно внеш­ нее давление является независимым параметром задачи. Как правило, при изменении давления облако меняет свой радиус и вновь приходит в равновесие. Но развитие этого процесса, как и в выше рассмотренных случаях, зависит от соотношения между плотностью и температурой облака. Например, при фиксированных массе и температуре облака существует критическое внешнее давление, превышение которого при­ водит к коллапсу. Найдем это давление, дифференцируя (4.28) по R или по р и приравнивая производную нулю: Р

0,68Й4Г4 Рейх = -і-Т^Т7-т p*a3G3M2'

(4.^9)

В этой критической точке внешнее давление обеспечивает лишь че­ тверть всей удерживающей силы, а три четверти дает собственное тяготение облака.

119

4.1. Гравитационная неустойчивость

4.1.7. Магнитное поле. Если газ хотя бы слабо ионизован, то магнитное поле вморожено в него и эффективно влияет как источник дополнительного давления j2

Рт

?1, = —

(4-30) 8тг' где В — индукция поля. Если поле имеет регулярную структуру, например вытянуто вдоль спирального рукава, то это давление анизо­ тропно: оно препятствует сжатию газа перпендикулярно линиям поля, но не влияет на его движение вдоль этих линий. Однако в масштабе облаков и их отдельных конденсаций магнитное поле часто бывает хаотическим. Поэтому его давление действует вполне изотропно. Это давление также можно учесть в теореме о вириале: 2W + M + £l = 0,

(4.31)

где М = ^ j В 2 dV — магнитная энергия. Например, для холодного (W = 0) сферического облака (М = B2R3/6) критическая масса при отсутствии внешнего давления составляет В3

м

,/

3 \2

™ - ««Ми;) •

<432)

Как известно, в МЗС плотность магнитной энергии близка к плотности кинетической энергии газа (~ 0,5 эВ/см ), а значит магнитное поле может заметно влиять на устойчивость не только абсолютно холодного облака. Однако если сжатие началось, то даже при полном сохранении магнитного потока в облаке (BR = const) отноше­ ние его магнитной энергии (М ~ В2В? ~ Д" 1 ) к гравитационной (W ~ M2/R ~ R~x) сохраняется и не может остановить сжатия. Та­ ким образом, для магнитного поля эффективный показатель -у « 4/3 и оно не останавливает изотропного сжатия, если в начальный момент магнитная энергия была меньше гравитационной. Но ситуация меняется в случае фрагментации облака. Отношение M/W возрастает пропорционально N2ß , где JV — число фрагментов. Это может стать препятствием для фрагментации, если поле не будет затухать или диффундировать из облака наружу. Возможно именно такова ситуация в «допротозвездных» ядрах ГМО (pre-protostellar cores) с массой ~ IM©, изотермических, но имеющих профиль плотности более гладкий, чем р ос г .Дополнительным источником их упругости вероятно служит магнитное поле.

Глава 4. Физика зарождения звезд

120

С другой стороны, магнитное поле обеспечивает связь облака с межоблачной средой или связь сжимающегося ядра облака с его оболочкой. Это позволяет быстро вращающемуся фрагменту обмени­ ваться моментом импульса с окружающим газом и уменьшает влияние центробежных сил на процесс сжатия. Изменение момента импуль­ са определяется произведением силы магнитного натяжения (В /4х) на площадь сечения облака (тгЛ ) и на среднее плечо (Л/2): d

1 2^

dt

о

2 T(Iw)=--B R\

(4.33)

Отсюда легко видеть, что даже если напряженность поля в облаке не превышает критическую (4.32), такое поле может эффективно тормозить вращение облака и обеспечить его сжатие практически в режиме свободного падения. Впрочем, реальные межзвездные поля не так сильны, чтобы столь быстро затормозить вращение конденсаций. Детально эта проблема обсуждается в статье Засова (1976) и лекциях Местела(1972, 1977). 4.1.8. Несферичность облака. При свободном гравитационном сжатии несферического облака степень его отличия от сферы усили­ вается. Если исходное облако имело форму сплюснутого сфероида, то в ходе сжатия оно превращается в диск. Если же в начале оно было вытянутым сфероидом, то превращается в «спицу» (Лин и др. 1965). А с учетом вращения, как мы знаем, сплюснутые сфероиды по мере сжатия теряют устойчивость и становятся вытянутыми. Поэтому ко­ нечной формой облака, так или иначе, является «сигара», или «спица». Однако сильно вытянутый сфероид сам подвержен гравитаци­ онной неустойчивости: он стремится распасться на части размером порядка малой оси сфероида. Численное моделирование этого про­ цесса (Монаган 1994) полностью подтверждает ранние аналитические оценки: коллапс несферического вращающегося облака приводит к его сжатию в «сигару», которая распадается в цепочку фрагментов.

4.2. Другие виды неустоичивостеи Кроме гравитационной неустойчивости существуют и другие про­ цессы, способствующие разбиению МЗС на части и их сжатию. Прежде всего это магнитная рэлей-тейлоровская (паркеровская) не­ устойчивость и тепловая неустойчивость. Мы кратко рассмотрим их сейчас, но прежде отметим, что все виды неустоичивостеи действуют коллективно, усиливая друг друга. В различных условиях и на различ­ ных пространственных масштабах может преобладать тот или иной тип

4.2. Другие виды неустойчивостей

121

неустойчивости, но в конце концов формирование звезды или звездной системы определяется развитием гравитационной неустойчивости. 4.2.1. ПаркеровСКЯЯ неустойчивость. Наличие силы тяжести делает неустойчивым расположение более плотной жидкости над менее плотной: более плотная стремится опуститься вниз, а менее плотная — всплыть вверх. Так проявляет себя неустойчивость Рэлея—Тейлора. Аналогичная ситуация может возникнуть в межзвездном газе, под­ держиваемом над галактической плоскостью не только собственным давлением, но также упругостью «вмороженного» в него крупномас­ штабного магнитного поля, параллельного плоскости Галактики. Если по какой-то причине горизонтальное движение газа приведет к уплот­ нению небольшой его области, то она выйдет из равновесия и немного опустится, увлекая за собой магнитные силовые линии. В образо­ вавшуюся «ямку» начнут стекать новые порции газа и вызовут ее дальнейшее углубление. В то же время, вокруг «ямки» газ окажется более разреженным, что приведет к всплытию силовых линий в ви­ де выгнутых арок (рис. 4.1). На возможность такой неустойчивости в конце 1950-х гг. указали Ф. Хойл, С. Б. Пикельнер, И. С. Шкловский, а детальная теория была развита Ю. Паркером (1966, 1972).

РИС. 4.1. Неустойчивость Рэлея—Тейлора—Паркера

Критерий неустойчивости Паркера зависит от упругости газа, т. е. от эффективного показателя j (считаем, что Р ~ р7). Неустойчивость будет развиваться при 7 <

(1+Л)2 l + . 4 ( l , 5 + 8fc2ft2)'

(4 34)

-

где h — эквивалентная полутолщина слоя газа, к = 2ж/Х — волновое число возмущения; Л = (VA/%JS) , где vgas — дисперсия скоростей газа, г>А = В/ у/Ажр — альвеновская скорость.

122

Глава 4. Физика зарождения звезд

Вообще говоря, к такому же эффекту, что и упругость магнитного поля, приводит давление космических лучей (Р г ), которое мы не учли, чтобы не усложнять формулу (4.34). Однако в диске Галактики эти ве­ личины сравнимы и, чтобы учесть влияние космических лучей, нужно в числителе и знаменателе (4.34) заменить «1» на «1 + 2Pr/(P%as)»Рассмотрим примеры: 1) если Л = 1 и А > h, то критерий (4.34) выполняется при у < 1,6 и 5/3. Следовательно, при vgas ~ г;д возмущения большого размера всегда неустойчивы; 2) в изотермической среде (7 = 1) в случае Л ~ 1 минимальная длина неустойчивой волны будет Amjn = 8тгЯ/\/3 ~ 15ft. В окрестности Солнца h и 100 пк, поэтому Л т , п « (1—2) кпк. Не исключено, что образование крупнейших комплексов молекулярных облаков, погру­ женных в сверхоблака Н I, связано именно с этим типом неустой­ чивости; 3) как мы увидим ниже (§4.2.2), в МЗС встречаются условия, когда рост плотности приводит к уменьшению температуры (7 < •)• Пусть, например, у = 0,5. Тогда при Л « 1 получим Amjn = 7,6h. Ясно, что к уменьшению Amin привело уменьшение упругости газа. Предлагаем читателю самостоятельно рассмотреть случаи сильных и слабых магнитных полей (соответственно, «д ^ vgas и «д <С vgas). Характерное время развития паркеровской неустойчивости для ко­ ротких волн (А ~ h) имеет порядок времени свободного падения газа на галактическую плоскость: h 7/ h \ / 1 0 км/с \ лет (4J5) % = TT = , 0 7ІЇГ—Г^' (v) \ ЮО п к / \ (v) J где (v) — полная дисперсия скоростей газа, включающая его тепло­ вую, хаотическую и альвеновскую скорости (обычно (v) ~ 10 км/с). Но для более реалистического случая длинных волн (А > h) это время значительно больше: А

8

t « - % ~ Ю8 лет. (4.36) h 4.2.2. Тепловая неустойчивость. При наличии внешних ис­ точников энергии существует механизм, вызывающий неустойчивость однородного газа и приводящий к его разделению на плотные холодные облака и горячий разреженный газ между ними (Филд 1965, Пикельнер 1967). Этот механизм тепловой неустойчивости не связан с действи­ ем силы тяготений. Он объясняется только особенностями нагрева

4.2. Другие виды неустойчивостей

123

и охлаждения газа, поэтому особенно эффективен для возмущений плотности небольшого размера. Причину тепловой неустойчивости легко понять. Если источника­ ми нагрева служат звездное излучение и космические лучи, то поступ­ ление энергии в расчете на одну частицу МЗС в первом приближении не зависит от плотности и температуры газа. Оно описывается слабо меняющейся функцией G(T) — эффективностью нагрева. А охлаж­ дение газа, напротив, весьма чувствительно к его параметрам. Газ охлаждается при излучении атомов, стимулированном их столкнове­ ниями друг с другом и с электронами. Поэтому удельная скорость охлаждения обычно пропорциональна плотности и некоторой немо­ нотонной функции температуры А(Т), называемой «эффективностью охлаждения» (Каплан и Пикельнер 1979, Бочкарев 1992).

I

2

3

4

5

6

7

8

9

10

II

Ig Г , К

Рис. 4.2. Эффективность охлаждения стационарной среды А(Т)

Тепловой баланс газа, находящегося под действием внешних источников.нагрева, описывается уравнением ш

dT Cp~=G(T)-pX(T),

(4.37)

где Ср — теплоемкость газа. В неравновестном, но стационарном состоянии получаем G(T)-p\(T) = Q. (4.38) В простейшем случае, при заданных внешних источниках нагрева, полагая G - const, получаем стационарную температуру среды как

124

Глава 4. Физика зарождения звезд

функцию ее плотности:

(?)•

Тл = А-

(4.39)

а затем находим и стационарное давление: да

Ра =

-рТл. V-

(4.40)

Вид функции ЦТ) (рис. 4.2) подсказывает нам, что значения Г м и Pst могут быть немонотонными функциями плотности. Действи­ тельно, расчет дает для довольно широкого диапазона значений G немонотонную зависимость Tst(p) и Рщ(р), качественно подобную кривой Ван-дер-Ваальса ниже критической точки. Особенно важна зависимость _Pst(p) (рис. 4.3), поскольку в стационарных условиях она дает неоднозначную зависимость р(Т). Очевидно, что на той ветви кривой, где dP/dp < 0, газ неустойчив. Он распадается на две фазы, — облака и межоблачную среду, — у каждой из которых dP/dp > 0. Этим и объясняется наличие в МЗС облаков и межоблачной среды. При учете теплопроводности относительные объемы этих фаз сохра­ няются. Рост давления приводит к конденсации части разреженного газа в облака, а его понижение — к испарению облаков (Зельдович и Пикельнер 1969).

71, СМ

Рис. 4.3. Зависимость стационарного давления от плотности. Область AB неустойчива

Сильный эффект тепловой неустойчивости приводит к уменьше­ нию давления с ростом плотности; слабый — может приводить лишь к уменьшению температуры. Но они оба в соответствующих условиях способны вызвать неустойчивость газа. Если рассуждать в терминах эффективного показателя адиабаты, то при j < 0 однородно за­ полняющий бессиловое пространство газ оказывается неустойчивым

4.3. Ударные волны

125

к возмущениям плотности любого масштаба. Поскольку в этом случае давление уменьшается с увеличением плотности, любое уплотнение сжимается под давлением окружающего газа. Газ, находящийся в рав­ новесии в однородном гравитационном поле, неустойчив, если j < I. В этом случае температура (Г ~ р1' ) и шкала высот (Н ~ Г) умень­ шаются с увеличением плотности, что, в свою очередь, приводит к росту плотности. 4.3. Ударные волны В тех многочисленных случаях, когда движение газа в МЗС происходит со скоростью, больше скорости звука, возникают резкие скачки плотности, распространяющееся в виде ударных волн. Их появление может быть вызвано взрывом сверхновой, звездным ветром, галактической спиральной волной, взаимным столкновением облаков и другими причинами. Прохождение через газ ударной волны сопровождается резким изменением его плотности и температуры. На первой стадии сжатия, пока процесс происходит адиабатически, вся кинетическая энергия движущегося относительно фронта ударной волны газа переходит за фронтом в его тепловую энергию. В сильной волне при этом происходит полная ионизация вещества. В результате его температура достигает

T

>=^

= 2l0l(w^)

к

'

<44,)

(индекс «1» отмечает параметры газа до прохождения ударной волны, «2» — после). Но плотность газа при этом возрастаем Яёзначительно: по 7 + 1 — ^ —г и 4. п\ 7~1

(4.42)

Однако, если время высвечивания тепловой энергии ( trad =

"г',

(4.43)

то ударная волна ведет себя неадиабатически, и плотность газа за ней возрастает значительно: П2

nmHVj

п\

кТ2

/

...

\

/ т. \

'*(Ä)G£K)~-

< 444 >

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 »<

н В -«у

/ЯЩЙ фронт ' • Я ! одггазаздш J i l l

холодное облако

область звездообразования Рис. 5.1. Схема области звездообразования М17 с отчетливой последователь­ ностью этапов формирования звезд

а она — с временем достижения звездой полосы нестабильности на ГР-диаграмме. Чем больше период цефеиды, тем она моложе, хотя абсолютная калибровка возраста пока не очень точна. Оценка возрастов рассеянных скоплений, содержащих цефеиды, на основе классических расчетов звездной эволюции приводит к зависимости Igt = 8,16-0,68IgP,

(5.1)

где t — возраст в годах и Р — период в сутках. Согласно этой зависимости, цефеиды с периодом в 1 сут имеют возраст около 108 лет, а с периодом в 50 дней — возраст 107 лет. Однако более позд­ ние расчеты звездной эволюции, учитывающие convective overshooting

132

Глава 5. Стимулированное рождение звезд

4° -

-2° -

-V

Туманность Ориона М42 -10°

А Л

"

36" 28" 44 Рис. 5.2. Центральная часть созвездия Орион. Сплошными линиями указаны границы молекулярных облаков; пунктирными — границы отражательных и эмис­ сионных туманностей; штриховыми — границы подгрупп ассоциаций Ori OB 1. Возраст подгрупп la, lb, Ic и Id составляет, соответственно, 12, 8, б и 2 млн лет. Возраст гуманности Ориона оценивается в сотни тысяч лет 5" 52"

(проникновение конвективных потоков по инерции в зону лучистого равновесия звезды), указывают на большее время жизни звезд данной массы и дают иную зависимость период—возраст для цефеид: lg і = 8,70 -0,53 lg P,

(5.2)

по которой цефеиды с периодом в I день имеют возраст 5 х 10 лет, а с периодом в 50 дней — 6 х 107 лет (Ефремов 1989). Пока не ясно,

5.2. Механизмы обратной связи

133

какая зависимость точнее. Но если не настаивать на абсолютном определении возраста, то периоды цефеид могут служить надежными индикаторами последовательности эпизодов звездообразования. Что же показывает «цефеидный анализ»? Безусловно существует градиент возраста звезд поперек спиральных рукавов: у внутренне­ го края рукава, куда втекает и где уплотняется в ударной волне межрукавный газ, звезды моложе, чем у внешнего края, где вооб­ ще заканчивается эволюция массивных звезд. Но последовательность эпизодов звездообразования не всегда связана со спиральной волной плотности. Например, «цефеидный анализ» БМО показывает, что оча­ ги недавнего звездообразования с последовательно увеличивающимся возрастом располагаются вдоль звездного бара этой галактики. Еще одним свидетельством индуцированного формирования звезд считаются вспышки звездообразования, проявляющиеся в некоторых галактиках в виде областей бурного звездообразования (violent star for­ mation regions). Это очень крупные области Н И, содержащие сразу тысячи массивных ( ^ 20М©) звезд. Иногда говорят даже об изоли­ рованных внегалактических областях НИ, хотя в действительности это небольшие, часто неправильные галактики, в которых абсолют­ но доминирует по светимости одна огромная Н ü-область. Вспышки звездообразования во взаимодействующих галактиках пытаются объяс­ нить их взаимным гравитационным влиянием или перетеканием газа. Но присутствие областей бурного звездообразования в изолированных галактиках, по-видимому, требует наличия в этом процессе меха­ низмов положительной обратной связи, способных сделать процесс самовозбуждающимся.

5.2. механизмы обратной связи Как известно, положительная обратная связь усиливает начав­ шийся в системе процесс, стимулирует его, а отрицательная связь, напротив, подавляет его развитие, приводит к стабилизации. В про­ цессе звездообразования присутствуют обе ветви обратной связи — положительная и отрицательная, которые осуществляются через вли­ яние излучения и вещества, выделенного звездами, на состояние межзвездной среды (рис. 5.3). Впервые мысль о самовозбуждающемся звездообразовании была высказана Опиком (1953) и Оортом (1954), предложившими в качестве инициирующей причины ударную волну, рожденную, соответствен­ но, остатком сверхновой или ионизационным фронтом. Лишь через четверть века эти идеи получили развитие: Хербст и Ассоуса (1977) предположили, что рождение области звездообразования СМа R1 было стимулировано остатком сверхновой, а Элмегрин и Лада (1977) раз-

Глава 5. Стимулированное рождение звезд

134

Ф Стимулирует

Рождение звезд

Подавляет

•©

$ Уплотнение межоблач­ ной среды в оболочках и сверхоболочках Рост давления, стимулирующий коллапс облаков Перевод МЗС в двухфазное состояние

Энерговыде­ ление звезд излучение, звездный ветер, оболочки СН, джеты, ...

