Postępy Astronomii nr 2/1972

P O S T Ę P Y

A S T R O N O M I I

C Z A S O P I S M O

P O Ś W I Ę C O N E U P O W S Z E C H N I A N I U

W I E D Z Y A S T R O N O M I C Z N E J

PTA

TOM XX — ZESZYT 2

1 9 7 2

WAR S Z AWA • K W I E C I E Ń — C Z E R W I E C 1972

P O L S K I E T O W A R Z Y S T W O A S T R O N O M I C Z N E

POSTĘPY

ASTRONOMII

K W A R T A L N I K

TOM XX — ZESZYT 2

1972

WARSZAWA • K W I E C I E Ń — C Z E R W I E C 1972

S tefan Piotrow ski, W arszaw a

C złonkow ie: Józef W itkow ski, P oznań W łodzim ierz Zonn, W arszaw a

S ek reta rz R edakcji: Je rz y S todółkiew icz, W arszaw a

A dres R edakcji: W arszaw a, Al. U jazdow skie 4 O b serw ato riu m A stronom iczne UW

Państw ow e W ydaw nictw o N aukow e O ddział uj Łodzi 1972

W g d a n ie I . N a k ła d 4 9 2 + 1 1 8 c g t . A rk . m g d . 6 ,7 5 . A rk . d r u k 6 6 /1 6 . P a p i e r offseloiD H k l. U l , 70 g . 7 0 x 1 0 0 . O d d a n o d o d r u k u 18. IV . 1972 r.

D ru k u k o ń c z o n o w k i n ie t n iu 1972 r. Z a m . 7 0 . D -6 . C e n a i i 1 0 .— Zakład Graficzny W ydawnictw Naukowych

W Y D A W A N E Z ZA S IŁ K U P O L S K IE J A K A D E M II N A U K

P r in t e d In P o la n d

POSTĘPY ASTRONOMII

T o m X X (1972)* Z eszy Ł 2

GWIAZDY PODWÓJNE WYBUCHOWE Część I

J Ó Z E F S M A K

Z akład Astronomii PAN (Warszawa)

3PynTMBHblE £BOfóHblE 3BE3/JM HacTb I

K). C m a k

C o f l e p * a H H e

B CTaTbe aaH 0&30p npOÓJieM, CBH3aHHblX C 4)M3HHeCKMMH CBOfiCTBaMM KOM- n oh en tob u B0Kpyr3Be3flii0ti MaTepmi a T3K>Ke c MexaHM

3

MaMM npoMoxofljumix B HMX B3pbTBOB.

ERU PT IV E BINARIES Part I

S u m m a r y

T his article contains a review of problems connected with the physical prop­ erties of the components and the circumstellar matter and with the mechanisms of outbursts.

1. WSTĘP

W dotychczasowej historii badań gwiazd nowych i nowopodobnych, zwa­ nych tu dla krótkości gwiazdami wybuchowymi, można wyodrębnić dwa okresy. Pierwszy z nich, rozpoczynający się od najwcześniejszych, bardziej systema­ tycznych obserwacji w połowie XIX wieku, był zdominowany przez badania

gw iazd nowych oraz typu U Gem, o d n o s z ą c e s i ę do ich wybuchów ; b adania te doprowadziły do d o ść sz c z e g ó ło w e g o o p isu — fotom etrycznego, a z w ła s z c z a spektroskopow ego — tych z ja w is k . Dopiero jednak przed ok. 30 laty wykonano p ie rw sz e p io n ie rsk ie prace o d n o sz ą c e s i ę do spek traln y ch w ła s n o ś c i nowych ( Hu m a s o n 1938) oraz gwiazd typu U Gem (E 1 v e y i B a b c o c k 1943) w mini­ mum ich b la s k u .

O k res drugi r o z p o c z ą ł s i ę w połowie l a t p ię ć d z ie s ią ty c h odkryciem podwój­ n o ś c i AE Aqr ( J o y 1954), DQ Her ( W a l k e r 1954) oraz SS Cyg ( J o y 1956); zaproponowano w tym c z a s ie p ie rw sz e modele podw ójności dla UX UMa ( Wa ł - k e r i H e r b i g 1954) oraz AE Aqr (C r a w f o r d i K r a f t 1956). Godną odnoto­ w an ia j e s t w re s z c ie prorocza h ip o te z a S t r u v e g o (1955), wypow iedziana w ła śn ie w ted y , a o d n o s z ą c a s i ę do podw ójności w s z y s tk ic h gw iazd nowych i nowopodobnych. H ip o te z a ta może być obecnie uznana za w pełni zweryfiko­ w a n ą p rzez fundamentalne prace spektroskopow e K r a f t a (1962, 1963, 1964). J e g o wyniki wraz z wynikami o b se rw a c ji fotometrycznych prowadzonych równo­ le g le p rzez K r z e m i ń s k i e g o , M u m f o r d a , W a l k e r a i innych, do starczy ły ogromnego bogactw a danych, odno szący ch s i ę do fizycznych w ł a s n o ś c i gwiazd wybuchowych jak o c ia s n y c h układów podwójnych, a ró w n o c z e śn ie s tały s i ę impulsem dla lic z n y c h ro z w a ż a ń i s p e k u la c ji te o re ty c z n y ch .