Испарение облаков Ионизация МЗС Турбулентные потоки, удерживающие облака от коллапса

Л Нагрев и ускорение МЗС Рис. 5.3. Ветви положительной (+) и отрицательной ( - ) обратной связи в процессе звездообразования

вили идею Оорта. В этом же русле оказались и высказанные прежде соображения о сжатии межзвездных облаков давлением внешнего поля излучения на пыль (см. §1.4.1) и нейтральный газ. Чуть позже ро­ дилась идея о неустойчивости оболочек газа, сжатого потоками ветра от массивных звезд (Блитц 1980). С учетом того, что внешние причины лишь подготавливают сре­ ду к завершающему действию гравитационной неустойчивости, резко переводя ее в новое состояние, подобные механизмами были назва­ ны триггерными, а возбужденное таким образом звездообразование — стимулированным или индуцированным. Если причиной рождения звезд явилось звездообразование, протекавшее недавно в соседних областях, то его называют самораспространяющимся (self-propagating) или эпиде­ мическим, подразумевая, что оно перебрасывается из одной области в другую, подобно пламени или эпидемии. Детальный обзор э';их механизмов можно найти в лекциях Элмегрина (1992). Стимулированными считают вспышки звездообразования, наблю­ даемые в отдельных (часто — ядерных) областях массивных галактик, а также в карликовых галактиках, иногда целиком охваченных про­ цессом активного формирования массивных звезд. Одной из наиболее

5.2. Механизмы обратной связи

135

изученных областей вспышечного звездообразования является 30 Dor в БМО. В ней сосредоточено 700 О-звезд, что составляет 1/8 их пол­ ного числа в БМО. Из области 30 Dor, занимающей всего 5% площади БМО, выходит 50% И К потока этой галактики. Известны «пятнистые» галактики, содержащие несколько обла­ стей, подобных 30 Dor. А некоторые карликовые галактики со вспыш­ кой звездообразования, по существу, представляют собой уединенную область Н II, за что и получили название внегалактических областей НII или голубых карликовых галактик. Очевидно, что подобные галак­ тики не могут долго пребывать в таком состоянии, но каков механизм их перехода в активную фазу и как они выходят из нее, пока не ясно. Переходы микроскопических систем из одного квантового со­ стояния в другое представляются нам сейчас вполне естественными. Но переходы гигантских звездных систем между различными уровнями активности звездообразования кажутся удивительными и достойными внимания. Изучая галактики в ИК диапазоне, Чини (1987) обнару­ жил возможность их перехода между нормальным и возбужденным состояниями. Болометрическая светимость нормальных галактик по­ чти прямо пропорционально связана с массой их межзвездной среды: 09 L ~ Mgäs- Как показал Чини, у активных галактик — от небольшой М82 со светимостью ~ 10 2/© до гигантской Mkn231 со светимостью ~ 10 L@ — связь между светимостью и массой газа практически такая же (L ~ Mgäs ' ), но отношение i/Mg a s при этом в 20 раз выше, чем у нормальных галактик. Существование двух почти параллельных последовательностей на плоскости iy-M g a s указывает на две различные моды, в которых может протекать процесс звездообразования в галак­ тиках. Если считать, что галактики переходят из одной моды в другую, то важно понять причину и механизмы этого перехода. Вспышки звездообразования в галактиках могут быть стимулиро­ ваны как снаружи, так и изнутри. Взаимодействие галактик приводит к обмену межзвездным веществом; например, из аморфной непра­ вильной системы оно может попадать в плотную галактику и активно включаться в процесс звездообразования. Взаимодействие галактик увеличивает также скорость хаотического движения в них газовых облаков, приводя к их интенсивному слипанию и росту массы молеку­ лярных комплексов. Но и в уединенных галактиках происходят вспышки звездообра­ зования, когда в ходе нормальной эволюции достигаются некоторые критические условия. Связаны ли они с динамикой газа или с его химическим составом, пока не совсем ясно. Во всяком случае понять причины перехода галактик между активной и пассивной фазами звез-

136

Глава 5. Стимулированное рождение звезд

дообразования нельзя без ясного представления о механизмах обратной связи. Пока эти представления лишь формируются.

5.3. Взаимодействие звезд с /ИЗС Взаимодействие массивных звезд с межзвездным газом проис­ ходит через излучение (зона Н II), звездный ветер (расширяющаяся оболочка) и взрыв в конце эволюции (остаток сверхновой). На первых этапах жизни звезды ее влияние ограничивается формированием зоны Стремгрена, затем усиливающийся звездный ветер выдувает каверну с уплотненной оболочкой, которая может выйти за пределы зоны Стремгрена, и наконец после взрыва звезды как сверхновой все это сметается ее оболочкой (см.: Лозинская 1986). Сейчас нас интересует, может ли влияние массивной звезды стимулировать в МЗС процесс з вездооб разова н ия. Иногда такую возможность удается заметить непосредственно на изображениях областей звездообразования, где на фоне ярких эмис­ сионных туманностей легко выделяются темные плотные глобулы. Нередко глобулы расположены группами вокруг яркой звезды и име­ ют каплеобразную форму с «хвостами», ориентированными от звезды. Очевидно, что появление хвостов обязано напору звездного ветра. Однако и рождение самих глобул, окружающих звезду в большом ко­ личестве, также, вероятно, стимулировано ею. Это может происходить как в результате дополнительного обжимания уже существовавших в газе уплотнений, так и под влиянием рэлей-тейлоровской неустойчи­ вости в оболочке, расширяющейся вокруг массивной звезды с мощным ветром. Описанный случай есть пример «короткодействующего» (~ 1 пк) стимулирующего влияния звезды. В следующем параграфе мы рас­ смотрим случай «дальнодействуюшего» (~ 1 кпк) влияния молодых звездных агрегатов, стимулирующих рождение гигантских молекуляр­ ных облаков. Но нужно иметь в виду и подавляющее влияние молодых звезд на звездообразование. В частности, оно проявляется в разру­ шении звездами родительского облака и прекращении формирования звезд в данной области. Таким образом происходит саморегуляция звездообразования и сохранение его темпа на протяжении длительного времени. Если до обнаружения ГМО астрономы стремились понять, какие процессы стимулируют рождение звезд из межзвездного газа, то после обнаружения холодных плотных облаков встал обратный вопрос: Почему интенсивность звездообразования так низка?

5.4. Стимулированное рождение облаков

137

Фронт ионизации

#МС. 5.4. Схема разрушения молекулярного облака под влиянием массивных звезд, родившихся вблизи его края. Модель шампанского (Тенорио—Тагле 1979)

і Иными словами, почему все ГМО за короткое время не превра­ щаются в звезды? Ответ заключен в высокой энергетике молодых массивных звезд. Мы не будем детально рассматривать взаимодействие новоро­ жденных звезд с родительским облаком, отсылая читателей к обзорам Тенорио—Тагле и Боденхаймера (1988) и Шустова (1994). Кратко последовательность событий сводится к следующему. Вокруг ново­ рожденной группы звезд образуется плотная область НII, которая быстрее всего расширяется, благодаря градиенту плотности, в сторону ближайшего края облака. Сначала там появляется выпуклость (blis­ ter) из ионизованного газа, которая затем стремительно расширяется в межоблачное пространство, выбрасывая через образовавшееся «гор­ лышко» поток горячего газа. Такая ситуация получила название модель шампанского (рис. 5.4). Ее пример — это Туманность Ориона на краю молекулярного облака Orion A. В то же время ионизационный фронт и ударная волна движутся в глубь облака, стимулируя в нем звездообразование. На более позд­ нем этапе помимо излучения и ветра массивных звезд разрушению облака способствуют взрывы сверхновых. Вещество облака продолжа­ ет расширяться, сгребая межоблачный газ и образуя сверхоболочку вокруг молодого звездного агрегата (МЗА). Результат этого процесса можно оценить количественно, сравнивая энерговыделение массивных звезд МЗА и энергию гравитационной связи ГМО (Сурдин 1989). Такой подход дает возможность оценить массу МЗА по исходным характеристикам ГМО.

5.4. Стимулированное рождение облаков Распад родительского облака, приводящий к формированию сверх­ оболочки, со временем может стимулировать рождение новых ГМО. Эволюция расширяющейся сверхоболочки исследовалась численно в условиях дифференциально вращающегося галактического диска

Глава 5, Стимулированное рождение звезд

138

(Палоуш и др. 1990). Было показано, что оболочка постепенно дефор­ мируется и принимает бананообразную форму (рис. 5.5), причем газ преимущественно скапливается на концах «банана». Став непрозрач­ ным для УФ излучения звезд, он переходит в молекулярную форму и образует ГМО. Таким образом, каждая уединенная сверхоболочка потенциально стимулирует рождение двух ГМО. :

га-мкінчеі-кое врлнк'ниО; . * - - - • " •

•

*

•

•

•

•

.

• ' - ^ .

' ГМО

Мк

МЗА

та *

(верхоСюлочкл -

. і . .

~Г

^. і

2

3

•Чіщ^

^

/ = 50

# = 10 і . , , — .

4

1

; і

2

.

ГМО

1

: t = 100

1

3

ч.

>

* а

4

і

2

3 кпк

Рис. 5.5. Эволюция сверхоболочки в диске галактики. Параметры диска: hä = 100 пк, т»о = I с м - 3 , Vm = 220 км/с, полное энерговыделение МЗА Е = !0 S3 эрг. Время указано в миллионах лет с момента рождения звездного агрегата

Для галактических дисков с плоской кривой врашения в диапазоне скоростей 90 км/с < Vrot < 300 км/с Палоуш и др. (1990) получили простую формулу для массы молекулярного облака, формирующегося на каждом из концов бананообразной оболочки: ( gas

J

h

\ '' 2 /

\ 100 пк J

«

\ °.54 / P N

VlcM-V

°>44

\10ьгэрг)

Эта формула аппроксимирует результаты численного моделирования, проведенного для галактических дисков с полутолщиной 50 пк < h^ < 300 пк, средней плотностью межзвездного вещества в экваториальной плоскости 0,1 см ~3 < по < 3 см ~3 и полным энерговыделением молодых звезд і О50 эрг < Е < 1053 эрг. В частности, для нашей Галактики формула (5.3) применима в диапазоне галактоцентрических расстояний 5 < R < 20 кпк. Процессы формирования в облаке звезд, разрушения ими роди­ тельского облака, образования расширяющейся оболочки и стимули­ рованного этим формирования новых облаков можно рассматривал л как единый циклический процесс последовательного взаимно стимули­ рованного формирования ГМО и МЗА. В гл. 6 мы обсудим процесс разрушения ГМО и найдем связь между его массой (Мс\) и суммарной массой формирующегося в нем звездного агрегата (M a g r ). Исполь­ зуем здесь эту связь для рассмотрения циклического формирования

5.4. Стимулированное рождение облаков

139

ГМО и МЗА. Воспользуемся уравнениями (5.3) и (6.12). Чтобы объеди­ нить их в систему двух уравнений с двумя неизвестными (M agr и М С |), необходимо связать величины M agr и Е, а также Мс\ и M gas . В первом случае, по аналогии с уравнением (6.8) можно записать Е = eM agr = 1,5 х 1049 ^

эрг.

(5.4)

Вторую связь в общем виде запишем так: aM g a s = Afci.

(5.5)

Очевидно, что значение параметра а зависит от пространственной структуры процесса звездообразования. В простейшем случае, ко­ гда облака и сверхоболочки расположены хаотически, о = 1. Если же развился процесс стимулированного (например, спиральной вол­ ной) или самораспространяющегося звездообразования и распределе­ ние облаков, оболочек и молодых звездных комплексов приобрело периодический характер, а их рождение оказалось синхронизовано во времени, то каждое ГМО объединяет в себе две массы газа, со­ бравшиеся на концах соседних сверхоболочек (рис. 5.6) и, очевидно, а = 2. Соответствующие две моды процесса звездообразования будем называть хаотической и когерентной. Теперь из уравнений (5.3)—(5.5), (6.12) получаем систему:

л/г

\

/г,

= 0,16а 1О М 0 / ' \ 100 пк б

и 66 \°> > ° ° //

~_

)

\0>54 \ ">->'• //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 <7gas «

140 25 М© пк

Глава 5. Стимулированное рождение звезд

. Подставляя их в уравнение (5.7), получим М

= 1 ' Х ' ° 6 М® х а о т и ч е с к а я мода (а - 1), | 9 х Ю6М© когерентная мода (а = 2)

(5.8)

М,agr

_ Ґ 3 х Ю4М© хаотическая мода (а = I), \ 6 х 105 М© когерентная мода (а = 2).

(5.9)

Поскольку в сценарии Палоуша и др. (1990) рождение ГМО происходит относительно быстро и не требует последовательной коа­ гуляции мелких облаков, можно полагать, что значение Мс\ из (5.8) нужно сопоставлять с максимальной массой ГМО Галактики. У наибо­ лее крупных экземпляров облачного кольца Галактики массы близки к 3 х J0 М@, а в центральном молекулярном диске встречаются облака до 2 х I07 Ме. Следовательно, значение Мс\ удовлетворяет наблюде­ ниям, но вопрос о моде звездообразования не решается однозначно. Заметим, что не только характерное значение максимальной мас­ сы ГМО, но и его ход по радиусу Галактики неплохо описывается формулой (5.7) (Сурдин 1994а). Сопоставление M agr с наблюдениями представляет более сложную задачу, поскольку информация о массах молодых звездных агрегатов очень фрагментарна и ненадежна. Массы формирующихся МЗА, по­ груженных в темные облака и проявляющих себя в миллиметровом и ИК диапазонах, оцениваются в 103~ 104М©. Но в одном ГМО б

• о

С} О

^

Рис. 5.6. Две моды звездообразования, стимулированного сверхоболочками: а) когерентная, б) хаотическая

5.4. Стимулированное рождение облаков

141

может быть несколько таких МЗА. Массы молодых рассеянных скоп­ лений, представляющих лишь сохранившуюся часть МЗА, достигают (2—3)х10 Мо). Массы ОВ-ассоциаций с внедренными в них скопле­ ниями достигают, а иногда и превосходят 10 М@. Таким образом, без особой уверенности можно считать, что в крупных ГМО рожда­ ются МЗА с массой ~ 105М©. Такое заключение согласуется с (5.9), но также не дает возможности сделать однозначный выбор между двумя модами звездообразования. Учитывая, однако, что в спиральных рукавах Галактики оча­ ги звездообразования расположены с некоторой пространственной периодичностью, можно думать, что в нашей спиральной систе­ ме реализуется когерентная мода самосогласованного последователь­ ного формирования молекулярных облаков и звездных агрегатов. Хаотическая мода более соответствует неправильным галактикам типа БМО. Тот факт, что нетривиальное решение системы (5.6) является устойчивым, согласуется с наблюдаемой стабильностью процесса звез­ дообразования в дисках нормальных галактик. Но не исключено, что в специфических условиях (область галактического центра, богатые газом карликовые галактики и т. п.) связь между Мс\ и M agr принимает несколько иной характер и решение системы (5.6) становится неустой­ чивым, что означает возможность вспышек звездообразования. Этот вопрос еще ждет решения. Мы рассмотрели здесь лишь один из механизмов саморегуляции звездообразования. В действительности их много и они взаимодей­ ствуют друг с другом. До сих пор сделаны лишь отдельные оценки и не исследована сколько-нибудь подробно устойчивость галактики как звездообразующей системы. Более или менее ясны взаимосвязи между газом и звездами в галактических дисках, но очень мало ясности в вопросах взаимодействия диска, гало и короны галактик. Немало проблем и в исследовании взаимодействия галактик друг с другом и с межгалактической средой.

Глава 6

круговорот вещества в Галактике 6.1. скорость звездообразования Важнейшей характеристикой процесса формирования звезд явля­ ется скорость звездообразования (SFR = star formation rate): суммарная масса звезд, сформировавшихся за единицу времени:

При этом необходимо каждый раз уточнять, о каких пространственных и временных масштабах идет речь: о всей галактике или об отдель­ ной ее области, о среднем значении за время эволюции галактики или о мгновенном (т.е. за последние несколько миллионов лет). Различные оценки современной скорости звездообразования в Га­ лактике лежат в диапазоне I — 2ОМ 0 /год. Однако большинство авторов сходится на значении SFRG =(4±1)М,э/год.

(6.2)

При этом нужно иметь в виду, что для определения SFR использу­ ется подсчет областей Н II, интегральная ИК светимость Галактики и прочие энергетические характеристики, связанные в основном с мас­ сивными звездами. Оценка же числа маломассивных звезд делается в предположении нормальной солпитеровской НФМ или стандартного отношения M/L. Такой подход не может дать точного результата, но другого пути пока нет.

6.1. Скорость звездообразования

143

Поскольку звезды рождаются группами, не менее важной характе­ ристикой, чем SFR, служит частота формирования молодых звездных агрегатов (МЗА) — ассоциаций, скоплений, комплексов. Ее опре­ деляют подсчетом числа ассоциаций и скоплений в околосолнечной окрестности, экстраполируя его на весь галактический диск и де­ ля на среднее время жизни МЗА. Оказалось, что частоты рождения ОВ-ассоциаций (vac) и рассеянных скоплений (vCK) в Галактике при­ близительно равны: i/ac « і/ск т (3 ± 1) х 10"4 год - '.

(6.3)

По-видимому, это не простое совпадение, а указание на то, что ассоциации и скопления рождаются в едином процессе. Об этом же свидетельствует и их пространственная корреляция. При этом масса звезд в типичной ассоциации существенно превосходит массу типичного скопления. Следовательно, основной канал рождения звезд в Галактике проходит через ассоциации, а не через скопления. Кстати, формулы (6.2) и (6.3) позволяют оценить массу типичной ассоциации: SFRG

В,

4

* 104 М@ .

Мае »

(6.4)

Ь'ас

А массы рассеянных скоплений, как правило, на порядок меньше. Можно ли теоретически объяснить наблюдательное значение S F R G ? Очевидно, это зависит от полноты наших знаний о популяции звездообразуюших облаков. Поскольку распределение физических ха­ рактеристик ГМО в Галактике изучено достаточно подробно, можно оценить значение S F R G , ^СК И ''ас. опираясь на данные об облаках и простые соображения о взаимодействии с ними звезд (Сурдин 1980). Процесс звездообразования в облаке продолжается до тех пор, пока новорожденные звезды не разрушат его. Для этого необходимо преодолеть гравитационную энергию связи облака Uc\ и в какой-то степени — химическую энергию переходов Нг —»Н 1 и Н I—»H II. Хотя химическая энергия на 1—2 порядка превосходит гравитационную (см. табл. 3.7), наблюдения указывают, что даже после разрушения ГМО существенная часть его массы остается в виде молекул Н2- Поэтому условно будем считать полную энергию связи ГМО (Ес\) однозначно связанной с его гравитационной энергией: #ы * 5£/с1.

(6.5)

Глава 6. Круговорот вещества в Галактике

144

Облако с массой Мс\ и радиусом ÄCj при изотермическом распределении плотности (р ~ R ) имеет гравитационную энергию \Р*\ = ^

. (6-6) лс| ГМО разрушаются под действием массивных звезд, обладающих УФ излучением, звездным ветром и способных стать предками сверхновых. Вокруг этих звезд формируются области НИ, которые затем слива­ ются в единый горячий расширяющийся «пузырь». В его стенках газ уплотняется и быстро теряет энергию на излучение. Но горячий разре­ женный газ внутри пузыря долго сохраняет тепловую энергию (EagT), аккумулируя ее до момента разрушения ГМО. Следовательно, условие разрушения ГМО принимает вид Ес\ = Ет.

(6.7)

Оценим массу МЗА (M a g r ), способного разрушить материнское облако. Предположив, что НФМ звезд простирается до достаточно массивных светил, запишем полный вклад энергии МЗА в облако как -Eagr = e/*Magr ,

(6.8)

где е — энерговыделение звезд на единицу массы МЗА, ß — доля энергии, сохраняющейся в горячем газе пузыря. При нормальной НФМ на 100М© новорожденных звезд формируется один предок сверхновой (М > 8 М 0 ) , при взрыве которой выделяется ~ 10 эрг. Это приводит к удельному энерговыделению Ю 5 ' ЭрГ

e s N Ä

7b^

44

= ,

°

эрг/м

-

(6 9)

-

Однако сверхновые взрываются лишь по прошествии (2—4)х10 лет, когда заканчивается эволюция звезд с массой 8-1ОМ 0 . К этому моменту МЗА обычно уже освобождается от остатков материнского облака под действием излучения и ветра ОВ-звезд. Суммарное удельное энерговыделение этих звезд при нормальной НФМ составляет е 0 в ~ 5 х 1О 48 эрг/М 0 .

(6.10)

Далее мы будем использовать именно это значение. Взяв общеприня­ тый коэффициент «консервации» энергии в горячем пузыре /х = 0,1

6.1. Скорость звездообразования

145

(Ларсон 1974), из формул (6.5)—(6.8) и (6.10) получим оценку массы МЗА (М л ): v

Vio 6 M 0 /

--

\зон 2 /см 3 /

где гес| — средняя плотность облака. Поскольку у всех изученных ГМО она однозначно связана с массой облака (см. §3.5), из (3.4) и (6.11) получаем Magr = 2 x l 0 4 M @ ( ^ L - ) 3 / 2 .

(6.12)

Для типичного ГМО (5 х 105 М 0 ) эта формула дает разумный результат: Afagr « 10 М© и Мас. Поэтому применим ее для оценки S F R Q , ис­ пользуя спектр масс ГМО (3.3). Нормированный на полное количество ГМО в Галактике (JVC| = 6000 в диапазоне масс 105 - 5 х 1О6М0), он имеет вид -1,6

<%=4xW^Y

M0-

dMci \M@/ Тогда скорость звездообразования в Галактике составляет

(6.13) if

f •А

•Мота

Т . , MiVci\ ... 9ОМ0 / M m a x \ 0 , 9 SFRG = у Magr ^ — J <Шс1 с _ (^—J , ссв

° (6.14) .

где т — среднее время жизни ГМО. Обычно для звездообразующих ГМО (теплая популяция диска) его определяют как время пересе­ чения спирального рукава: т RS 3 х 10 лет- Но неопределенность этой величины составляет фактор « 3. Следовательно, наш сценарий предсказывает скорость звездообразования 9ОМ0 / 5 х Ю 6 М 0 \ 3 х 10'лет \ М0 /

„„, ,

а с учетом неопределенности т получим SPRG = 1~9М0/год. Эта оценка, полученная из самых общих энергетических соображений, находится в хорошем согласии с наблюдениями (6.2). В принципе, по­ добный подход вполне универсален и может использоваться для оценки параметров звездных агрегатов, формировавшихся в различные эпохи

146

Глава 6. Круговорот вещества в Галактике '

в галактиках разного типа. Однако, применяя эту простую схему, нуж- ' но помнить о сделанных выше предположениях, особенно это касается ' (6.5) и (6.8). Более реалистическое рассмотрение процесса рождения МЗА тре­ бует учета иерархической структуры ГМО (Кунце 1993). Звезды фор­ мируются не во всем обьеме облака, а либо в его плотном ядре, либо на краю, где плотность может увеличиться при столкновении облака с оболочкой сверхновой или с другим облаком. В маленьком плотном ядре облака, где динамическое время короче времени формирования звезд, значительная доля газа может перейти в звезды, прежде чем их энерговыделение изменит условия в газе и сделает его непригодным для дальнейшего звездообразования. Вероятно в некоторых случаях так и происходит, иначе не рождались бы гравитационно связанные скопления звезд. Однако массы ядер ГМО, как правило, не превышают 104М©; именно поэтому в Галактике обычно не встречается более массив­ ных рассеянных скоплений. Итак, базовой ячейкой рождения звезд служат ядра ГМО, а «квантом звездообразования» — их масса 10 — 10 М@. Но это, к счастью, не делает противоречивым вывод формул (6.10) и (6.11), поскольку они предсказывают массы звездных агре­ гатов, не уступающие «кванту звездообразования». В типичном ГМО до момента его разрушения образуется несколько таких «квантов», совместно разрушающих облако. А их взаимодействие друг с дру­ гом приводит к разнообразным проявлениям: двойным скоплениям, агрегатам и комплексам.

6.2. Эффективность звездообразования Итак, в процессе формирования звезд небольшая доля облака превращается в светила, а остальное вещество рассеивается. Отношение суммарной массы новорожденных звезд к исходной массе облака называют эффективностью звездообразования (SFE = star formation efficiency): М S F E = : : :г^ . (6.16) Mgas

При этом важно четко определять временной и пространственный масштабы, для которых вычисляется величина SFE. Например, если у ГМО с массой 5 х 10 М 0 было плотное ядро с массой 2 х 104М© и в нем сформировался МЗА с массой 101 М 9 , то для ядра SFE = 50%, а для облака в целом SFE = 2%. Однако и после разрушения данного ядра формирование звезд в ГМО могло продол-

6.2. Эффективность звездообразования

147

жаться в других ядрах или в небольших уплотнениях, сжатие которых может быть стимулировано первым поколением звезд. В результате к моменту полной деградации ГМО в нем могло сформироваться, к примеру, еще 10 М@ звезд. Тогда финальное значение SFE для него составит уже около 4%. Вот почему, говоря о значении величины SFE, нужно четко обозначать пространственные и временные грани­ цы. Ясно, что для облака в целом значение SFE изменяется от нуля в момент начала звездообразования до максимального финального значения к моменту разрушения облака. Следует учесть, что разные авторы по-разному определяют вели­ чину SFE. Нередко можно встретить определение, согласно которому «SFE — это скорость звездообразования на единицу массы газа» (Засов 1993, Элмегрин Д. 1993): 1 rfMagr SFR SFE (6|7) = U~ х -7Г = IS-Mgas

dt

Mgas

При этом под величиной Mgas в разных работах принимают М(Н 1), М(Нг), М(Н1+Н2) и даже полную массу газа с учетом тяжелых элементов: Mgas « 1,4М(Н І+Нг). Поэтому нужно уточнять, что имеет в виду автор каждой работы. В соответствии с определением (6.17) значение SFE вычисляется из наблюдений как удельный поток УФ или ИК излучения: Н„/Н I, Н а /СО, FIR/СО и т.п. Затем по тео­ ретически вычисленным коэффициентам эти величины переводятся в отношение суммарной массы горячих звезд к массе газа. Если эпизод звездообразования длится короче времени эволюции массивных звезд, определения (6.16) и (6.17) практически не противо­ речат друг другу (их разная размерность компенсируется умножением второй из них на время жизни массивных звезд). Однако в слу­ чае длительного эпизода звездообразования величина SFE по (6.17) служит нижней границей для SFE по (6.16). Поэтому везде в этой книге мы придерживаемся определения (6.16), которое имеет более ясный космогонический смысл, хотя прямо не может быть получено из наблюдений, поскольку величину M gas нужно измерять до начала звездообразования, a M agr — после его окончания. Для судьбы звездного агрегата значение SFE очень важно: если SFE < 30-50%, то после выметания газа из области формирования звезд агрегат может потерять гравитационную связанность и стать рас­ ширяющейся ассоциацией. В противном случае обычно формируется устойчивое скопление (Лада и др. 1984). Разумеется, судьба звездно­ го агрегата зависит не только от значения SFE, но и от скорости ухода газа из области звездообразования, от распределения скоростей

148

Глава 6. Круговорот вещества в Галактике

новорожденных звезд и от особенностей взаимодействия звезд друг с другом и с уходящим газом. Однако значение SFE является все же определяющим фактором. Наблюдения крупных областей звездообразования, индивидуаль­ ных облаков и их ядер указывают, что «мгновенные» значения SFE (6.17) лежат в широком диапазоне от 0,1% до 50%, возрастая от круп­ ных областей к мелким (Элмегрин Д. 1993). Правда, не совсем ясно, 'насколько этот вывод искажен наблюдательной селекцией. Ведь ма­ ленькие области обычно ближе к нам и в них видны более слабые звезды. Более того, даже в пределах одного небольшого облака локаль­ ные значения SFE могут сильно различаться. Например, небольшие молекулярные облака Taurus-Auriga и р Oph, : находящиеся от Солнца на расстояниях 140 и 160 пк соответственно, имеют массы ~ 10 М 0 . В них нет О-звезд и совсем мало ранних В-звезд. В каждом из облаков обнаружено ~ 100 молодых и формиру­ ющихся звезд. Но если в Taurus-Auriga они распределены на площади * около 10 пк , то в р Oph сконцентрированы всего на 2 пк . Поэтому , в облаке р Oph пространственная плотность звезд достигает 150 пк , а локальная эффективность звездообразования в объеме ~ 1 пк со'. ставляет 22%. В Taurus-Auriga эти величины в сотни раз меньше (Лада и др. 1993, Циннекер и др. 1993). ',. Ближайшими к нам ГМО являются облака в Орионе на расстоя* нии 400-500 пк Orion A (L1641) и Orion В (L1630). С ними связана „ ассоциация Ori OBI, которая, как мы уже знаем, распадается на не­ сколько подгрупп разного возраста. Относительно старые подгруппы 1а и lb уже полностью или частично освободились от газа; поэтому трудно сказать, какова была у них SFE. Но компактная подгруппа 1с и ее ядро Id (скопление Трапеция Ориона) видны на фоне облака n Orion А, поэтому для них можно хотя бы приблизительно оценить SFE. с Центральная область скопления Трапеция Ориона диаметром 0,4 пк имеет плотность звезд 3 х 10 М©/пк . Это эквивалентно плотно­ сти газа 6 х 104 Нг/см . Вспомним, что такую же плотность имеют ядра ГМО аналогичного размера. Значит SFE в этом случае составляет десят­ ки процентов. Ядро скопления Трапеция диаметром 0,14 пк имеет плот; ность звезд более 10 4 М©/пк 3 . Это также соответствует малым уплот"" нениям ГМО размером ~ 0 , 1 пк и плотностью ~ 10 Нг/см . Судьба скопления Трапеция достаточно очевидна: оно останется гравитационс но связанным, так что не зря его уже сейчас называют скоплением. * Это не единственное подобное скопление в комплексе Ориона, •'* но лишь оно расположено на ближней к нам стороне облака, а осталь-

6.3. Баланс межзвездного вещества

149

ные скрыты за слоем пыли и с трудом поддаются изучению. В боль­ шинстве из них SFE достигает 20-50%, хотя встречается и 5-10%. Иной случай представляет ассоциация вокруг звезды Л Ori, что в 15° к северу от Туманности Ориона. Диаметр этой ОВ-ассоциации 10° (70 пк), и окружена она сферическими оболочками Н II, HI и Нг обшей массой ~ 10 М©. Для нее с учетом всего окружающего газа получается SFE яа 0,3%. Но это скорее результат некорректного подсчета, чем физически значимая величина. Ведь не известно, сколько эпизодов звездообразования претерпел этот газ, прежде чем возникла ассоциация A Ori и окончательно разрушила облако. В целом же у молекулярных облаков в Орионе SFE составляет несколько процентов. По-видимому, это характерно и для других ГМО. А что говорит на этот счет развитый в §6.1 теоретический сцена­ рий? Из (6.12) легко получить оценку для SFE: Мшг ( М с) \ 1 / 2 SFE = — ^ = 2% — г6 - ^ .

лгс,

\ю м0;

(6.18)

Таким образом, для различных ГМО мы ожидаем SFE = 1-5%. Наблюдения, как видим, не противоречат этой оценке. Можно говорить и о глобальной величине SFE для всей Галактики. Поскольку полная масса молекулярных облаков Мс\ = 4 х 10 М©, а среднее время их жизни мы принимаем т = 3 х 10 лет, то получим SFE G = S F R G - ^ - = 3%.

(6.19)

Очевидно, что это прямое указание на характерное время эволюции газового диска Галактики: T / S F E G ~ Ю лет. А поскольку это время заметно короче возраста Галактики, встает вопрос об источниках межзвездной среды.

6.3. Баланс межзвездного вещества 6.3.1. Круговорот вещества. Одно из основных направлений астрофизики — изучение обмена веществом и энергией между звездами и МЗС. Однако в начале XX в. о связи между ними еще не было известно ничего достоверного. В 1916 г. Барнард обнаружил расширяющуюся оболочку вокруг Новой Персея 1901. Это явилось первым прямым указанием на воз­ можность пополнения МЗС за счет звезд. А вместе с теорией Джинса о формировании звезд из диффузного вещества это стало предпосыл­ кой для развития обобщающих взглядов на кругооборот космической

150

Глава 6. Круговорот вещества в Галактике

материи. В 1921 г. немецкий физик В. Нернст (1864-1941) в лекции «Вселенная в свете современных исследований», прочитанной в Бер­ линской академии, поставил вопрос о том, возможно ли определенное квазистационарное состояние Галактики, в котором при разрушении одних звезд высвобождается столько же вещества, сколько его тратится на формирование других, образующихся в это же время. Сегодня мы бы ответили на этот вопрос отрицательно, ибо хорошо известно, что из звездного круговорота постоянно выпадают неразру­ шающиеся остатки эволюции: белые карлики, нейтронные звезды, черные дыры, а также субзвездные объекты — «планеты». К тому же химическая эволюция Галактики идет в одном направлении — от простых элементов к сложным. По этой причине также невозможно достижение стационарного состояния. Однако если сформулировать тот же вопрос по отношению толь­ ко к МЗС Галактики, то не исключено, что она уже длительное время пребывает в квазистационарном состоянии. Существуют указа­ ния на то, что уменьшение массы газа в процессе звездообразования и изменение его химического состава в результате выброса тяжелых элементов из звезд почти в точности компенсируется аккрецией чи­ стого межгалактического газа. Вероятно, именно поэтому в течение последних нескольких миллиардов лет звезды в Галактике образуются почти в постоянном темпе и с неизменным составом. Простой расчет убеждает в том, что в МЗС поддерживается относительный баланс вещества. Действительно, ее полная масса около 6 х 10 М 0 , а в звезды ежегодно превращается около 4М @ диффузного вещества. Расходуя МЗС с такой скоростью, Галактика полностью лишилась бы ее за 2 млрд лет. Однако маловероятно, что Галактику ожидает именно такая судьба. Ее возраст не менее 12 млрд лет, поэтому трудно поверить, что мы застали ее как раз в тот момент, когда звездообразование стремительно завершается. К тому же среди других дисковых галактик ничтожно мало систем с полностью истощенной МЗС. Следовательно, имеются источники межзвездного вещества, по мощности сравнимые с темпом звездообразования. 6.3.2. Потеря вещества звездами. Очевидные источники МЗС — это звезды. Они теряют вещество на всех этапах своей эволюции, но особенно интенсивно — в начале и в конце жизни. Как видно из табл. 6.1, молодые звезды типа Т Tau и U Gem теряют вещество в сравнительно небольшом темпе, однако их число велико и полный поток газа от них вполне заметен. Приблизительно таков же поток газа от всех звезд ГП — самых многочисленных, но весьма нерасточитель­ ных его источников: характерный поток от звезды солнечного типа

6.3. Баланс межзвездного вещества

151

~ 10 М©/год. В тех случаях, когда звезды входят в двойные системы, их взаимодействие может существенно усилить потерю массы: при­ мером служит взаимодействие нормальной звезды с белым карликом, приводящее к вспышкам новых звезд. Но особенно усиливается потеря массы у старых звезд. Таблица 6.1. Источники межзвездного вещества в Галактике Источники вещества Звезды типа Вольфа—Райе Вспыхивающие звезды Звезды типа Т Tau Звезды типа U Gem Звезды спектрального типа О иВ MI МП Mill Планетарные туманности Новые (1 вспышка) Сверхновые (1 вспышка) Аккреция межгалакти­ ческого газа

Приток от звезды, М 0 /год

Коли­ чество звезд

Полный приток, М 0 /год

3 х 10~5

103 10" 106 107

0,03 0,1 0,01 0,02

10~ М е 0,5 М е

105 2 х 104 4 х 105 106 З х 10" 100/год 1/30 лет

0,2 0,08 0,16 0,01 0,3 0,01 0,02

—

—

0,5-2?