O sta te c z n y m celem badań gwiazd wybuchowych j e s t rozw iązanie n a s tę p u ­ ją c y c h trzech, o b szern y ch problemów:

a) pochodzenie ewolucyjne tych obiektów oraz ró żnorodność ich cech, b) mechanizmy ich zm ienności, z w ł a s z c z a mechanizmy wybuchów, c) ro la gwiazd wybuchowych w ew olucji G alak ty k i.

W chwili obecnej je s te ś m y wprawdzie d alecy od definitywnego ro z w ią z a n ia owych problemów, wydaje s i ę je d n a k , że wkraczamy w ła ś n ie w trz e c i okres b ad ań , w którym zajm ować s ię już będziemy bezpośrednio w łaśn ie tymi z a g a d n ie ­ niam i.

Nie j e s t r z e c z ą m ożliw ą zaw arcie w krótkim artykule pełnego przeglądu w s z y s tk ic h wyników obserw acy jn y ch i teo rety czn y ch oraz poglądów i s p e k u ­ l a c ji; na uży tek C z y te ln ik a można w tym m iejscu podać co najw yżej lis tę artykułów przeglądowych i k s i ą ż e k o d n o sz ą c y c h s i ę do tego tematu, a opubliko­ wanych w ciągu o s ta tn ic h kilk u n astu l a t ( A r k h i p o v a 1970, G o r b a t z k y 1970, G o r b a t z k y i M i n i n 1963, G r e e n s t e i n 1960, J o y 1960, K r a f t 1963, 1966, M c L a u g h l i n I9 6 0 , M u m f o r d 1 967a, M u s t e l 1970, P a y n e -

- G a p o s c h k i n 1957). Cel em n in ie js z e g o artykułu będzie omówienie kilku

wybranych problemów, które — w subiektywnym odczuciu autora — z d a j ą się być sz c z e g ó ln ie w ażne lu b in try g u jące.

G w ia zd y podw ójn e w y b u c h o w e , c z . 1 ₉₃

2. KLASYFIKACJA

Powszechnie przyjęty podział gwiazd wybuchowych na 3 typy opiera się

na ogólnych charakterystykach wybuchów, lub innych wielkoskalowych przeja­

wach niestabilności. Mamy zatem:

a) gwiazdy nowe (/V), z podtypem nowych powrotnych

(RN),

b) gwiazdy typu U Gem

(U),

z podtypem Z Cam, oraz

c) gwiazdy nowopodobne (/VZ/).

Amplitudy wybuchów nowych wynoszą od 9 do 13 mag. W przypadku nowych

powrotnych — od 7 do 9 mag., z wybuchami powtarzającymi się w skali czasowej

rzędu 10—100 lat. Wybuchy zmiennych typu U Gem mają amplitudy od 3 do 6 mag.

i powtarzają s ię w skali czasowej rzędu 10—200 dni; zmienne typu Z Cam

o d zna cza ją s i ę przy tym częstszym i wybuchami o mniejszych amplitudach,

a zwłaszcza nieregularności w krzywych blasku pomiędzy maksimami. Zmienne

nowopodobne, które pod względem cech spektroskopowych i wielu cech foto-

metrycznych przypominają poprzednie dwa typy, zd a ją się różnić od nich bra­

kiem wybuchów; obserwuje s ię jedynie nieregularne zmiany o amplitudach do 3

mag. Nie j e s t jednak wykluczone, że niektóre z gwiazd nowopodobnych są po

prostu łyłymi nowymi, których wybuchy nie zostały zaobserwowane.

Całkowita ilos'c energii wypromieniowanej w czasie wybuchu nowej w prze­

dziale optycznym j e s t rzędu 104s ergów; w przypadku nowych powrotnych —

rzędu 1044 ergów. Wybuchy gwiazd typu U Gem charakteryzują się znacznie

mniejszymi liczbami — rzędu 1038 — 1039 ergów. Ilość materii wyrzuconej w cza­

sie wybuchu j e s t także s iln ą funkcją typu zmienności. W przypadku nowych

mamy do czynienia z wyrzutem otoczek o masach rzędu 10‘*3#£O. Dla nowych

powrotnych podaje s ię zwykle liczbę 5 • 10*WT ©, ale wypada pamiętać, że

opiera się ona na jednym tylko przypadku RS Oph. W odniesieniu do zmiennych

typu U Gem nie ma żadnych danych obserwacyjnych, świadczących o wyrzuca­

niu materii w czasie wybuchów; często cytowana ocena ( G o r d e l a d s e 1938)

ok. 10

© nie może być przyjmowana za znaczącą, ponieważ opiera się na

dowolnym założeniu „podobieństwa” między gwiazdami typu U Gem i nowymi.