12

ю- -8

Ю 2 х Ю -9 2 х 10~6 4 х 10~6 4 х 10"'

ю-85 ю-4

Согласно эволюционным расчетам, у одиночных звезд с начальны­ ми массами 1, 5 и 9 М@ в конце эволюции образуются вырожденные ядра с массами соответственно 0,6, 0,85 и 1,1 М®. Они становятся белыми карликами, а вещество оболочки на стадии красного гиганта выбрасывается в межзвездное пространство в виде звездного ветра. Это практически непроэволюционировавшее вещество, сохранившее исходный химический состав. Как видим, звезда с массой 1 М® воз­ вращает в межзвездную среду 40% своего вещества, а звезда с массой 9-М® — почти 90%. Столь же велик «процент возврата» и у более массивных звезд, однако их вещество отличается от исходного: масса их вырожденного ядра превышает чандрасекаровский предел (1,4М®), поэтому ядра коллапсируют, а оболочка звезды сбрасывается взрывом, который модифицирует ее химический состав. На фоне других источников сверхновые поставляют в Галактику мало газа. Однако это очень ценный газ: он обогащен продуктами

152

Глава 6. Круговорот вещества в Галактике

ядерного синтеза, из которых формируются пылинки, управляющие тепловым балансом МЗС.

6.4. Химическая эволюция мзс 6.4.1. Парадокс G-карликов. В целом химическая эволюция МЗС идет в сторону обогащения тяжелыми элементами. Ответственность за это возлагается на их синтез при вспышках сверхновых. Но требуют объяснения по крайней мере два неясных момента. Во-первых, не удается найти звезды первого поколения, содержа­ щие только элементы космологического синтеза — водород и гелий. Среди старых населений Галактики известно немало звезд с содер­ жанием тяжелых элементов в 100—200 раз меньше солнечного, т.е. [Fe/H] = -(2-2,3). Но менее металличные звезды почти не встреча­ ются. Рекордсмен среди карликов G64-12, у которого [Fe/H] = - 3 , 5 . Абсолютный же рекордсмен — гигант CD-38°24S, имеет [Fe/H] = - 4 , 5 . Однако звезд, вообще не содержащих тяжелые элементы, найти не уда­ ется. Означает ли это, что первые сверхновые взорвались до появления первых звезд-карликов с М < 0,8 М®, доживших до нашей эпохи? Вторая загадка — резкое замедление химической эволюции Галак­ тики. Если в течение первой половины ее жизни содержание тяжелых элементов в МЗС линейно возрастало со временем, то позже этот рост приостановился. Химический состав формирующихся сейчас звезд по­ чти такой же, как у Солнца, которому уже около 5 млрд лет. Эта проблема была осознана еще в 1960-е гг. и сформулирована в виде па­ радокса G-карликов. Суть его в том, что если придерживаться простой модели химической эволюции вещества и считать, что все тяжелые элементы рождены звездами предыдущих поколений, то окажется, что по сравнению с этой моделью в Галактике удивительно мало старых малометалличных звезд. Спектральный класс G выделен здесь только потому, что эти и менее массивные звезды сохранились на ГП с мо­ мента рождения Галактики и их распределение можно сопоставлять с предсказаниями моделей. Чем сложнее модель, тем легче с ее помощью приблизиться к раз­ решению парадокса G-карликов. Замкнутая локальная модель, описы­ вающая эволюцию МЗС в каждом элементарном объеме галактического диска без обмена с окружающей средой, требует сильного изменения со временем НФМ, от которой зависит частота вспышек сверхновых, т.е. поступление металлов в МЗС. Но если возможен обмен веществом с другими областями Галактики и межгалактическим пространством, то задача облегчается. Приток в диск газа с содержанием металлов Z = 0,32^ со скоростью (0,5-1,5)М^/год позволяет привести модель

6.4. Химическая эволюция МЗС

153

химической эволюции в согласие с наблюдениями, т.е. практичес­ ки стабилизировать изменение современного состава МЗС, вызванное сверхновыми. Большинство исследователей считает, что такой приток «чистого» газа существует, хотя его источник еще обсуждается.

6.4.2. Аккреция газа на диск Галактики. В 1963 г. над диском Галактики были обнаружены облака Н I, хаотично движущиеся со ско­ ростями ~ 200 км/с. Их назвали высокоскоростными облаками. Они концентрируются на небе вдоль нескольких дуг, на одной из которых лежат богатые газом Магеллановы Облака и протянувшийся от них «хвост» — Магелланов Поток. Вполне вероятно, что часть этого га­ за потеряна самими Облаками под приливным влиянием Галактики. Большинство высокоскоростных облаков приближается к центральной области галактического диска. Средний приток массы с большой не­ определенностью оценивается в 1 М 0 /год. Если этот газ содержит мало тяжелых элементов (как Магеллановы Облака) или совсем не содержит их (как догалактическое вещество), он мог бы, во-первых, суще­ ственно замедлить химическую эволюцию Галактикии, а во-вторых, стабилизировать S FR в ее диске. Однако не исключено, что эти облака возникли из собственного вещества Галактики. Взрывы сверхновых приводят к формированию горячих пузырей, всплывающих над диском и выбрасывающих в га­ ло газ с температурой ~ 10 К. Эти «фонтаны» ионизованного газа, смешиваясь, образуют горячую корону Галактики. При охлаждении в результате тепловой неустойчивости в ней могут рождаться обла­ ка НI и падать на галактический диск. Расчеты показывают, что интенсивности вспышек сверхновых достаточно для поддержания кру­ говорота вещества между диском и гало с потоком массы ~ 1 М©/год. Очевидно, существование этого цикла никак не влияет на химичес­ кую эволюцию диска в целом, хотя и может способствовать переносу вещества из одной его части в другую. Природа высокоскоростных облаков Н I остается загадкой. Неко­ торые из них находятся на расстоянии 3-7 кпк от плоскости Галактики и имеют медалличность 0,1—0,01 солнечной, другие возможно принад­ лежат Местной группе в целом и почти не имеют металлов (ван Верден и др. 1998). Как же установить источники МЗС? Является ли Галактика от­ крытой системой или замкнутой? Главным индикатором здесь служит соотношение некоторых элементов и их изотопов. Так, дейтерий и ли­ тий легко вступают в термоядерные реакции в недрах даже самых холодных звезд. Постепенно их содержание уменьшается по всему объему звезды вследствие их конвективного переноса на такую глуби-

154

Глава 6. Круговорот вещества в Галактике

ну, где они сгорают. Поэтому первичные дейтерий и литий должны постепенно исчезнуть. Однако содержание этих элементов в меж­ звездной среде ведет себя по-разному: обилие дейтерия, по-видимому, действительно уменьшается, а лития — возрастает. Дело в том, что литий иногда появляется в атмосфере пре­ дельно старых звезд, населяющих асимптотическую ветвь гигантов на ГР-диаграмме, Его происхождение объясняют тем, что на стадии неустойчивого горения в слоевых источниках в результате вспышек происходит частичное перемешивание зоны богатой Не с зоной го­ рения Н, где может быть значительная концентрация легкого изотопа гелия Не. Литий образуется в результате реакции Не + Не —> 7 + 7

—

7

Ве(е , v) Li и быстрого выноса ее продуктов в верхние слои атмосфе­ ры. Быстрое их выведение из высокотемпературной зоны необходимо 7

1

R

для того, чтобы не успели произойти реакции Be + Н —> В + 7 и Li + ' н -> 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 <х г~ , такой же, как в расчетах

166

Глава 7. Модели протозвезд

Ларсона. Но при <*s/*fr> > 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 <кн < ^fv водород загорается в ядре раньше, чем остатки кокона опустятся на звезду. Поэтому такие звезды достигают ГП, минуя стадию молодой звезды, точнее, будучи скрытыми на этой стадии от оптических телескопов. У таких звезд «линия рождения» совпадает с ГП.

8.2. формирование массивных звезд

175

Наблюдениями в И К, субмиллиметровом и радиодиапазоне уже выявлены сотни формирующихся и молодых звезд с болометрическими светимостями от ~ I до 10 £©, окруженных остатками протозвездного вещества в виде газопылевых коконов и дисков с массами от 0,01 М@ до сотен М©. Правда, детально исследовались пока лишь наиболее эф­ фектные из этих объектов, но уже предпринимаются и систематические обзоры некоторых близких областей звездообразования. По мере на­ копления материала делаются попытки эволюционной классификации изученных объектов и проводится их детальное численное модели­ рование. Эволюционные модели протозвезд и молодых звезд до ГП показывают следующие особенности в зависимости от массы объекта. Mst„ < 0,8 М@ — звезда остается полностью конвективной вплоть до ГП; на ГР-диаграмме она движется вниз, сохраняя эф­ фективную температуру и существенно уменьшая светимость. 0,8 М® < Мst„ < 2,5 М© — от «линии рождения» звезда дви­ жется по конвективному треку, но по мере приближения к ГП у нее развивается лучистое ядро. 2,5 М© < Mst„ < 8 Af® — уже с момента появления на «линии рождения» звезда практически не имеет конвективной зоны; она движется к ГП почти горизонтально по лучистому треку; ее светимость полностью определяется массой. Mst„ > 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 <*шах = 2 х Ю4 а. е. = 0,1 пк. Хотелось бы понять, чем вызвано это ограничение: а) недостаточно развитыми наблюдательными возмож­ ностями; б) механизмом формирования двойных; в) механизмом их разрушения? Обратимся сразу к последнему пункту как к наиболее простому. Находясь в поле галактических приливных сил, двойная звезда должна удовлетворять критерию приливной устойчивости, который легко полу­ чить из равенства приливного ускорения Галактики (/tide) и взаимного ускорения компонентов двойной (/): _d_ dR

fGMG(R)\

/.ide^^^^J,

(10.12)

Gm f = -r, (10.13) где R —^ расстояние от центра Галактики, MG(R) — масса Галактики в пределах R, т — масса звезд в двойной системе и г — характерное расстояние между ними. Для наших оценок достаточно точной мо­ делью Галактики может служить сингулярная изотермическая модель с постоянной круговой скоростью Vb; MG(ß)=.OloM0(r^-)(—^-)2. \ 1 кпк / \ 220 км/с /

(10.14)

Глава 10. Двойные и кратные звезды

Тогда Лие = г ( ^ )

.

(10.15)

Из условия / ^ /tide получим критерий приливной устойчивости: г ^ rude,

(10.16)

где „„„<. 2 у » ,// д3 _ //СтД »"lide

V К2

—т ш ( 1/3 ,

D

ч 2/3 /

Т/

\ -2/3

(10.17)

220 км/с /

Для галактических окрестностей Солнца (R = 8,5 кпк) и типич­ ного значения го = 0,5М@ получим rtjde = 1,3 пк. Это существенно превышает наблюдательное значение а тах = 0,1 пк, следовательно, размер двойных звезд ограничивает не влияние Галактики как целого, а какой-то более сильный фактор. Однако приливные эффекты связаны не только с регулярным полем Галактики, но и с локальными полями массивных объектов, таких как гигантские молекулярные облака, пролет вблизи кото­ рых (или сквозь которые) может существенно повлиять на динамику двойной звезды. Приливное влияние облака при этом носит кратко­ временный характер, поскольку длительность пролета вблизи облака (г) существенно короче орбитального периода двойной системы (Р): І г чі/2 Р=2тг(-^1 =ЗхЮ 6 лет,

(10.18)

\GMQJ 5 ~ ^ = Л^ (10.19) = 3 х10 лет, Vd 45 км/с где гс\ — радиус облака, v^ — хаотическая скорость звезд диска. В та­ ком случае задачу о приливном влиянии можно решать в импульсном приближении, считая компоненты двойной неподвижными в течение ее кратковременного сближения с облаком (см.: Спитцер 1990, гл. 5). Тогда изменение взаимной скорости компонентов в результате пролета составит г

А,а(Щ1)(Л, \ Р3 / \Щ

(| „. ю ,

10.3. Максимальный размер звездных систем

209

где р — прицельный параметр сближения, М — масса облака. В результате пролета энергия двойной изменится на величину АЕ= — [(v + Д У Г - v2] = — (2vAv + А\2) ,

(10.21)

где v — скорость звезды в момент сближения с облаком. Полное изменение энергии выразится суммой по всем пролетам

i^(2X>v,. + X>?) = fX>, 2 , і

і

'

(.0.22)

і

поскольку направления векторов v* и Ду, не коррелированы между собой. Заменим сумму по большому числу пролетов интегралом: *I

Е

Ргшх Ргшх

= J AEdt= I AEnvdt2irpdp, 0

(10.23)

Р„

где п — средняя пространственная плотность числа облаков в звезд­ ном диске Галактики (т.е. в области диска, населенной изучаемыми двойными звездами, а не только самими облаками). Для р т а х > Pmin получим: 2irnmt ґвМг\2 Е= . (10.24) Щ

\ Ртіп /

Значение ртіп определяется из условия, что за время t происходит хотя бы одно сближение с данным прицельным параметром: *p2mmnvdt=l. (10.25) Тогда Е = 2m(*G Mn r і)1. (10.26) Очевидно, двойная система разрушится, когда энергия Е станет близка к энергии гравитационной связи системы (ss Gm /r), откуда легко получить критерий устойчивости к приливным ударам: г ^ гтах = \ ™ . (10.27) у 2G(nMnty От средней объемной плотности числа облаков (п) можно перейти к поверхностной плотности молекулярного газа (<т), которая непосред­ ственно выводится из наблюдений:

210

Глава 10. Двойные и кратные звезды

где h — толщина диска, населенного двойными звездами. Положим для наших оценок т = 0,5 М 0 , t = 10 лет и h = 1 кпк. Учитывая, что в окрестности Солнца а к 5М @ / пк , получим r m a x ~ 0,1 пк. Практическое совпадение наблюдательного значения а т а х и теоре­ тического значения r m a x указывает на важность разрушающего влияния ГМО на двойные звезды. Учитывая зависимость r max ос т ' (h/t) ' , можно было бы ожидать, что молодые массивные двойные должны иметь больший максимальный размер, чем старые и маломассивные системы. Однако зависимость r max от т очень слаба, а отношение h/t мало меняется для звезд диска, поскольку более старые звезды населяют более толстый диск. Таким образом, значение r max слабо зависит от возраста и массы двойной системы. 10.3.2. Звездные скопления. Полученные нами критерии устой­ чивости (10.16)—(10.17) и (10.27)—(10.28) справедливы не только для двойных звезд, но и для более сложных систем, включая звездные скопления. Критерий (10.16)-(10.17) запрещает существование крайне разреженных систем, подобных звездным ассоциациям. А критерий (10.27)—(10.28) накладывает ограничение на время жизни скоплений в зависимости от их плотности (т/г ) и характерного расстояния от га­ лактической плоскости. Нетрудно понять, почему старые рассеянные скопления встречаются преимущественно далеко от плоскости Галак­ тики: там они не подвергаются влиянию ГМО — их большое значение t компенсируется в формулах (10.27)—(10.28) большим значением h. Впервые на разрушающее влияние на звездные системы со сторо­ ны массивных межзвездных облаков обратил внимание Спитцер (1958), а более подробно оно исследовано в работах Вилена (1985, 1991). Мы можем получить простое выражение для времени жизни звездного скопления, подвергающегося приливным ударам со стороны ГМО, считая, что его начальный радиус соответствует условию приливной устойчивости в поле Галактики: подставим значение г — г^е из фор­ мулы (10.17) в формулу (10.28) в качестве г т а х и выделим из нее время жизни звездной системы, определенное Приливными эффектами:

^ = , ' 4 x , 0 , °(s)(ü^ip)" , J , C T -

(,029)

Любопытно, что время жизни скопления зависит не от его массы, а только от положения в Галактике (а) и от параметров орбиты: чем больше ее наклонение к галактической плоскости (h/R), тем дольше может сохраниться скопление. Это согласуется с наблюдениями: старые скопления находятся высоко над плоскостью Галактики.

глава 11

Околозвездное вещество

Говоря о причинах, поддерживающих равновесие молекулярных облаков, мы уже упоминали быстрые газовые потоки, выходящие из окрестностей формирующихся звезд. С этими потоками связаны чрезвычайно разнообразные наблюдательные феномены, физические механизмы которых еще во многом остаются неясными. В этой главе мы подробнее познакомимся с основными проявлениями околозвезд­ ного вещества, окружающего формирующиеся и молодые звезды. На определенной стадии эволюции протозвезды любой массы на­ блюдается оттекание от нее «излишков» родительского газа. Для мас­ сивных протозвезд более характерно сферически симметричное оттека­ ние, поскольку любые структуры, способные сформировать направлен­ ный поток в окрестности массивной звезды, быстро разрушаются ее излучением и звездным ветром. Для маломассивных протозвезд и моло­ дых звезд характерны направленные потоки газа, очевидно, связанные с переработкой энергии вращения в кинетическую энергию струй. В близкой окрестности молодых звезд наблюдаются быстрые тон­ кие оптические струи (джеты) и связанные с ними эмиссионные конденсации — объекты Хербига—Аро. В более широких их окрест­ ностях обнаруживаются потоки молекулярного газа, часто биполярные, т. е. оттекающие в двух диаметрально противоположных направлениях. Причиной коллимации этих струй и потоков, а также одним из источ­ ников их энергии, очевидно, служат околозвездные диски. Масштаб и свойства околозвездных дисков весьма разнообразны. Это могут быть газовые диски диаметром около I пк и массой в сотни Mq,, охва­ тывающие группу формирующихся звезд. Но могут быть и пылевые протопланетные диски размером в несколько а. е. и массой в сотые

Глава 11. Околозвездное вещество

212

доли М®. Их изучение началось сравнительно недавно и развивается весьма интенсивно.

11.1. газовые диски Обнаружение дисковых структур в окрестности протозвезд не бы­ ло сюрпризом: огромный удельный момент импульса сжимающегося вещества именно так и должен себя проявлять. На это указывали и ана­ литические оценки и численные модели протозвезд. Однако первыми были обнаружены не сами диски, а связанные с ними биполярные потоки газа, имеющие значительно больший пространственный мас­ штаб. Затем удалось заметить спектральные признаки самих дисков и пространственно разрешить наиболее близкие или наиболее крупные и массивные из них. Параметры дисков весьма разнообразны (Литл 1994): массы от десятых долей до сотен М®, радиусы от 10 а. е. до 1 пк, температура молекулярного газа 20-100 К, плотность 10 6 -10 1 3 с м - 3 с сильной концентрацией к центру. Такое разнообразие параметров предполагает подразделение дисков на классы. Пока предложено толь­ ко два класса в зависимости от масштаба диска: «околозвездный» (~ 100 а. е.) и «межзвездный» (~ 1 пк). Типичный представитель «межзвездных» дисков связан с отра­ жательной туманностью NGC 2071 в северной части молекулярного облака Orion В. Это район активного звездообразования, содержащий мазерные источники в линиях ОН и НгО, И К источник со светимо­ стью 7501.0 и несколько молодых массивных звезд. Свет одной из них как раз и отражает туманность NGC 2071. Наблюдения в линии СО показали, что в центре этого района, в ядре облака, в направлении на И К источник расположен вращаю­ щийся газовый диск диаметром около 1 пк и массой 600 М®. Средняя плотность газа в нем ~ 106 с м - 3 и температура около 20 К. Лю­ бопытно, что ось вращения диска почти параллельна оси вращения Галактики. Но делать из этого какие-либо выводы пока рано. Су­ дя по светимости И К источника, центральная звезда в диске имеет массу около 6М®. Возможно, там находятся даже две таких звезды, поскольку обнаружены две компактные области Н II. Вдоль оси вращения диска в обе стороны движутся газовые потоки со скоростью около 40 км/с; масса газа в них около 20 М®, а кинетиче­ ская энергия потоков ~ 10 эрг. Возможно, основным источником их энергии служит звездный ветер центральных звезд, имеющий скорость до 1000 км/с и поток массы до 10~5М©/год. Естественно, сам звезд­ ный ветер играет роль поршня, который гонит перед собой плотный

11.1. Газовые диски

213

холодный газ окружающего облака. Масса газа возрастает, а скорость снижается до 40 км/с. Роль коллиматора играет диск (рис. 11.1). Пример диска умеренной массы мы имеем у ИК источника L 15511RC5. Центральная звезда с массой ^ 2,5 М© окружена диском массой 1-5М© и диаметром 2 х 104 а. е. Ось его вращения точно совпадает с направлением хорошо изученного биполярного потока (табл. 11.3). Этот диск наблюдают в различных диапазонах излуче­ ния вплоть до масштаба 50 а. е. Его плотность возрастает к центру приблизительно как р а г - 2 . Центральная часть диска совершенно непрозрачна в оптике: она скрывает как саму звезду, так и удаляющу­ юся от нас струю оптического джета. Это характерно для большинства подобных объектов, у которых обычно видна лишь струя с голубым доплеровским смещением (табл. 11.1).

„ . .Аккреционный - * - - лиск Объекты Хербига Аро

Расширяющаяся оболочка 15 к м / с

" М С. 11.1. Схема биполярного потока, образованного звездным ветром вблизи Формирующейся звезды, окруженной аккреционным диском. Внизу: форма эмиссионных линий от различных частей объекта

214

Глава 11. Околозвездное вещество

Еще менее массивен диск вокруг молодой звезды HL Tau. Его масса ~ 0,1 М© и протяженность около 4 х 103 а. е., а масса звезды около IM©. Измерение лучевых скоростей вдоль радиуса диска ука­ зывают на кеплеровский характер его вращения {v ос т~х1 ). Вероятно, баланс гравитации и центробежной силы играет основную роль в его динамике. Этого нельзя сказать о более массивных дисках: у них очень непростая геометрия, клочковатая структура, не всегда видны при­ знаки вращения, не ясен вклад турбулентного и магнитного давления в баланс сил.

11.2. объекты Хербига—Аро В 1954 г. Дж. Хербиг и Г.Аро обнаружили на фотографиях Ту­ манности Ориона появление звездообразных объектов, невидимых на снимках прошлых лет. Первой мыслью было объявить их ново­ рожденными звездами. Но дальнейшие исследования показали, что НН-объекты (Herbig—Наго objects) не являются в прямом смысле звездами, хотя, несомненно, связаны с формированием звезд. В каталоги занесено уже около 250 НН-объектов. Это яркие кон­ денсации размером в несколько угловых секунд, обычно окруженные менее яркой диффузной оболочкой. Их спектры в основном состо­ ят из эмиссионных линий водорода и некоторых других элементов с небольшой энергией возбуждения: [Ol], [SU], [N1], [Fell]. Размер конденсаций обычно 500—1000 а. е. Нередко они образуют группы или цепочки размером (5-10) х 10 а. е. Встречаются среди них и объ­ екты очень большой светимости, например НН 135 имеет светимость в И К 1,4 х 10 Z/©. А объект НН 136 представляет гроздь из 10 ярких и слабых «узелков», растянувшуюся на 0,6 пк. Все НН-объекты находятся внутри комплексов темных облаков. Часто они соседствуют со звездами типа Т Tau. Во многих случаях с НН-объектами ассоциируются (но не совпадают) ИК источники и НгО-мазеры. Например, между объектами НН 1 и НН2 (по каталогу Хербига и Аро) расположен ИК и радиоисточник, окруженный плот­ ным молекулярным диском. Таких примеров немало. Все это указывает на тесную связь НН-объектов с процессом звездообразования. Судя по спектрам, основным источником возбуждения оптичес­ кого излучения в них служит ударная волна, набегающая со скоро­ стью 40-200 км/с на газ с плотностью ~ 102 см~ 3 . Это согласуется с большими лучевыми и тангенциальными скоростями НН-объектов: до 400 км/с. Более половины из них наблюдается не далее 10' от извест­ ных молекулярных потоков и, несомненно, физически связана с ними.

11.2. Объекты Хербига—Аро

Таблица 11.1. Источник

215

ПОТОКИ Хербига—Аро (г — красное смещение, b — голубое смещение)

L, Ю310

Рассто­ яние,

Длина, "/ПК

у

M,

' г, max»

км/с

в год

КПК

AFGL 2591 LkHa234 MWC 1080 AFGL 4029 AFGL5157 Сер А

90 1,3 17 >20 >5,5 25

2,0 1,0 2,2 2,2 1,8 0,7

R Моп GGD27

0,7 >18

0,8 1,7

IO- 8 M 0

30/0,29 40/0,19 20/0,24 13/0,14 65/0,56 130/0,44 108/0,37 400/1,6 300/2,4

500 b 200 b 300 b 500 b 80 b 475 b 80 r 75 b 600 r

40 2-3 50 300 50-100 ? ? ^4,3 •>

Во всяком случае очевидно, что источник энергии НН-объектов рас­ положен вне их. Скорее всего энергия приносится джетом. Вопрос в том, как эта энергия и при участии какого вещества создает феномен НН-объекта. Существует несколько моделей объекта Хербига—Аро. Одно время полагали, что это плотные газовые конденсации, разлет которых связан с единичным взрывным явлением, наподобие вспышки FU Ori. Действительно, вблизи фуора L1551/IRS5 находятся объекты НН28 и НН29. Недалеко от НН57 также расположен фуор. Однако новые модели фуоров как рекуррентно вспыхивающих объектов сделали такую схему непопулярной. Может ли сверхзвуковой звездный ветер возбудить и ускорить НН-объект? Если ускорение связано с простой передачей импульса, то при известных плотностях газа в конденсациях и в струях требуется скорость струи более 500 км/с, чего обычно не наблюдается. Вероятно ускорение НН-объектов в основном вызвано реактивным эффектом, возникающим при оттекании собственного газа конденсации, нагре­ того падающим на него излучением звезды и газом ускоренного ею потока. Однако существует и принципиально иная точка зрения на при­ роду НН-объектов. Ее разработали в 1980-е гг. Дж. Канто с соавт. в связи с исследованием взаимодействия быстрых потоков звездного ветра, коллимированных околозвездным диском, с плотным холодным веществом окружающего облака. В этой модели каждый из противопо­ ложно направленных потоков пробивает себе дорогу сквозь плотный

216

Глава 11. Околозвездное вещество

газ облака, раздвигая его и образуя горячую полость. Течение уплот­ ненного звездного ветра вдоль стенок полости приводит в движение холодный газ облака, хотя и с меньшей скоростью, чем движется сам ветер. Увлекаемый вдоль стенок полости холодный газ как раз и обра­ зует СО-потоки. Энергия звездного ветра постепенно рассеивается, давление в нем падает и на некотором расстоянии от звезды стенки по­ лости начинают сближаться. Охлажденный звездный ветер сжимается в образовавшейся горловине. Это и есть НН-объект. Возможно также, что некоторые локальные уплотнения на стенках полости выглядят как дополнительные НН-объекты. Это модель значительно более ста­ тична, чем первая, представляющая НН-объекты как быстролетящие массивные «пули»-облака. Новый взгляд на НН-объекты как на уплот­ ненные области потока отразился и в появлении нового термина — поток Хербига—Аро. В табл. 11.1 приведены характеристики неко­ торых НН-потоков (Мюндт 1993), связанных с молодыми звездными объектами высокой светимости (L > 10 L©).

11.3, Джеты Оптические струи — джеты — обычно наблюдаются в запре­ щенных линиях (рис. 11.2). У 60% джетов видны два биполярных компонента, а в остальных случаях только «синий», направленный к наблюдателю. Степень коллимации джетов (отношение наблюдае­ мой длины к ширине) очень высокая — до 30. Обычно полный угол раскрытия джета от 5 до 20°. Протяженность оптических джетов 0,01—2 пк, скорость движе­ ния вещества до 600 км/с (табл. 11.1). Поэтому их динамический возраст (l/v) составляет всего ~ 10 лет. Плотность газа в джетах 10-200 см" , а темп истечения 1 0 - , 0 - 3 х 10 М©/год. Из этих данных легко вычислить мощность потока, которую обычно называют механической светимость: £mech = MV2/2 и на практике вычисля­ ют как jDmech = MV3/2R. Она лежит в пределах от Ю - 3 до 501-©. Чтобы судить об эффективности механизма ускорения газа, нужно сравнивать величину LmeCh с радиационной светимостью центральной звезды Z/Star- Во всех изученных случаях Lmech/^star < 1. т.е. энер­ гии центральной звезды хватает для ускорения потока. Но механизмы ускорения не ясны. Простая передача момента лучевым давлением неэффективна: его сила (£ s tar/c) на 2-3 порядка меньше той, что не­ обходима для разгона вещества джета. Поэтому рассматриваются газои магнитодинамические механизмы ускорения.

11.3. Джеты

217

Рис. 11.2. Оптический джет объекта НН 34 в линии [Sil] (Бюрке с соавт. 1988). На левом увеличенном изображении в эквиденситах хорошо видна квазипериодическая структура джета, содержащая не менее 12 «узелков». Направление джета совпадает с линией симметричных «крыльев» — HH34N и HH34S. На полпути между источником и областью HH34S виден отдельный подковообразный узелок

В связи с изучением НН-объектов большой интерес представляет тонкая структура оптических струй. Нередко в них видны периоди­ чески расположенные уплотнения (узлы), по-видимому, возникающие при взаимном наложении косых ударных волн. Как и головная ударная волна, внутренние косые волны образуются при взаимодействии струи с окружающим веществом. Подобное явление наблюдается, например, при вытекании сверхзвуковой струи из сопла реактивного двигателя в земной атмосфере.

218

Глава 11. Околозвездное вещество

11.4. /Молекулярные потоки Массивные потоки холодного газа в окрестности формирующихся звезд проявляют себя доплеровским расщеплением линий в радиоспек­ тре молекулы СО, за что получили название молекулярных потоков (molecular outflows) или СО-потоков. Все они, а их обнаружено уже около двухсот (Фукуи с соавт. 1993), связаны с ИК источниками и боль­ шинство демонстрирует биполярное истечение. В отличие от оптиче­ ских джетов молекулярные потоки имеют степень коллимации < I0. Диапазон их размеров 0,04-4 пк, а скорость движения 5-100 км/с, что существенно превосходит скорость звука в их молекулярном веществе, имеющем температуру 10-90 К. В табл. 11.2 приведены данные о наиболее изученных мо­ лекулярных потоках: -ßmax — максимальная протяженность пото­ ка, а = Rmax/Rmm — параметр коллимации, М — масса газа. Для всех изученных потоков значение М заключено в диапазоне 0,1-170М 0 , кинетическая энергия 10 - 1 0 4 7 эрг и механическая све­ тимость JT/mech = Ю~ —10 І/©. Динамическое время жизни потоков составляет 10—10 лет. Детальное оптическое исследование комплек­ са темных облаков Taurus-Auriga показало, что каждая десятая звезда до ГП является источником оптического джета. А наблюдение молеку­ лярных потоков в темном облаке L1641 показало, что такая же доля звезд до ГП является источниками СО-потоков. Считая возраст звезд до ГП
11.5. Источник энергии потоков Внешне биполярные потоки у молодых звезд напоминают струи в окрестности релятивистских объектов — нейтронных звезд, черных дыр. Вероятно за внешним сходством скрывается подобие физичес­ ких процессов, ответственных за формирование струи в присутствии аккреционного диска. Но подобие здесь, безусловно, не полное.

11.5. Источник энергии потоков

219

Таблица 11.2. Молекулярные потоки Объект

GGD 12-15 AFGL961 М8Е AS 353 LkHa234 PVCep EL 1-12 NGC7129 S 140 Сер А NGC 7538 MWC 1080 В 335 AFGL 437

-*^max» ПК

0,87 1,18 0,31 0,27 0,80 0,78 0,23 1,1 0,46 0,50 1,3 1,2 0,4 1,2

a

6,2 1,2 1,5 2,2 1,3 3,5 1,1 1,9 1,0 6,2 1,0 1,0 2,8 1,6

M,

м0

MV, М©/год хкм/с

1,0 20 9,6 0,05 23,5 1,7 1,2 13,9 64 10 75 100 0,3 23

4х10~ 4 7х10 - 3 5х10 _3 6х10 _6 2х10" 3 9х10" 4 5х10~4 9x10-" 6х10 - 2 1х10"2 2х10 - 2 8х10 - 2 ~ Ю -5 ЗхЮ" 3

• ^ m e c h •>

islar,

Le

Le

0,42 11 3 0,003 1 0,03 0,42 1 90 25 25 180 0,003 2,7

104 5500 2,5 x 103 4 103 80 9

103 1,4 x 104 5 x 104 105 1,7 x 104 7,6 5 x 103

В релятивистских объектах истечение вещества возникает вследствие сверхкритической аккреции в диске, приводящей к светимости выше эддингтоновского предела. Светимость же молодых объектов никогда не приближается к этому пределу. Хотя отношение механической светимости биполярных потоков к радиационной светимости их родительских звезд достаточно мало (£mech/£star = 1 0 — 1 0 " ), все же одна лишь сила светового давления (^star/c) не может ускорить газ до наблюдаемых скоростей; для этого ей недостает нескольких порядков величины. Давление горячего газа также не может этого сделать. У массивных звезд оно максимально на стадии «шампанского», когда компактная зона НИ прорывает ко­ кон звезды и выбрасывает горячий газ в разреженное пространство. Но и в этом случае скорость газа 10—40 км/с, что значительно меньше скорости биполярных потоков. У маломассивных звезд типа Т Tau основной эффект давления связан со звездным ветром, но и его мощ­ ность оказалась недостаточной для ускорения наблюдаемых потоков. Поэтому уже в первые годы исследования биполярных потоков мысль теоретиков обратилась к околозвездному диску как к источнику энергии и коллиматору потока. Эмпирически на это указывает кор­ реляция между мощностью потока и массой диска, оцененной по его светимости в ИК и в линии СО. В конце концов, гравитационная

220

Глава 11. Околозвездное вещество

энергия диска должна превращаться в кинетическую энергию потока. Но каковы механизмы этого превращения? Сейчас обсуждается несколько моделей генерации биполярных потоков (Штауде и Эльзёссер І993, Кенигл и Руден 1993). Общим в них является источник энергии — аккреция газа в околозвездном диске. Согласуются эти модели и в признании ведущей роли магнитного поля как «приводного ремня» в ускорителе струи. Однако детали процесса ускорения существенно различаются. В модели Пудрица и Нормана предполагается, что реликтовое маг­ нитное поле, связанное с ядром облака, сжимается в центральной части диска, приобретает форму песочных часов со спиральной закруткой и, как винт Архимеда, ускоряет вмороженный в него горячий газ. В модели Ушида и Шибата в дифференциально вращающемся диске, пронизанном реликтовым магнитным полем, формируется то­ роидальная составляющая, релаксация которой возбуждает вдоль сило­ вых линий исходного поля альвеновские волны. Их давление ускоряет поток газа. Общим в этих двух моделях является ведущая роль диска : и сравнительно незначительная роль самой звезды в формировании •• потока. Иной точки зрения придерживается Франк Шуе коллегами, разраІ ботавший модель генерации поля в быстровращающейся протозвезде. **• Роль диска при этом состоит лишь в поддержании путем аккреции пре1 дельно быстрого вращения протозвезды. В момент возгорания дейтерия '• в ней развивается конвекция, которая в сочетании с дифференциальі ным вращением посредством динамо-эффекта усиливает магнитное поле. Это, в свою очередь, ведет к формированию мощной хромосфе­ ры и оттоку горячего газа, чему отчасти способствует центробежный эффект вращающегося магнитного поля. Модель промежуточного ти­ па, в которой существенную роль играет магнитное взаимодействие диска с дипольным полем звезды предложил Камензинд. Выбор между всеми предложенными механизмами генерации по­ токов будет возможен только на основе детального изучения их тонкой структуры в окрестности звезды. При этом необходимо будет учи­ тывать чрезвычайную распространенность газовых дисков и струй — от протозвезд до квазаров. При этом у самих звезд полярные истечения могут возникать на разных этапах эволюции. Вообще, как мы уже от­ мечали, внешние проявления формирующихся звезд, направляющихся к ГП, и состарившихся звезд, уже покинувших ее, поразительно схожи. Вокруг некоторых старых звезд, перемещающихся с асимптотической ветви гигантов в сторону планетарных туманностей, недавно обнару­ жены плотные и холодные околозвездные диски, вдоль оси вращения

11.5. Источник энергии потоков

221

Молекулярный поток

Околозвездный вращающийся диск Оптический диск

Рис. 11.3. Схема магнитогидродинамической модели (Фукуи 1993). Межзвезд­ ное магнитное поле, вмороженное в дифференциально вращающийся диск, искажается и приобретает радиальный компонент, который над диском ускоряет вмороженные в поле ионы, а они путем столкновений захватывают и ускоряют нейтральный молекулярный газ

которых истекают газовые струи со скоростью > 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 <0,8

790 450 245 290

Расстояние от Солнца (пк) 18 7 8 3,3

Моделирование ИК спектров пылевых дисков указывает, что они состоят из довольно крупных пылинок: от 0,5 мкм до нескольких сантиметров. Не ясно, образовались ли эти частицы в протозвездной туманности или позже — в околозвездном диске. В последнем случае возникает вопрос, почему первоначально мелкие межзвездные пылинки с радиусами 0,05-0,25 мкм не были выметены из диска давлением излучения горячей звезды и успели коагулировать в бо­ лее крупные частицы, менее чувствительные к давлению излучения. Возможно, это связано с электрическим зарядом пылинок, благодаря которому они застревают в околозвездном магнитном поле (Ильин и Вощинников 1993). Как известно, заряд на пылинках возника­ ет вследствие фотоэффекта, вырывающего с поверхности пылинки электроны при попадании на нее УФ квантов.