Całkiem ogólnie można tu stwierdzić, że różnice w występowaniu wyrzutu ma­

terii s ą odpowiedzialne za znaczną część różnic w spektroskopowym opisie

wybuchów gwiazd nowych i typu U Gem.

Wspólną c e c h ą wszystkich gwiazd wybuchowych j e s t ich podwójność. Jak

s ię zdaje pewna kombinacja cech układu podwójnego stanowi warunek konie cz*

ny i wystarczający na to, by układ był gwiazdą wybuchową. W związku z tym

nasuwają s ię tu dwa zasadnicze pytania: które z charakterystyk układu podwój­

nego s ą istotne w tym względzie, a które z nich — w szczególności — decydują

o zróżnicowaniu typów wśród gwiazd wybuchowych? W ramach częściowej

odpowiedzi na pierwsze pytanie można zdefiniować gwiazdę podwójną

wybucho-w ą, jako c ia s n y układ podwybucho-wójny złożony z wybucho-wyewybucho-woluowybucho-wanego obiektu o małej j a s n o ś c i (składnik główny) oraz gwiazdy późniego typu widmowego, w ypełnia­ ją c e j powierzchnię R o c h e ’a (składnik wtórny); n a tu r a ln ą k o n sek w en cją w ypeł­ nian ia pow ierzchni R o c h e ’a , a zatem logicznym uzupełnieniem takiej definicji, j e s t wpływ materii ze składnika wtórnego, je j przepływ ku składnikowi główne­ mu i utworzenie rotującego wokół niego gazowego dy sk u . Poniew aż w sz y stk ie w y s ta r c z a ją c o zbadane dotąd obiekty p o s ia d a ją wymienione wyżej cechy, przeto p o w y ż sz a „ d e f i n i c j a ” j e s t z a d o w a la jąc a przynajm niej w s e n s ie warunków k oniecznych. Nie j e s t to je d n a k najw yraźniej definicja kompletna, jako że nie pozwala na dokonanie wyraźnego podziału między układami typu nowych a w ie­ loma obiektami pokrewnymi (jak np. gwiazdy sym biotyczne lub niektóre ze źródeł promieniowania rentgenow skiego). R ó w n o cześn ie z a ś d e fin ic ja pow yższa pomija zupełnie różnice między nowymi, gwiazdami typu U Gem i nowopodo- bnymi. W a k tu aln ej sy tu a c ji nie potrafimy w s k a z a ć takich c harakterystyk układu podwójnego, które byłyby w yraźnie odmienne w różnych typ ach . P ew ne sy s te m a ­ ty czn e r ó ż n ic e , o których b ędzie mowa poniżej, nie s ą — n ie s te ty — w y s ta r c z a ­ j ą c o z n a c z ą c e w s e n s ie s ta ty sty c z n y m .

3 . MODEL

S zczegółow e bad an ia p o szcz e g ó ln y c h obiektów doprowadziły do w niosku, że w pierwszym przybliżeniu układ podwójny typu nowej może być opisany za pom ocą pewnego uniw ersaln eg o modelu, który w z a sto so w a n iu do konkretnych układów będzie różnił s i ę tylko drugorzędnymi sz c z e g ó ła m i. Omówimy tutaj ten uniw ersalny model wychodząc z ogólnych, ja k o śc io w y c h rozw ażań te o re ty c z ­ n y c h . Rozważamy układ podwójny (rys. 1), w którym składnik wtórny traci m aterię p rzez wewnętrzny punkt L a g ra n g e ’a . Wiele d eta li pro cesu przepływu m aterii z o s ta ło w y s ta rc z a ją c o dokładnie zbadanych w ramach przybliżenia c z y sto m echanicznego (np. K r u s z e w s k i 1966, 1967). Materia z d ą ż a ją c a do s k ła d n ik a głównego obdarzona j e s t z n a c z n ą i l o ś c i ą momentu pędu, co powoduje p o w stan ie gazowego dysku rotu jąceg o wokół tej gw iazdy. J e ż e l i g ę s to ś ć ma­ t e rii w dysku j e s t d o s ta te c z n ie w ysoka, a z a n a liz y danych obserw acyjnych w y n ik a, ż e ta k j e s t w i s t o c i e , to w m ie js c u , w którym strumień materii od s k ła d n ik a wtórnego wnika w d y sk , musi dochodzić do zd erzeń między c z ąstk am i; w m iejscu tym tworzy s ię tzw . gorąca plama. K s z t a ł t trajektorii c z ą s t e k stru­ m ienia (np. K r u s z e w s k i 1964, K r z e m i ń s k i i S m a k 1971) pozw ala na o k re śle n ie kąta pozycyjnego plamy względem linii ł ą c z ą c e j sk ła d n ik i. Okazuje s i ę , że w n a jb ard ziej typowych wypadkch plama musi mieć położenie odpowia­ d a ją c e fazie pomiędzy 0 ,8 P i 0 , 0 P , gdzie faza zero odpowiada koniunkcji.