11.9. протопланетные диски Коллапс облака может привести к формированию а) одиночной звезды; б) двойной или кратной системы; в) звезды, окруженной протопланетным диском. Какая из этих возможностей реализуется, зависит от исходной массы и момента импульса конденсации. Фор­ мирование звезды с протопланетным диском, по-видимому, требует умеренной массы (< ЗМ©) и среднего значения момента (Jo ~ 10 10 г см 2 с~'). Меньший момент может быть «упрятан» в одиночную звезду, а больший — приводит к фрагментации облака на ран­ ней стадии сжатия до выделения плотной центральной конденса­ ции (табл. 11.5). Протопланетные диски при небольшой массе (М ~ 0,01 -0,1 М^) несут основную долю момента системы. Например, у Солнечной системы 99,8% массы заключено в Солнце, но 98% момента — в ор­ битальном движении планет. Поэтому одной из основных проблем планетной космогонии был и остается вопрос о переносе момента ее центральной конденсации — будущей звезды — к наружным частям диска — будущим планетам. Этот механизм должен быть достаточ-

Глава 11. Околозвездное вещество

226

Таблица 11.5. Удельный момент импульса галактических объектов Объект

J/M, см 2 с"'

Протозвездное вещество (молекулярное облако) Двойная звезда с периодом Ш4 лет Двойная звезда с периодом I сут Звезда типа Т Tau (начало медленного сжатия) Современное Солнце Юпитер — орбитальный момент

10" 10 2 ' 10' 8

10" 10' 5 1020

но эффективным, поскольку время эволюции диска не превышает нескольких миллионов лет. Давно стало очевидным, что обычная молекулярная вязкость не в состоянии за такое время перераспределить момент в диске. Значительно более эффективен перенос момента за счет турбулент­ ной вязкости, связанной с конвекцией в диске. А после образования зародышей планет-гигантов большую роль играет их приливное вза­ имодействие с диском. Оно возбуждает в диске волны плотности, переносящие момент наружу (Лин и Папалойзо 1993). Для торможения вращения звезды важен период ее высокой магнитной и хромосферной активности, когда молодая звезда интенсивно теряет вещество, унося­ щее большой удельный момент (Тот и Прингл 1992). В целом проблема перераспределения момента между звездой и протопланетным диском близится к решению.

12.1. Группировки молодых звезд 12.1.1. Ассоциации. В 1920-е гг. было описано несколько груп­ пировок О- и В-звезд, в каждой из которых звезды имеют близкие пространственные скорости, хотя при этом на небе могут отстоять друг от друга на несколько градусов. В отличие от звездных скоплений эти группировки не демонстрируют заметной концентрации звезд к центру и не выделяются в звездном поле «на глаз», однако генетиче­ ская связь между их членами несомненна. Эти разреженные звездные коллективы, содержащие от нескольких десятков до нескольких сотен голубых звезд, обычно распределенных в области диаметром 15—300 пк, были названы ОВ-ассоциациями (некоторые приведены в табл. 12.1). Например, в одну из ближайших ассоциаций Ori OBI входят звезды 0,/?,7,<5 и € Ori, а также Трапеция Ориона (см.: Сурдин и Ламзин 1992, Гармани и Стенцел 1992). Возраст звездных ассоциаций некоторое время был предметом дис­ куссий. Заметим, что до конца 1950-х гг. не существовало законченной теории звездной эволюции, поэтому вытекавший из соображений ядер­ ного синтеза аргумент о молодости О- и В-звезд не всем исследователям казался убедительным. Именно поэтому оказались важны независи­ мые аргументы Амбарцумяна, исследовавшего в 1940-е гг. динамику ассоциаций и доказавшего гравитационную несвязанность некоторых 7

из них. Малое время свободного разлета (~ 10 лет) указывало на молодость ассоциаций.

228

Глава 12. Молодые звездные агрегаты

В конце 1940-х гг. уже было совершенно очевидно, что массивные О- и В-звезды, а также маломассивные звезды с эмиссионными линиями (типа Т Tau) совершенно не случайно располагаются вблизи или внутри туманностей: было доказано, что их пространственная плотность вблизи туманностей в десятки раз выше, чем вдали от них. Однако все еще оставалось неясным, является ли соседство с межзвездными облаками признаком молодости звезд и доказательством их формирования из вещества туманности, или это эффект омоложения старых звезд, случайно проходящих сквозь облако и аккрецирующих его плотный газ. Теория аккреции была развита Хойлом именно для объяснения «омоложения» звезд, проходящих сквозь холодные облака (Струве 1954, с. 125-127). Вообще в те годы — в период рождения радиоастрономии и открытия с ее помощью солнечного ветра и межзвездного вещества, придавалось большое значение обмену массой между звездой и окру­ жающим ее пространством. Популярной была теория эволюции звезд вдоль главной последовательности: вниз — по причине звездного ветра, и вверх — в результате аккреции. Лишь к концу 1950-х гг. использование первых ЭВМ позволило рассчитать эволюцию неодно­ родных моделей звезд и понять, что движение звезды по ГР-диаграмме в основном связано с ее внутренними процессами. Это существенно уменьшило интерес к теории «омоложения» звезд. К тому же, в пре­ делах звездных ассоциаций были найдены многочисленные, как тогда полагали, «протозвезды» — темные глобулы Бока и эмиссионные объ­ екты Хербига—Аро. Все это утвердило взгляд на ассоциации как на крайне молодые звездные агрегаты и позволило сделать вывод о проис­ ходящем в Галактике групповом звездообразовании (см.: Ефремов 1980, Холопов 1982, Бербидж и Бербидж 1962, с. 119-125). Также в 1920-е гг. были обнаружены группировки неправильных переменных типа Т Tau; позже их назвали Т-ассоциациями (некоторые приведены в табл. 12.2). Как известно, переменность типа Т Tau присуща молодым маломассивным звездам, не достигшим еще ГП, т.е. находящимся на стадии гравитационного сжатия. Иногда в особый класс выделяют также R-ассоциации (Шор 1989). Это группировки молодых звезд, обычно рыхлые ассоциации, но бы­ вают и плотные рассеянные скопления, соседствующие с пылевыми отражательными туманностями (R от «reflection»). Такое соседство объясняется отсутствием в R-ассоциациях горячих О-звезд, способных создать большую зону Н 11 и разрушить пыль. Обычно эти ассоци­ ации состоят их звезд В0-А2, но иногда содержат красные гиганты и сверхгиганты. Их возраст обычно больше, чем у ОВ-ассоциаций.

12.1. Группировки молодых звезд

229

Таблица 12.1. ОВ-ассоциации В скобках указан спектральный класс наиболее массивной звезды скопления или ассоциации. Знак вопроса указывает на сомнения в генетической связи данного скопления с ассоциацией. Сокращения: тум. — диффузная туманность; Ас. — ассоциация; N — число ярких звезд, отнесенных к ассоциации

Название Сер ОВ4 Cas OB4 Cas OB7 CasOB8 Per OBI CasOB6 Per OB3 Per OB2 Aur OB2 Aur OBI Gem OBI On OBI Mon OBI Mon OB2 CMaOBl Pup OBI

Координаты центра a (2000.0) <5 b / 0h02m 118,2" 0 28 120,3 0 53 123,1 1 46 129,5 2 15 134,0 2 43 135,9 3 28 147,0 3 42 159,2 5 28 173,0 5 22 173,1 6 10 189,1 5 31 206,0 6 33 203,0 6 37 207,0 7 07 224,0 7 55 244,0

+67,6° +5,2° +62,7 -0,1 +64,0 + 1,1 +61,3 -0,9 +57,3 -3,8 +61,4 + 1,4 +49,9 -5,5 +33,4 -17,1 +34,9 +0,1 +33,9 -1,6 +21,6 + 1,1 -2,7 -19,0 +8,8 0,0 +4,8 -1,0 -10,5 -1,3 -27,1 +0,5

Расстоя­ ние от Солнца (кпк)

Диаметр: угловой, линейный

0,69

4°хЗ,5° 48x42 5,5° х 3° 260 х 140 3° 95 3°х2° 100 х 70 8°х6° 320 х 240 6° 250 — 8°х5° 56x35 60х5° 140 х 120 5° 130 16" 130 14° х 5° 135 х 48 6°х40 160 х ПО 4° 92 40хЗо 180 х 130

2,75 1,8 1,9 2,29 2,40 0,17 0,40 3,16 1,32 1,51 0,46 0,55 1,51 1,32 2,51

(ПК)

Скопления/звезды (NGC) N Ас.(07) 44 103? 146? King 14? (все ВЗ) 29 King 16? Berkeley 62? Ас.(Об) 40 581, 654, 659, 663 Ас.(07.5) 43 869, 884 lh х Рег](В0) Ас.(05.5) 65 1С 1805 (8 О-звезд) 25 /a, A Per /С,о,х Per 4 1893, 1С 410 8 1912, 60; 1931? 10 2175? 17 Трапеция/в, ß Ori 7, Ä, е On 15 2264 / S Mon 1 2244/Зв. Пласкетта 17 2335, 53; 2343? 7 2467? 7

230

Глава 12. Молодые звездные агрегаты

Продолжение табл. 12.1.

Название Vel OBI Car OBI Car OB2 Cen OBI Sco-Cen Ага ОВ1 ScoOBl Sco OB2 SgrOBI Sgr OB4 SerOBI Ser OB2 Vul OBI Cyg OB3 Cyg OBI Cyg OB9 Cyg OB2 Cyg OB7 Сер ОВ2

Координаты центра a (2000,0)6 I b 8 50 265,0 10 47 287,5 11 06 290,1 13 05 304,5 16 348,2 16 40 338,0 16 54 343,3 16 15 350,1 18 08 9,0 18 14 11,8 18 21 16,5 18 19 18,6 19 44 60,3 20 05 72,6 20 18 75,5 20 23 78,0 20 32 80,1 21 03 90.0 21 48 102,5

-45,0 -0,7 -59,1 0,0 -59,9 +0,3 -62,1 +0,8 -25 +20,9 -46,8 0,0 -42,0 + 1,2 -25,9 + 17,8 -21,5 -0,6 -19,1 -0,8 -14,6 0,0 -12,0 + 1,7 +24,2 +0,2 +35,8 +2,3 +37,6 + 1,1 +39,9 + 1,5 +41,3 + 1,0 +49.7 +2.1 +61.1 +5,7

Расстоя­ ние от Солнца (кпк)

Диаметр: угловой, линейный

1,40

6°х4° 150 х 100 2° х 1° 90x48 6°хЗ° 190 х 90 6° 260 Солнце внутри? 4,5° хЗ° 110x70 1,5° х 1° 53 х 37 9,5° х4° 260 х ПО 5°хЗ° 190 х ПО 8° 280 3,5° х 1,5° 150 х 70 3,5° х 1,5° 110 х 45 4° х 3,5° 88 х 77 2,5° х 1,5° 45 х 26 0,7° 20 11° 150 10° 170

2,51 2,0 2,51 0,16 1,38 1,91 0,16 1,58 2,4 2,19 2,0 2,5 1,74 1,26 1,0 1,70 0,83 0,95

Скопления/звезды (NGC) N

(ПК)

2659? 16 3293; 1С 2581? 21 3572, Тг 18 14 4755 / х С ш 21 1С2602?/аСаг, а СМа, a Eri 6169, 93 / ц Nor 6231 /С

Sco 28 / а , /3 і , 6 Sco 3 6514,30-1 //* Sgr 17 6603 7 6611 18 6604? 15 6823(07), 6830(В6)? 6820-яркая тум. 12 6871(06.5); Ас.(04) /CygX-1 30 6913(09.5), ІС4996(В0)? Berkeley 86?, Ас.(05) 68 6910 24 Ас. (03) 15 7039(В5)? ІС5146(В1)? Cocoon Nebula/a Cyg 9 Tr 37 (06.5V); 7160 (Bl) IC1396/|i,i/,ACep 17

12.1. Группировки молодых звезд

231

Окончание табл. 12.1.

Название Сер ОВ1 LacOBl Сер ОВЗ Cas OB2 Cas OB5

Координаты центра а (2000,0)« / Ь 22 25 103,0 22 43 99,9 23 02 111,0 23 16 111,7 23 59 116,5

Расстоя­ ние от Солнца (кпк)

Диаметр: угловой, линейный

2,75

11° х 4° 530 х 190 16° 140 3,5° х 1,5° 44 х 19 6°х4° 230 х 150 4°хЗ° 140 х 100

+55,2 -1,9 +44,1 -12,9 +63,3 +3,0 +61,1 +0,3 +60,4 -1,8

(ПК)

0,5 0,72 2,19 2,0

Скопления/звезды (NGC) N 7380? /ß Сер Две ассоциации? 28 Ас. (09.5) 29 Ас. (07) 29 7510 (09) 7788 (В1)?/р Cas 15

При детальном изучении ОВ-ассоциаций в них всегда удается обнаружить звезды типа Т Tau (Холопов 1981, с. 411; Элмегрин и Лада 1977), однако нередко встречаются Т-ассоциации без О- и В-звезд. Возможно, объяснение этому факту нужно искать в рамках теории гравитационной неустойчивости. Из формул (1.1) и (4.14) получаем зависимость характерного времени сжатия от массы протозвезды:

=

М,

(

tiG\3/2

'" тя*Ы)

<|2|)

Значение % увеличивается с ростом М\. Значит, быстрее выде­ ляются из МЗС гравитационно неустойчивые конденсации меньшей массы. Следовательно, маломассивные объекты типа Т Tau должны ро­ ждаться раньше, а массивные звезды — позже. Разумеется, дальнейшая эволюция массивных звезд происходит быстрее: у них раньше заканчи­ вается стадия гравитационного сжатия и они первыми достигают ГП, становясь ОВ-звездами. Поэтому в ОВ-ассоциациях вполне могут при­ сутствовать маломассивные звезды на стадии гравитационного сжатия (типа Т Tau). Наши рассуждения подтверждаются наблюдениями: в некоторых Т-ассоциациях, лишенных ОВ-звезд, открыты компактные области НИ, а также источники ИК излучения, связанные с рождающими­ ся массивными звездами. К тому же, как показывают наблюдения ОВ-ассоциаций, после своего рождения массивные звезды разогревают газ и формирование каких-либо звезд в этой области вообще прекра-

Глава 12. Молодые звездные агрегаты

232 Таблица 12.2. Т-ассоциации Название РегТ2 Tau ТІ TauT2 ТаиТЗ AurT] Ori ТІ ОгіТ2 ОгіТЗ ОгіТ4 ОгіТ8 МопТ4 МопТ2 МопТІ ScoTt SgrT2 SerT! CygTl CepT2 CygT3

Координаты, 1 b 161° 169° 179° 174° 172° 193° 209° 206° 197° 205° 202° 206° 203° 354° 6° 17° 85° 100° 94°

-18° -16° -20° -15° -7° -12° -20° -16° -10° -15° 0° -2° +2° + 18° -1° + 1° 0° +4° -6°

Расст., ПК

380 200 170 170 170 400 400 400 400 400 800 1660 800 210 1300 2300 600 480 1000

Диаметр, о

ПК

0,4 3 6 5 9 4 4 4 3 2 1 0,5 3 9 1 0,2 1 3 0,2

2,7 И 18 15 27 30 30 30 21 15 14 14 42 33 23 8 10 25 3

N

Скопления /звезды

16 15 12 49 15 49 450 102 28 45 16 16 198 33 85 61 21 125 38

1С 348 / / RY Tau /TTau / UZ Tau / RW Aur / C O Ori /TOri 2024 /er, С Ori / FU Ori 2068, 2071 / 2169, 2245 / 2244/ 2264 / S Mon / aSco, pOph 6530, M8 / 6611/ 1С 5070 / 1С 1396/ 1С 5146/

щается (однако в соседних областях по этой же причине оно может стимулироваться). В. А. Амбарцумян (1953) отметил, что распределение звезд в круп­ ных ассоциациях неоднородно: в них обычно существует несколько областей концентрации, или «ядер». Это рассеянные скопления, систе­ мы типа Трапеции, звездные цепочки. Их присутствие указывает на на­ личие нескольких центров звездообразования, часть из которых уже распалась (звезды поля ассоциации), а часть еще входит в тесные звезд­ ные группы, которые, возможно, распадутся в дальнейшем. Многие ас­ социации заметно вытянуты. В некоторых случаях (например, Сер ОВ1) нет уверенности, что перед нами одна, а не две соседние ассоциации. Вполне гравитационно связанные молодые рассеянные скопления также часто связаны с ассоциациями. Например, скопления h и х Р е г служат центром ассоциации Per OBI. Скопление NGC 2024 связано с ассоциацией Ori ТЗ. А скопление NGC 2264 одновременно связывают как с ОВ-ассоциацией Mon OB1, так и с Т-ассоциацией Mon T1. Важным наблюдательным фактом стало обнаружение Шарплессом (1954) очень тесных кратных систем О- и ранних В-звезд в ассоци-

12.1. Группировки молодых звезд

233

ациях. Обычно их угловой размер составляет ~ 10" и соответствует линейному ~ 0,1 пк, но ярчайшие члены системы часто разделены не более, чем 1-2", т.е. ~ 0,01 пк. При этом Шарплесс отметил, что многие О-звезды, наблюдаемые как одиночные, в принципе, могут быть тесными системами О-звезд: составной спектр этого типа очень трудно отличить от спектра одиночной звезды. Сорок лет спустя обна­ ружился замечательный пример такой системы — объект R136a в БМО, который удалось разрешить на отдельные О-звезды только с помощью Космического телескопа «Хаббл». Шарплесс отметил также, что вокруг плотной кратной системы обычно наблюдается «облачко» не столь ярких звезд, возможно, потерянных системой. Именно эти компактные системы Амбарцумян считал центрами звездообразования в ассоциациях, предполагая, что каждая группа звезд «...возникает из тела сравнительно малого объема, с поперечными раз­ мерами, во всяком случае, меньшими 0,1 парсек. Эти предполагаемые, но еще не отождествленные с каким-либо классом известных объектов тела и были названы нами протозвездами» (Амбарцумян 1953, с. 99). Сейчас под этим термином подразумевается предок отдельной звезды. В том смысле, который вкладывал в него Амбарцумян, мы используем слово протоскопление. Нередко звездное скопление находится в центре ассоциации, а она сама представляет как бы корону скопления, звезды в которой слабо связаны гравитацией как со скоплением, так и друг с другом. У неко­ торых ОВ-ассоциаций по собственным движениям звезд обнаружены признаки расширения со скоростью 7—10 км/с (Блаау 1956; Маркарян 1953). При этом характерное время расширения составляет 2—5 млн лет. Известны также убегающие ОВ-звезды (runaway stars), находя­ щиеся за пределом ассоциации, но имеющие к ней прямое отношение: их собственное движение указывает, что они покинули ассоциацию несколько миллионов лет назад и удаляются от нее значительно бы­ стрее, чем расширяется сама ассоциация. Например, звезды АЕ Aur (09.5 V) и (і Col (B0V) разлетаются из области Трапеции Ориона со скоростью 130 км/с. ОВ-ассоциации уверенно выделяются и в дисках соседних галак­ тик М31, М 33, БМО, ММО, NGC6822, причем их средний диаметр (80 пк) заметно меньше, чем у ассоциаций, выделенных «на глаз» в Галактике (130 пк). Причина главным образом в том, что расстоя­ ния до звезд высокой светимости в Галактике определяются неточно, поэтому все ассоциации в проекции на галактическую плоскость име­ ют вытянутую вдоль направления на Солнце форму. Вторая причина в сложной структуре ассоциаций: часто они представляют полицентри-

234

Глава 12. Молодые звездные агрегаты

ческие группировки, которые легко разделяются на моноцентрические подгруппы при наблюдении внешних галактик, но сливаются в проек­ ции при изучении Млечного Пути. Тесные группы ассоциаций разме­ ром 150—200 пк называют агрегатами. Попытки выделить однородные ассоциации ОВ-звезд в нашей Галактике с помощью объективного метода кластерного анализа (Мельник и Ефремов 1995) выявили, что их средний диаметр около 40 пк. При этом некоторые ассоциации из табл. 12.1 распались на 2-3 подгруппы звезд. Важно отметить, что в выделенные таким методом «компактные» ассоциации вошло только 30% известных звезд высокой светимости. Полная масса звезд в типичной ОВ-ассоциации весьма услов­ но оценивается в М а с ~ 10 М®. Полное число ассоциаций в га­ лактическом диске iVac ~ 3000. Считая характерное время жиз­ ни ассоциаций tac ~ 10 лет, получаем частоту их формирования vac — Nac/tac ~ 3 х 10~4 лет - 1 и поток звезд, проходящий через ассо­ циации в поле Галактики SFR ac = Л/ ас 1/ ас « ЗМ®/год. Эта величина близка к полной скорости звездообразования в Галактике (SFR ~ 3— 5М©/год), что говорит о важности ассоциаций как этапа в процессе формирования звезд. Вероятно, значительная, если не большая часть новорожденных звезд проводит первые 107 лет своей жизни в составе ассоциаций. 12.1.2. Скопления. Звездные скопления делят на шаровые и рас­ сеянные. До последнего времени такое деление казалось вполне одно­ значным по массе (массивные\/легкие), по возрасту (старыеУмолодые), по пространственному положению (гало V диск), по химическому составу (бедные V богатые металлами). Но сейчас найдены приме­ ры промежуточных скоплений, которые нельзя однозначно отнести к шаровым или рассеянным. Однако традиционное деление пока сохраняется. Около 500 рассеянных скоплений изучено детально (Линга 1987). Полное их количество в Галактике iVCK ~ 10 . Возраст изученных скоплений заключен в интервале 10—10 лет, но преобладают моло­ дые: среди изученных скоплений всего около 50 имеют возраст более 1 млрд лет. Массы рассеянных скоплений измерены лишь в единичных случаях, можно весьма условно считать, что они лежат в интерва­ ле 10 - 1 0 М®, а средняя масса близка к М ск « Ю 3 М 0 (Данилов, Селезнев 1994). Самые молодые рассеянные скопления (10 6 -10 7 лет) еще погруже­ ны в родительское газовое облако (embedded clusters). В основном они сосредоточены в спиральных рукавах Галактики. Скопления с возрас-

12.1. Группировки молодых звезд

235

том более 3 x 1 0 лет практически уже не связаны с газом. А наиболее старые рассеянные скопления с возрастом (8—12)х10 лет по массе и химическому составу приближаются к шаровым и населяют внеш­ нюю часть толстого диска Галактики (Rgas > 8 кпк; Z > 0,5-1 кпк), практически лишенную газовых облаков. Этот факт имеет простое объ­ яснение: пролет вблизи или сквозь массивное газовое облако оказывает на скопление разрушающее влияние (приливный удар, см. § 10.3.2). По­ этому среди старых скоплений сохранились только самые массивные, да и то лишь в областях диска, не слишком плотно населенных ГМО. После того как молодое звездное скопление рассталось с остатка­ ми родительского газа и пришло в квазистационарное состояние, оно медленно теряет звезды под действием внутренней релаксации и при­ ливных ударов ГМО. Среднее время жизни рассеянного скопления в диске Галактики tCK Й 3 х 108 лет. Следовательно, средняя частота формирования скоплений иск — NCK/tCK Й З Х 10~4 лет - 1 , а поток звезд, проходящих через них в поле, SFRCK = М ск і/ ск и 0,ЗМ е /год. Как видим, сравнительно небольшая доля (~ 10%) новорожденных звезд надолго задерживается в гравитационно связанных скоплениях, прежде чем попасть в поле. В то же время, взаимная близость значе­ ний vCK и иас, несомненно, указывает на общие генетические корни рассеянных скоплений и ассоциаций. В каталоги сейчас занесено около 150 шаровых скоплений (Харрис 1994, Дьорговски 1993); всего же их в Галактике, по-видимому, не бо­ лее 180 (Сурдин 1996b). Таким образом, система шаровых скоплений изучена с уникальной полнотой — практически полностью. Массы большинства шаровых скоплений лежат в диапазоне 10 4 -2 х 10 М@, хотя есть несколько скоплений, массы которых оцениваются в 10 М©. Возраст шаровых скоплений близок к хаббловскому возрасту Вселен­ ной (15—18 млрд лет). Их бедный химический состав и вытянутые орбиты указывают на то, что эпоха формирования шаровых скоплений предшествовала эпохе формирования Галактики или совпадала с ней (Мейлан и Хегги 1997). До наших дней сохранились только самые устойчивые скопле­ ния — плотные и массивные. Но есть основания считать, что в эпоху формирования Галактики шаровых скоплений было значительно боль­ ше и заметная доля звезд гало первоначально входила в их состав. Сейчас эти скопления разрушаются медленно: 3-5 скоплений за 1 млрд лет, и это дает приток звезд поля ~ 1О~3М0/год (Сурдин 1995). Средние характеристики звезд поля галактического гало практиче­ ски совпадают с параметрами звезд шаровых скоплений, но диапазон

236

Глава 12. Молодые звездные агрегаты

характеристик звезд поля несколько шире. В частности, некоторые из них значительно беднее металлами, чем самые бедные звезды шаро­ вых скоплений. В связи с происхождением звезд шаровых скоплений и звезд гало (которых в сотни раз больше, чем звезд скоплений) обсуждаются такие проблемы: • Входили ли некогда все звезды гало в состав скоплений? • Сформировались ли все шаровые скопления в одно время? • Было это до или в процессе формирования гало Галактики? • Каковы источники тяжелых элементов у звезд шаровых скоплений и гало? От решения этих проблем зависит наше представление о происхожде­ нии Галактики и ее ранней эволюции. 12.1.3. Комплексы. Если летней ночью внимательно посмотреть на Млечный Путь, то легко заметить, что он распадается на от­ дельные «звездные облака». Насколько они реальны и какую ступень в эволюции дозвездного вещества они отражают? Еше в начале нынешнего столетия было выяснено, что видимая структура Млечного Пути в основном обусловлена распределением вблизи Солнца облаков межзвездной пыли (Калантадзе 1991). Теперь мы называем их «молекулярными облаками». Близкие облака выглядят как темные провалы на фоне Млечного Пути — знаменитые гершелевы «дыры в небесах». А в промежутках между темными облаками галактический фон значительно богаче звездами. Эти промежутки мы и воспринимаем как «звездные облака». Так объясняется структура Млечного Пути в большинстве случаев, но, как выясняется, не всегда. Известны реальные «звездные облака», в которых молодые звезды имеют явную генетическую связь друг с другом. Например, на рас­ стоянии 1,5 кпк от Солнца в направлении Стрельца есть компактное звездное облако углового размера Г х 2°. Его линейный размер около 50 пк. Внутри него находится значительно меньшее и более плотное звездное скопление Маркарян 38. Звезды в «облаке» и в скоплении имеют одинаковый возраст около 12 млн лет. Нет сомнения, что все они родились в одном эпизоде звездообразования. Известны и другие обширные группировки молодых звезд, иногда гораздо большего размера, вплоть до 1 кпк. Чем же они отличаются от рассеянных звездных скоплений и ассоциаций? У ассоциаций и скоплений есть одна общая черта: это унитарные группировки звезд, образовавшиеся в едином акте из переставшего существовать молекулярного облака. Но, оказалось, что встречаются

12.1. Группировки молодых звезд

237

Таблица 12.3. Иерархия звездных группировок (по Ю. Н. Ефремову) Уро­ вень

Название

Масса,

Диаметр,

м0

ПК

102-104

Ассоциация Рассеянное скопление Шаровое скопление

1

Агрегат

10 4 -10 6

2

Сверхассоциация Комплекс

10 -10

3

Регион

10 5 -10 7

0

2

ю -ю

4

4

6

10 -10

Возраст, лет 10"-] О7

80 4 30

ю6-ю10

250

10 6 -10 7

~Ю10

ю6-ю7 s

7

600

10 7 -10 8

1500

10 7 -10 8

и полицентрические группировки звезд, сформировавшиеся из груп­ пы взаимосвязанных облаков, — это звездные агрегаты и комплексы (Ефремов 1989). По существу, это те же «звездные облака», но выделен­ ные не на глаз, а строгими методами. Очень полезными для этой цели оказались цефеиды. Их возраст и расстояние от Солнца определяется весьма надежно, поэтому они стали удобными реперами для выделения молодых полицентрических звездных группировок. Приведем примеры. Название агрегат предлагается закрепить за большими полицентрическими ассоциациями, такими как Ori OBI с диаметром около 150 пк. Эта ассоциация включает в себя сверхплот­ ное крайне молодое скопление вокруг Трапеции Ориона, окруженное обширной короной из вспыхивающих звезд и переменных типа Т Tau. По соседству с ним в недрах плотного молекулярного облака скрывают­ ся еще два скопления формирующихся звезд. Далее к северу группа мо­ лодых горячих звезд в Поясе Ориона, более разреженная фуппировка в голове Ориона и еще несколько очагов текущего звездообразования. В целом этот афегат кинематически неоднороден: ассоциация в го­ лове Ориона, по-видимому, расширяется, а более молодое скопление Трапеции вместе с окружающим газом вращается и сжимается. Итак, афегат — это фуппа молодых скоплений и ассоциаций. Звездный комплекс — значительно более сложная и крупная система. Параметры некоторых комплексов представлены в табл. 12.4. Рассмо­ трим, например, известное двойное скопление hu х Р е г : оно окружено протяженным гало из сверхгигантов, а по соседству с ним еще три скоп­ ления победнее и несколько цефеид. Возраст последних около 50 млн лет, т.е. почти на порядок больше, чем у самого двойного скопления. Но измерения расстояний и лучевых скоростей свидетельствуют о том,

238

Глава 12. Молодые звездные агрегаты

Таблица 12.4. Звездные комплексы Название

Местная система (Пояс Гулда)

h их Persei

Агрегат I II III

Трапеция

IV

группа Плеяд: 14— Ібскоплений

I

436,457,581,637 654, 659, 663, T r i 869,884,957, BalO, Cz8, K 4 1С 1805, 1848

II III

Тарантул

Состав комплекса: скопления ассоциации

Параметры комплекса

Огі ОВ1 Per OB2 Sco OB2 (Sco-Cen)

Диаметр: 750-1000 пк Масса (М©): звезд — 5х10 5 HI — і х 106 Н 2 — 4 х 105

Cas OB8

Диаметр: 600 пк

Per OB2 CasOB6

Содержит 3 ассоциации и 5 агрегатов, в составе которых 16 скоплений (2070, 2100,..) и ассоциаций (2042, L H 96,..) Является частью региона, состоящего из комплексов 30 Dor E и 30 Dor W

Масса ( М 0 ) : Н 2 — 5 х 105 Диаметр: 1,2 кпк Масса ( М 0 ) : звезд ~ 106 Н И ~ 106 H I — 2х10 7 Н 2 — 6х10 7

что все эти объекты входят в единую фуппировку диаметром около 300 пк. Непосредственно к северу находится ассоциация Cas OB6, включающая гигантское молекулярное облако и несколько очагов те­ кущего звездообразования, каких нет в фуппе h и % Р ег - Возможно, что с этими двумя фуппировками связаны лежащая несколько поодаль компактная группа из 8 скоплений и находящаяся тут же ассоциация Cas OB8. В этом случае диаметр всего комплекса около 600 пк. К типичным звездным комплексам можно отнести и Местную систему, ярчайшие звезды которой образуют Пояс Гулда, наклоненный на 18° к галактическому экватору. Большинство О- и В-звезд в радиусе до 400 пк от Солнца входит в Местную фуппу. К ней относится и агрегат Ориона, и второй афегат с размерами около 200 пк (ассоци­ ация Скорпиона—Кентавра), а также несколько бедных, сравнительно молодых скоплений (в том числе Плеяды) и десяток сверхгигантов, включая несколько цефеид. Все члены Местной фуппы имеют общее движение в пространстве. Есть признаки вращения и расширения си­ стемы. Масса звезд в ней оценивается в 5 х 10 5 М г , а межзвездного

12.1. Группировки молодых звезд

239

газа — более 10 М©. Возраст Местной системы около 50 млн лет, т.е. близкий к возрасту комплекса в Персее. Итак, в комплексах размером 500—600 пк обычно находится не­ сколько рассеянных скоплений, ассоциаций и множество одиночных молодых звезд. Но кроме звезд там присутствуют и многочисленные молекулярные облака, погруженные в общую оболочку из нейтраль­ ного газа. Как показали Ю.Н.Ефремов и Б.Элмегрин, массы таких звездно-газовых комплексов приближаются к 10 М&. Эти гигантские комплексы являются фундаментальными ячейками звездообразования в нашей и соседних галактиках. Предпринятое Элмегрином и др. (1994) измерение диаметров звездных комплексов (Dcom) по фотографиям 221 галактики из атласа Сэндиджа и Бедке (1988) показало, что значения Dcom заключены в диапазоне от 100 пк до 2 кпк. При этом наблюдается любопыт­ ная зависимость между размером крупнейшего комплекса в каждой галактике (.О^т) и абсолютной величиной самой галактики (Мв): 1ёРстоат(пк) = 0,18-0,14М в ,

(12.2)

т.е. размер крупнейшего комплекса возрастает с ростом светимости галактики. При этом D™m не зависит от морфологического типа га­ лактики и от наличия или отсутствия у нее спирального узора или бара. Аналогичная зависимость существует и для размера крупнейшей в га­ лактике Н Н-области (Кенникат 1988): lgP^oc-0,13M B .

(12.3)

Это не удивительно, поскольку комплексы и Н И-области тесно связа­ ны друг с другом. Обычно крупная область Н II входит в состав ком­ плекса, отмечая район активного звездообразования. Поэтому диаметр Н Н-области, как правило, в 1,5-2 раза меньше диаметра комплекса. Однако не совсем понятно, чем обусловлена корреляция их размеров со светимостью галактики. Возможно, так проявляет себя эффект населенности: чем круп­ нее галактика, тем больше в ней комплексов и Н П-областей, тем вероятнее среди них встретить более крупный экземпляр. Во всяком случае для Н 11-областей это подтверждается их функцией светимости: в каждой из галактик она имеет вид dünn

г_2

/!Л/|Ч

ÖLHII

Известно также, что полная светимость в линиях Н И у галактик дан­ ного морфологического типа составляет фиксированную долю от све-

240

Глава 12. Молодые звездные агрегаты

тимости самой галактики (LG)- Отсюда легко показать, что светимость ярчайшей области Н II прямо пропорциональна светимости галактики: Lffti ос LQ.