C h a ra k te ry sty k i promieniowania w ysyłanego p rzez dysk i p rzez plamę s ą fu n k c ją panujących w nich warunków fizy czn y ch . Problem in te rp re ta cji obserw o­ wanych c h a ra k te ry s ty k j e s t z natury rz e c z y złożony i trudny. W tym m iejscu

Gwiazdy podwójne wybuchowe, c z . i ₉₅

0.25

/

0

— Z " *

w

^

/

/

/ /

/

/

/

'--0 .5

i aIO_cm

/

0.75

R ys. 1, Model WZ Sge ( K r z e m i ń s k i i S m a k 1971). N a obwodzie zaznaczone są fazy, przy czym fazie zero odpowiada zaćmienie plamy przez składnik wtórny

Rys. 2. Schematyczna krzywa blasku U Gem wg obserwacji K r z e m i ń s k i e g o (1965) w JD 2438030/31. L in ie przerywane s ą zrekonstruowanymi częściam i krzywej, przy uwzględnieniu "efektów zakrycia plamy (obszar 1), oraz częściowego zakrycia dysku (obszar 2). Fazy $ (skala górna) liczone są od momentu koniunkcji; środek zaćmienia

plamy wypada p o ^ “ 0

ograniczymy się więc tylko do wymienienia jednej z najważniejszych chara­ kterystyk, jaką jest znaczna grubos'c optyczna — w dziedzinie w idzialnej — zarówno dysku, jak i plamy.

Widmo integralne układu je st z.reguły kombinacją widma składnika wtórnego oraz składowych gazowych (dysk + plama). W większości przypadków składnik główny je st na tyle słaby, że jego udział w widmie jest niewykrywalny. Jeżeli chodzi o składnik wtórny, to jego udział procentowy zawarty jest w szerokich granicach; w skrajnym wypadku, gdy jest on słaby, widmo integralne pochodzi głównie od składowych gazowych.

Je że li chodzi o integralne charakterystyki fotometryczne, to można prze­ widzieć istnienie dwu wyraźnie różnych typów układów w zależności od względ­ nej jasności plamy. Różnice będą widoczne dla układów o niezbyt małych na­ chyleniach orbity, zwłaszcza zaś dla układów zaćmieniowych. Omówimy te dwa typy.

T a b e l a 1

Układy Typu I1

Gwiazda Typ p L iteraturaJ

W Z Sge (?) RN o f 0567 Krzemiński i Smak (1971) EX Hya (?) U 0,0682 Mumford (1967b)

W Pup NL 0,0697 Herbig (1960), Walker (1965), Gorbatzky (1967, 1971), Smak (1971b)

Z Cha U 0,0745 Mumford (1971a, 1971b)

RR P ic N 0,1451 van Houten (1966), Mumford (1971a)

U Gem U 0,1769 Krzem iński (1965), P ac zy ńsk i (1965c), Gorbatzky (1967, 1971), Smak (1971a), Warner i Nather (1971)

CN Ori U ok.O,25 Mumford (1967, 1971b)

Z Cam U 0,2898 Kraft, Krzemiński, Mumford (1969), Smak (1970)

'P rz y p a d k i niepewne lu b marginesowe oznaczone s ą znakiem zapytania.

1 P o d a n e s ą jedynie najnow sze lu b n a jw a ż n ie js z e p ozycje, dotyczące danych obserwacyjnych i ich inte rp re tacji.

Typ I będzie odpowiadał układom, w których jasność plamy jest porównywal­ na z jasnością dysku. Przesłanianie plamy przez dysk będzie powodowało istnienie płaskiego minimum, trwającego przez około pół okresu orbitalnego; w drugiej połowie cyklu występować będzie szerokie maksimum, odpowiadające najlepszej widoczności plamy. Takie szerokie maksimum (tzw . „shoulder” ) powinno być zwykle wystarczająco oczywistą cechą układu Typu I, nawet gdy układ nie wykazuje zaćmień. Położenie plamy określa dwie dalsze charaktery­ styki układów Typu I. Pierwsza polega na tym, że maksimum blasku musi wystę­ pować zwykle przed momentem koniunkcji. Druga charakterystyka odnosi się do układów zaćmieniowych; zaćmienia w układach Typu I m uszą polegać na za­ kryciu plamy przez składnik wtórny; zakrycie dysku, na ogół tylko częściowe, jest efektem drugorzędnym. Z prostych rozważań geometrycznych ( S ma k 1971a) w ynikają też następujące charakterystyki zaćmienia plamy:

Gwiazdy podwójne w ybuchow e, c z . I

97

a) zaćmienie następuje po koniunkcji,

b) zakrycie (ingress) trwa dłużej niż odkrycie (egress).