(12.5)

А поскольку размер и светимость этих областей связаны между собой: „max „

D

/ r max 4 l/3

/ n
H\\ « ( ^ н и ) , О2-6) то очевидно, что из (12.5) и (12.6) следует (12.3). Однако для комплексов такой вывод делать преждевременно, по­ ка не изучено их распределение по светимости и размеру. Не ясно, объясняется ли зависимость (12.2) только эффектом населенности или каким-либо физическим механизмом, управляющим формирова­ нием облаков и рождающихся из них комплексов. Например, Элмегрин и др. (1994) рассмотрели гравитационную неустойчивость газового дис­ ка галактик и его распад на гигантские облака Н 1, способные стать предками комплексов. Для дисковых галактик различной массы они получили теоретическое предсказание диаметра Н 1-облака близкое к наблюдаемым величинам £>Сот. Но не исключены и другие теорети­ ческие подходы к объяснению зависимости (12.2).

12.2. Формирование звездных систем

12.2.1. Понятие о звездной системе. Звездная система — поня­ тие очень емкое: это любая группа звезд, как связанная, так и не свя­ занная гравитацией, насчитывающая от нескольких звезд до сотен миллиардов членов, содержащая помимо звезд и другое, например межзвездное вещество. Чем же объединена такая система? Прежде всего — общностью происхождения ее членов. Как и у любой открытой системы, у звездной системы трудно указать точные пространственные и временные границы. На практике не всегда легко бывает определить принадлежность данной звезды к конкретной системе и даже установить сам факт существования системы. Ощущается неполнота и в установившейся классификации звезд­ ных систем. Казалось бы, их последовательность выглядит довольно просто: двойные и кратные звезды, рассеянные и шаровые скопления, ассоциации, гачактики, скопления галактик и т.д. Но уже около века астрономам известны, так называемые движущиеся скомения, мест­ ные звездные потоки, кинематические звездные группы, звездные облак и прочие, о природе и даже о факте существования которых идут споры.

12.2. Формирование звездных систем

241

В последнее время менее четкими представляются границы между некоторыми типами систем: если шаровые скопления — это мас­ сивные и старые, а рассеянные — это легкие и молодые, то как называть молодые массивные скопления, по внешнему виду неотличи­ мые от шаровых? Или как называть очень далекие от центра Галактики шаровые скопления: межгалактическими скоплениями или карликовы­ ми галактиками? Предлагаются новые названия и для сложных систем, объединяющих генетически связанные звезды, скопления, ассоциации и межзвездную среду, — это звездные агрегаты, комплексы, регио­ ны. Но если в центре звездной ассоциации расположено рассеянное скопление, то что это — звездный агрегат или, как говорили раньше, скопление с короной! Эти и другие терминологические трудности указывают на то, что теория происхождения и эволюции звездных систем далеко не полна. Поэтому, не претендуя на полноту изложения и оставляя в стороне многие проблемы эволюции звездных систем, мы кратко обсудим почему и как возникли скопления звезд внутри галактик и как их характерные параметры зависят от состояния межзвездной среды. 12.2.2. Скучивание или фрагментация? В принципе, возмож­ ны два варианта образования скоплений: • объединение, окучивание одиночных звезд в систему; • деление, фрагментация единого гравитационно связанного объекта на звезды. 1) Иерархическое скучивание возможно в том случае, если спектр флуктуации плотности падает с ростом массы: бр/р ос М~", п > 0. Тогда первыми рождаются звезды и планеты, затем состоящая из них среда испытывает скучивание второго порядка (скопления звезд), затем следующего (галактики) и т.д. Одним из первых эту идею развил и долго поддерживал амери­ канский теоретик Дэвид Лэйзер (1954). Сейчас эта идея непопулярна по многим причинам: а) трудно объяснить формирование звездных скоплений и галактик только из звезд без большого количества газа, поскольку нужна среда, в которой диссипировала бы большая энергия связи этих систем; б) современное звездообразование показывает нам примеры фрагментации массивных облаков; в) в раннюю космологи­ ческую эпоху флуктуации плотности звездного масштаба массы были подавлены, а галактического масштаба — нет. Однако в редких случаях механизм скучивания все же работает: например, при неупругом приливном взаимодействии звезд или при их

І

242

Глава 12. Молодые звездные агрегаты

тройных сближениях могут формироваться двойные системы. Но круп­ ные скопления, вероятно, рождаются не так. 2) Последовательная фрагментация протоскопления возможна в случае гравитационной неустойчивости газового облака, если при сжатии оно достаточно быстро охлаждается. Предсказать возникающее при этом распределение фрагментов по массе пока не удается. Но на­ блюдения указывают на широкий диапазон масс конденсаций в МЗС — от 1 до ЮМ©, имеющих единый спектр масс с наклоном 7gas = -1,6 ± 0,1. Еще предстоит понять, как этот спектр в процессе звездо­ образования преобразуется в НФМ звезд (7star * -2,5) и звездных скоп­ лений (7ск ^ - 2 , определено из наблюдений очень неточно). Во всяком случае, используя полученную нами зависимость (6.12) между массами звездных агрегатов и их родительских облаков, мы находим без допол­ нительных предположений значение 7cK,theor = —1)4. Не ясно, указыва­ ет ли это на слабость теории или на неполноту наблюдательных данных. 12.2.3. Динамика звездно-газовых агрегатов. Мы уже упоми­ нали в §6.2 о различных группах молодых звезд в Орионе. Скопление Трапеция имеет очень высокую плотность и SFE ~ 50%, а ассоциация вокруг Л Ori имеет SFE ~ 0,3%. Судьба этой последней достаточно очевидна. Дисперсия лучевых скоростей ее звезд около 2 км/с, т.е. не превышает скорости ухода из небольшого молекулярного облака, в котором сформировались эти звезды. Но когда облако разрушит­ ся (а именно это сейчас происходит), протяженная и маломассивная ассоциация не сможет удержать свои звезды. В окрестности объекта Беклина—Нейгебауэра, в области диа­ метром 0,025 пк с помощью многоантенного радиотелескопа VLA обнаружено 80 газопылевых коконов. Потенциально каждый их них — будущая звезда. А вместе они составляют протоскопление, которое скоро должно освободиться от газа. Сейчас плотность звезд в нем ~ 10 пк , т.е. значительно выше, чем в рассеянных скоплениях (1-100 пк""3) и даже в ядрах шаровых скоплений (< 105 пк~ 3 ). Но вряд ли это скопление ожидает особая судьба. Скорее всего по­ сле освобождения от остатков газа оно станет обычным рассеянным скоплением или ассоциацией. Следовательно, его звездная плотность уменьшится более чем в 10 раз! Каким образом это может произойти? В целом динамика нестационарного звездно-газового агрегата, ко­ торым является протоскопление, достаточно сложна и не до конца изучена. Но некоторые простейшие варианты эволюции такого агрега­ та уже изучались аналитически и численно (Сурдин 1976, Хиллс 1980, Элмегрин 1983, Лада и др. 1984, Уилкинг и Лада 1985, Пинто 1987).

12.2. Формирование звездных систем

243

Судьба звездного агрегата, освободившегося от газа под действием звездного излучения, ветра и вспышек сверхновых, зависит от двух важнейших параметров: дисперсии звездных скоростей по отношению к исходной вириальной скорости звездно-газового агрегата ß и от эф­ фективности звездообразования т/ = Mstar/(Mstar + Mgas). При ß « 1 после потери газа звездное скопление будет расширяться. Если газ был рассеян быстро, за время короче динамического, то звездное скоп­ ление, расширившись и придя в равновесное состояние, будет иметь отношение финального радиуса к начальному ~ = г-^-г. (12.7) йіп 2т? - 1 При т) > 0,5 звездный агрегат может остаться гравитационно связан­ ным, т.е. стать звездным скоплением. При г\ < 0,5 он превращается в несвязанную расширяющуюся ассоциацию. Если же потеря газа про­ исходит медленно, то скопление расширяется, сохраняя вириальное равновесие, и формально не теряет гравитационной связанности: Run •Rin

1 ті

Однако при учете приливных сил, действующих на скопление со сто­ роны Галактики в целом и отдельных ГМО, значительное расширение скопления также приводит к его распаду. Поскольку наблюдения указывают на очень широкий диапазон значений эффективности звез­ дообразования (0,01 ^ г} < 0,85), разные агрегаты ожидает весьма различная судьба. Рассмотренные выше простейшие случаи описывают поведение однородных систем. Для протоскоплений, в которых звезды и газ распределены неоднородно, а звезды к тому же имеют широкое рас­ пределение по скоростям, ранняя эволюция протекает значительно сложнее. Практически при любом количестве и темпе потери газа часть звезд покидает скопление. Поэтому формирование скоплений должно сопровождаться рождением ассоциаций. В том, что это дей­ ствительно так, нас убеждает одинаковая частота рождения скоплений и ассоциаций в Галактике (6.3). Таким образом, в процессе звездообразования имеется два важ­ нейших момента: дихотомия «газ—звезды», отмечающая момент пре­ кращения формирования звезд в пределах облака, и дихотомия «скопление—ассоциация», отмечающая разделение звезд на связанное долгоживушее скопление и несвязанную ассоциацию. Оба явления

244

Глава 12. Молодые звездные агрегаты

происходят в процессе распада родительского облака. Первая дихо­ томия численно выражается эффективностью звездообразования (SFE), а вторую удобно выражать через эффективность формирования гра­ витационно связанных систем, или, говоря короче, эффективность формирования скоплений (CFE), указывающую долю массы новоро­ жденных звезд, заключенную в долгоживущих системах — скоп­ лениях. Как мы видели выше, величины SFE и CFE не являются совер­ шенно независимыми: рост SFE, вообще говоря, должен приводить к росту CFE. Но связь эта сложна и теоретически оценить значение CFE, как мы сделали это в §6.2 для SFE, пока невозможно. Можно лишь констатировать современное среднее значение величины CFE ~ 10%, не имея возможности оценить ее значение в иных условиях, например в галактиках других типов или в период формирования нашей Галактики. *** Я постарался ввести читателя в довольно широкий круг про­ блем звездообразования и поэтому вынужден был в некоторых случаях ограничиться весьма поверхностным изложением, находя оправдание в том, что эта книга скорее должна помочь в выборе направления самостоятельных занятий и исследований, чем ответить на все во­ просы. Рекомендую для дальнейшего изучения обзоры Аппенцеллера и др. (1980), Местела (1977), Реддиша (1978), а также «Протозвезды и планеты» (1982, 1985, 1993, 2000). Надеюсь, что после этого проблема формирования звезд и звездных систем перерастет у вас, уважаемый читатель, из простого интереса в истинную страсть.

Приложение

Аббревиатуры, встречающиеся в физике межзвездной среды и космогонии ГМО гигантское молекулярное облако (обычно с массой > 10 М©). ГП главная последовательность на ГР-диаграмме. ГР Герцшпрунга—Рассела (диаграмма). ДМП диффузные межзвездные полосы в спектрах поглощения звезд. Их известно около 50 в диапазоне 4430—8900 Ä и одна полоса с А 2200 Ä. ИК инфракрасное (излучение). МЗА молодой звездный агрегат; обычно это звездная ассоциация вме­ сте с генетически связанными с ней рассеянными скоплениями. МЗС межзвездная среда. НФМ начальная функция масс (звезд). ОВ-ассоциация рассеянная группа молодых звезд, связанных общим происхождением; выделяется на небе по видимой концентрации ОВ-звезд. ОВ-звезда массивная молодая звезда спектрального класса О или В. ПАУ полициклические ароматические углеводороды. УФ ультрафиолетовое (излучение).

246

Приложение

BN Becklin—Neugebauer (object); объект Беклина—Нейгебауэра, яркий И К источник с цветовой температурой 600 К, светимостью 10 Lq, и размером < 200 а. е., открытый в Туманности Ориона в 1966 г. CDC cold dark complex; клочковатые молекулярные облака с массами 1О3-1О4М0. CDC cold dark clouds; молекулярные облака с массами 10-10 М®. CNM cold neutral medium (HI A 21 см в поглощении). CSE circumstellar envelope; околозвездная оболочка: обычно встречает­ ся у формирующихся звезд до главной последовательности или у звезд-гигантов и сверхгигантов, покинувших ГП. CITS classical Т Tauri stars; маломассивные переменные звезды до ГП, выделяемые по сильной эмиссии в линии На; классическими считаются те, которые окружены околозвездным газо-пылевым диском; (см. WTTS, NTTS, PTTS). DEIS deeply embedded infrared source, ИК источник, глубоко внедрен­ ный в облако и ненаблюдаемый в других диапазонах. DIG diffuse ionized gas; то же, что DIM и WIM. DIM diffuse ionized medium (см. DIG). DWIM diffuse warm ionized medium; то же, что DIG, DIM и WIM. EGG evaporating gaseous globule; испаряющаяся газовая глобула. EGP extrasolar giant planet; планета-гигант за пределом Солнечной системы. Их называют также «экзопланетами» или «супер-юпите­ рами». FIR far-IR; дальний ИК диапазон (А > 5 мкм). FWHM full width at half maximum; полная ширина спектральной линии на уровне половины максимальной интенсивности. GEHR giant extra-galactic H II regions; гигантские внегалактические области НИ. Диаметр 0,1—1 кпк, масса ионизованного газа 10 — Ю7 Ме, содержат до I04 OB звезд. GMC giant molecular cloud; (= ГМО). Н I область нейтрального водорода. Н II область ионизованного водорода. HBML hydrogen-burning mass limit; минимальная масса звезды, способ­ ной «сжигать» водород ' Н в термоядерных реакциях (0,07-0,08М© для объектов солнечной металличности). Служит границей между нормальными звездами и коричневыми карликами. *ч

Приложение

247

НН Herbig—Наго object/nebula; объект (или туманность) Хербига— Аро; звездообразная плотная эмиссионная туманность, возбу­ жденная ударной волной от сверхзвукового потока, связанного с молодой звездой. HIM hot ionized medium: T > З х 10 К, рентгеновское излучение, линии высокоионизованных атомов. IMF initial mass function — начальная функция масс звезд (НФМ), выведенная из PDMF в предположении определенной модели звездной эволюции. IR infra-red (= И К). IRAS InfraRed Astronomical Satellite, американо-англо-датский спутник для наблюдений в И К диапазонах 12, 25, 60 и 100 мкм. Работал в 1983 г. IRS infrared source; И К источник. ду ISM interstellar medium/matter (= МЗС). IUE International Ultraviolet Explorer. Европейско-американский спут­ ник для наблюдений в УФ диапазоне 1150—3200 Ä. Работал в 1978-94 гг. KLF K-band (2,2 мкм) luminosity function — функция светимости звезд, выведенная из наблюдений в ближнем ИК-диапазоне; межзвезд­ ное поглощение в полосе К в 10 раз меньше, чем в полосе V (0,55 мкм). LTE local thermodynamic equilibrium; локальное термодинамическое равновесие (ЛТР). MM molecular medium; облака НгNIR near-lR; ближний ИК диапазон (1 < Л < 5 мкм). NPS North Polar Spur (= Radio Loop 1) — дугообразная структура, наблюдаемая в радиоконтинууме и возвышающаяся к северному галактическому полюсу от Млечного Пути в области галактической долготы / w 30°. Вероятно связана со взрывом близкой сверхновой. NTTS naked Т Tauri stars; «обнаженные» (т.е. лишенные пылевого кокона и диска) звезды типа Т Тельца; практически то же, что WTTS. PDMF present day mass function — наблюдаемая функция масс звезд, выведенная через соотношение «масса — светимость» из наблю­ даемой функции светимости звезд главной последовательности. PIG partially ionized globule; частично ионизованная глобула.

248

Приложение

PMS pre-main sequence (star/population); молодая звезда или звездное население, еще не достигшее ГП. proplyd proto-planetary disk; околозвездный газо-пылевой диск. PTTS post-T Tauri stars; молодые звезды, недавно завершившие стадию Т Тельца. ROSAT Roentgen Satellite, германо-англо-американский рентгеновский спутник. SFR star forming region; область звездообразования. ТЕ thermochemical equilibrium; состояние равновесия по содержанию в среде различных химических элементов, молекул. UCHH ultra compact H II region; очень компактная область Н II. Размер ^ 0,03 пк, плотность ^ 105 см" ; обычно содержит звезду ГП спектрального типа 05-В1 с возрастом 105 —10 лет. UXor «юксор», звезда типа UX Ori (а также RY Lup, RY Tau, СО Ori, BF Ori и др.). Это звезды до ГП типа Т Tau или Ае/Ве Хербига, демонстрирующие апериодические понижения блеска затменного происхождения, которые связывают с покрытиями звезд плотными облаками околозвездного вещества. VSFR violent star formation region; область бурного звездообразования, обычно размером в несколько сотен парсеков, содержащая тысячи молодых массивных звезд. WIM warm ionized medium: ne ~ 0,1 с м - 3 , Г ~ 104 К (см. DIG). WNM warm neutral medium (H I A 21 см в излучении). WTTS weak-lined T Tauri stars; звезды типа T Tau со слабыми эмис­ сионными линиями (эквивалентная ширина Н в менее 10 Ä), в отличие от CTTS. YSO young stellar object; общее название для протозвезд и молодых звезд до ГП (например, звезды типа Т Tau). ZAMS zero-age main sequence; (= НГП, начальная ГП), главная после­ довательность звезд «нулевого» возраста.

Список литературы АЖ ПАЖ АА AJ ApJ MN PASP

Астрономический журнал Письма в Астрономический Журнал Astronomy and Astrophysics Astronomical Journal Astrophysical Journal Monthly Notices of Royal Astronomical Society Publications of the Astronomical Society of the Pacific

Альвен, 1942: Alfven H. Remarcs on the rotation of a magnetized sphere with application to solar rotation / / Ark. Mat. Astron. Fys., Ser. A, v. 28, № 6. Амбарцумян U.A., 1953: О протозвездах / / ДАН Арм. С;СР, т. 16, с.97-102. Амбариумян В. А., Искударян С. Г., Шахбазян Р. К., С^акян К. A., J963: Сверх­ ассоциации в отдаленных галактиках / / Сообщ. Бк>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