W sumie zespół cech omówionych powyżej stanowi wystarczające kryterium dla przypisania danego układu zaćmieniowego do Typu I.

Typ II będzie odpowiadał układom, w których jasność plamy jest mała w po­ równaniu z jasnością dysku. W takich układach nie będziemy obserwować po­ ważniejszych zmian jasności wywołanych zmienną widzialnością plamy, zaś ewentualne zaćmienia będą powodowane głównie zakryciem dysku przez skład­ nik wtórny. Zakrycie plamy będzie efektem drugorzędnym, zauważalnym głównie dzięki jego charakterystycznemu przesunięciu względem głównej części zaćmie­ nia. Krzywe blasku takich układów jak UX UMa, lub DQ Her zdają się dosko­ nale odpowiadać tym przewidywaniom, a omówione tu osobliwości fotometryczne powinny — w przypadku układów zaćmieniowych — stanowić wystarczające kryterium przynależności do Typu II.

T a b e l a 2 Układy Typu I I ł

Gwiazda Typ P Literatura2

VZ Scl1 (?) N L o f 1446 K rzem iński (1966, 1971)

DO Her N 0,1936 Walker (1956, 1961), Kraft (1959), Gorbatzky (1965b), Nather i Warner (1969)

UX UMa NL 0,1967 Walker i Herbig (1954), Krzemiński i Walker (1963) T A ur (?) N 0,2044 Walker (1963b)

RU Tri NL 0,2319 Walker (1963a), Ivanov (1969) EM Cyg (?) NL 0,2909 Mumford i Krzemiński (1969)

‘ P rzy pad ki niepewne lu b marginesowe oznaczone s ą znakiem zapytania.

3P.odane są jedynie najnow sze lub n a jw a żn ie js ze p o zy cje , dotyczące danych obserwacyjnych i ich intepretacji.

5- Ton S120.

Przykładem układu Typu I jest U Gem, o krzywej blasku przedstawionej schematycznie na rys. 2. Tabela 1 zawiera natomiast zestawienie wszystkich układów, które zdają się należeć do 1 ypu I. Podana tu lista zawiera dwa przy­ padki marginesowe, a mianowicie: W Z Sge, która z rzadka tylko wykazuje krzy­ wą blasku podobną do U Gem, oraz EX Hya, ze względu na jej podobieństwo do‘ WZ Sge.

Tabela 2 zawiera układy, które mogą być sklasyfikowane jako przykłady

Typu' II.

W

odniesieniu do tych obiektów warto zauważyć, że krzywe blasku

w obrębie zaćmień mogą dostarczyć ważnych informacji o strukturze dysków. Na razie musimy jednak zadowolić się tylko jednym wynikiem: oto krzywe za­ ćmieniowe układów tego typu, które nie dawały się interpretować w ramach

przybliżenia ,,gwiazda-gwiazda” ( Wa l k e r 1956, 1958, 1963a), znajdują wy­ jaśnienie w ramach przybliżenia „gwiazda-dysk” ( Kr a f t 1959, G o r b a t z k y 1965b, I v a n o v 1969).

Porównanie tabel 1 i 2 prowadzi do dwu konkluzji:

a) okresy orbitalne układów Typu I zdają się być statystycznie krótsze niż układów Typu II,

b) Typ I jest zdominowany przez układy typu U Gem, które nie występują zupełnie w Typie II; może to oznaczać tylko to, że w układach typu U Gem plamy są jaśniejsze (względem dysków) niż w układach nowych i nowo po­ dobnych.

4. ZMIANY OKRESÓW

Gwiazdy wybuchowe wykazują zmiany swych okresów orbitalnych. Ale o ile kilka lat temu wydawało się, że zmiany te polegają 2 reguły na wydłużaniu się okresów (U Gem — M u m f o r d (1969), S m a k (1 9 6 9 a ), SS Cyg — W a l k e r i C h i n c a r i n i (1968), DQ Her — N a t h e r i W a r n e r (1969)), to obecnie wia­ domo ju ż, że sytuacja jest bardziej złożona. Dla przykładu: okres U Gem wy­ d łu żał się w przedziale od 1962 do 1966 r., ale obecnie jest bądź stały, bądź też ulega już skracaniu ( Mu m f o r d 1970, S m a k 1972). Również w przypadku SS Cyg nowe obserwacje ( Wa l k e r i R e a g a n 1971) w skazują na bardziej złożony charąkter zmian okresu. N ajlepiej udokumentowanymi przypadkami są dwa układy nowopodobne: UX UMa i RW Tri, ohserwowane przez ponad 30 lat; w obydwu tych przypadkach obserwujemy występujące na przemian wydłużanie się i skracanie okresów ( K r z e m i ń s k i i W al k e r 1963, M an d e l 1965). Wszy­ stko wskazuje na to, że takie alternatywne zmiany okresów są zjawiskiem ty­ powym dla gwiazd wybuchowych.

D la liczbowego opisu wykresu O-C w obrębie wąskich przedziałów czasu wystarcza zwykle przyjąć zależność:

F aza zero = TQ + PE + A E 2, (1)

której parametr A wiąże się ze zm ianami okresu przez:

d ] a P 2 A

D la gwiazd wybuchowych wartości \A\ wynoszą typowo 10’ 11 —10"10 dnia, co odpowiada w przybliżeniu |d In P/dt\ = 10'9 dnia ”ł .

Zmiany okresów mogą być wywoływane przez wiele czynników (patrz. np. K r u s z e w s k i 1966). W ogólności należy rozpatrywać trzy procesy:

G w ia zd y p o d w ó jn e w y b u c h o w e , c z . I

99

a) Wymiana masy między s k ład n ik am i, która — w z a l e ż n o ś c i od stosunku m asy — może powodować albo w ydłużanie s i ę , albo sk ra c a n ie ok resu (zob. pierwszy wyraz po prawej stronie równania ( 3 ) ) , a le nie może prowadzić do jego zmian alternatyw nych.

b) U tra ta masy p rzez układ . Z wyjątkiem wybuchów nowych, nie ma o b se r­ w acyjnych p r z e s ła n e k za zachodzeniem tego p ro c e su w gwiazdach wybychowych. Dodać z r e s z t ą można, że tak ja k w przypadku a) p ro c e s ten nie mógłby być odpow iedzialny za alternatyw ne zmiany okresó w .

c) Zmiany momentu o rbitalnego wywołane w ym ianą z momentami ro ta c y j­

nymi gwiazd oraz dysku. J e ś l i z au w aży ć, że ilo ś ć momentu na je d n o s tk ę masy j e s t z n a c z n ie w y ż s z a w dysku niż w którejkolw iek z gwiazd, to można ograni­ czyć s ię do ro zw a ż a n ia tylko wymiany momentu z dysk iem , ja k o n a je fe k ty ­ w n i e j s z e j . W grę w c h o d z ą tu dwa zja w isk a : przekazyw anie masy i momentu przez s k ład n ik wtórny do dysku ( P a c z y ń s k i 1967) oraz przekazyw anie mo­ mentu przez dysk do układu na drodze od d ziały w ań przypływowych.

Ł ą c z n y wynik procesów a) i c) można Z apisać w formie n a s tę p u ją c e g o wy­ ra ż e n ia na zmianę okresu ( S m a k 1972): d In P 3 Wl dt

_{mJ \ dt.}

dt (3) gdzie: F = 2 n G

■OKi +3H,)

(4)

w w y rażen iach tych TXlj o z n a c z a m a s ę dy sk u , a — je g o ś r e d n ią prędkość

r o ta c ji. P aram etr F j e s t momentem rotacyjnym dysku liczonym na je d n o s tk ę ma­

sy i wyrażonym w j e d n o s tk a c h 7 / 2 ^ , gdzie 7 j e s t momentem orbitalnym.

P i e r w s z y wyraz w prawej c z ę ś c i (3) może być bądź dodatni, bądź ujemny,

z a le ż n ie od s to su n k u m a s . Znak drugiego w yrazu z a le ż y od charakteru zmian F

i ł i l j . Wyraz ten może być odpowiedzialny za alternatyw ne zmiany okresu pod

warunkiem, że jeg o znak u l e g a zmianom, o r a z ż e p r z e w y ż s z a on — co do war­ to ści a b so lu tn e j — wyraz p ie rw s z y . Innymi słow y, obserwowany ch arak ter zmian okresów implikuje — w ramach n a s z e j in te rp re ta cji — i s t o t n ą rolę wymiany m iędzy momentem orbitalnym i momentem rotacyjnym dy sk u . J e ż e l i in te rp re ta cja ta k a j e s t praw dziw a, to d o s ta r c z a ona ta kże pewnej m ożliw ości oceny masy i momentu zmagazynowanego w dysku: m u s z ą one być odpowiednio duże, by ich zmiany mogły być odpow iedzialne za zmiany okresów . D o k ła d n ie js z a a n a liz a ilo ś c io w a prowadzi do n a s tę p u ją c y c h wyników ( S m a k 1972). J e ż e l i zmiany

iloczynu FUfaj s ą d u ż e , rzędu 100%, to dla masy dysku uzyskujemy konserw a­

W-d> 10'6^ . (5a) Tak duże zmiany s ą jednak chyba mało prawdopodobne. Je że li zaś, dla przykładu, założymy, że mogą one wynosić tylko 1%, to wtedy ocena masy dysku wypada odpowiednio:

WLd> 10-ĄMi .

(5b)

Zauważmy wreszcie, że je że li powyższa interpretacja jest poprawna, to daje ona ocenę mas dysków, ale nie pozwala na ocenę-tempa wymiany materii między składnikami.

5. WŁASNOSCI SKŁADNIKÓW

Bezpośrednie dane obserwacyjne dotyczące własności składników s ą dość skąpe, głównie z powodu słabości tych obiektów oraz maskującego wpływu obecności materii wokółgwiezdnej. Nawet w przypadku wyznaczania mas sy­ tuacja jest daleka od zadow alającej. Dwa zasadnicze ograniczenia w tej dzie­ dzinie to: a) deformacje krzywych prędkości radialnych opartych na pomiarach lin ii emisyjnych dysku, będące wynikiem obecności składowych pochodzących od plamy ( Sma k 1970); oraz b) brak układów z liniam i obydwu składników w widmie, będących równocześnie układami zaćmieniowymi. Wyniki dotychcza­ sowych pomiarów i ocen pozw alają jednak na stwierdzenie, że masy składników gwiazd wybuchowych są rzędu 133TO, przy dość znacznym rozrzucie indywidu­ alnych wartości. W tym kontekście można wymienić kilka osobliwych przykła­ dów:

a) masy obydwu składników DQ Her zdają się być małe: 0,12 i 0,20321© (K ra f t 1964);

b) masa składnika wtórnego WZ Sge jest wyjątkowo mała, zdecydowanie poniżej 0,133T© ( K r z e m i ń s k i i K r a f t 1964, K r z e m i ń s k i i S m a k 1971);

c) masy w ukłaazie T CrB s ą duże, odpowiednio większe od 1,9 i 2,6331© ( K r a f t 1964, P a c z y ń s k i 1965b);

d) masa składnika głównego U Gem również wydaje się przewyższać kon­ w encjonalną granicę dla białych karłów, je że li je j ocenę oprzeć na danych obserwacyjnych K r a f ta (1962), oraz aktualnie przyjmowanym modelu układu (Sm ak 197la).

Średnie jasności absolutne wynoszą ok. tiy = +4,2 dla nowych i-M y = +7,5 dla gwiazd typu U Gem ( S c h m i d t - K a l e r 1962, K r a f t 1964, K r a f t i Luy- t e n 1965), przy czym wiele danych wskazuje na znaczny rozrzut indywidualnych wartości, zw łaszcza w przypadku nowych. Znaczna część rozrzutu jest

wyni-Gwiazdy podwójne w ybuchow e, c z. / 101

kiem różnic w ja s n o ś c ia c h składników wtórnych. Dla przykładu: składnik wtórny

T CrB ma My = +0,2 ( K r a f t 1958), p o d c z a s gdy wtórny skład n ik W Z Sge j e s t

niezw ykle s ła b y , najprawdopodobniej ok. My = +17 ( K r z e m i ń s k i i S m a k

1971). K r a f t (1964) zau w aży ł, że ja s n o ś c i składników wtórnych s ą określone głównie przez rozmiary orbit, ta k że w wyniku is tn ie je k o re la c ja pomiędzy tymi j a s n o ś c ia m i i okresem orbitalnym. W tym tkwi także w y ja śn ie n ie faktu, iż obiek­ ty o dłu ższy ch o k re sa c h s ą z reguły układami o dwu widm ach, p o d c z a s gdy w przypadku obiektów o krótkich o k re sa c h widzimy tylko linie em isyjne, po­ c h o d zące od dysku wokół składnika głównego. K r a f t (1964) zauw ażył tak że, że is tn ie je pewna ro z b ie ż n o ś ć pomiędzy ja s n o ś c ia m i wtórnych składników no­ wych wyznaczonymi w prost z o b se rw a c ji oraz ja s n o ś c ia m i wyliczonymi z roz­ miarów i typów widmowych; j a s n o ś c i obserwowane s ą n iż s z e od w yliczonych. P odobna ro z b ie ż n o ść w przypadku gwiazd typu U Gem z o s t a ł a , ja k s ię z d a je , przynajm niej c z ę śc io w o w yjaśniona w ramach d y s k u s ji efektów s e le k c ji p rzez K r a f t a i L u y t e n a (1965). J e d n a k i tutaj p o zo staje s z e r e g w ątp liw o ści, ja k np. ro z b ie ż n o ść pomiędzy typem widmowym wtórnego s k ład n ik a SS Cyg ocenionym na dG5 i otrzym aną z p aralak sy trygonometrycznej j a s n o ś c i ą a b s o ­ l u t n ą tego s k ła d n ik a w y n o s z ą c ą M p = +9,5 ±0,8.

W widmach nowych i gwiazd typu U Gem nie obserw uje s ię z reguły s z c z e ­ gółów widmowych n a le ż ą cy c h b ezpośrednio do składnika głównego. Jedynymi wyjątkam i s ą prawdopodobnie WZ Sge ( G r e e n s t e i n 1957) oraz DI L a c ( K r a f t 1963, 1964). W obydwu przypadkach obserw uje się szerokie i płytkie linie a b ­ sorpcyjne s e r i i Balm era, które — w ramach p r z y j ę t e j in te rp re ta cji — mogą ś w ia d ­ c z y ć , iż sk ła a n ik główny j e s t białym karłem. W przypadku WZ Sge in te rp re ta cja ta k a p a su je bardzo dobrze do modelu układu ( K r z e m i ń s k i i S m a k 1971). K s z ta łt profilów w widmie DI L a c może św iad czy ć o p o s z e rz e n iu rotacyjnym ( K r a f t 1963). Z p o ś r e d n ią w sk a z ó w k ą odnośnie do teg o , że skład n ik główny może być białym karłem, mamy do c z y n ien ia w przypadku DQ Her, gdzie zmiany j a s n o ś c i w okresie 71 s przypisuje się pulsacjom białego karła ( W a l k e r 1958, 1961, K r a f t 1959, N a t h e r i W a r n e r 1969).

Widma składników wtórnych n a l e ż ą do późnych typów. Typy widmowe no­ wych zawarte s ą w granicach od G do M, z klasam i j a s n o ś c i dochodzącymi do III, jak np. gM3 dla T CrB ( S a n f o r d 1949, K r a f t 1958), lub G5IIIp dla V1017 Sgr ( K r a f t 1964). Typ U Gem j e s t i w tym w zg lęd zie bardziej jed n o ­ rodny: G-K i V-IV ( K r a f t 1962, 1963). W o g ó ln o ści jed n a k n ależy pam iętać,

że efekty s e le k c ji faworyzują obiekty j a ś n i e j s z e . Spośród o s o b liw sz y c h obiek­ tów wypada w spom nieć wtórny składnik nowej RR T e l . Do swego wybuchu

w 1949 r. gwiazda ta wykazywała regularne zmiany j a s n o ś c i z okresem P = 387

dni i a m p litu d ą ok. 3 mag. (P a y n e - G a p o s c h k i n 1955). Dla w ytłum aczenia tych zmian proponowano zm ienność s k ład n ik a wtórnego typu Mira ( H e n i z e

i M c L a u g h l i n 1951), a le j a k dotąd brak bezpośredniego potw ierdzenia

Przejdźmy do problemów interpretacyjnych. Ostatnia dekada przyniosła burzliwy rozwój teorii ewolucji ciasnych układów podwójnych (por. art. prze­ glądowy P a c z y ń s k i e g o 1971). Stwierdzono w szczególności, że ewolucja może prowadzić do układów zawierających białe karły (np. R e f s d a l i W e i- g e r t 1971). We wszystkich niemal rachunkach ograniczano się jednak dotąd do pojedynczego aktu wymianu masy między składnikami, przy pominięciu utraty masy przez układ. Jako konsekwencję tych założeń dostaje się układy o względ­ nie długich okresach, w których składniki (pierwotne) wtórne pozostają w zasa­ dzie nie wyewoluowane. Aby wyjaśnić pochodzenie układów o znacznie krót­ szych okresach należałoby rozważyć bardziej skomplikowane sytuacje, włącznie z rozwojem ewolucyjnym składnika (pierwotnie) wtórnego, tworzeniem się kon­ figuracji typu kontakt na pewnych stadiach ewolucji oraz utratą masy przez układ jako całość. Je że li chodzi o własności składnika głównego, tj. białego karła, to wydaje się, że wyniki powinny być podobne, ponieważ własności te są określone głównie przez parametry jądra helowego ewoluującej gwiazdy ( R e f i s d a l i W e i g e r t 1971)'. Znacznie poważniejszych różnic można by oczekiwać w przypadku uzwględnienia szybkiej rotacji składnika głównego. Istnienie szybko rotujących białych karłów w układach gwiazd wybuchowych może być zupełnie naturalną konsekwencją procesu wymiany masy i momentu; w takich przypadkach można też oczekiwać, iż niektóre obiekty będą mieć masy przekraczające konwencjonalny lim it dla białych karłów ( O s t r i k e r i Bo d e n - h e i m e r 1968).

Je że li chodzi o obecny stan ewolucyjny składników (obecnie) wtórnych, to istnieje tu szeroki zakres możliwości. Je że li początkowa masa składnika (obecnie) wtórnego była niewiele mniejsza od masy składnika głównego i je że li w trakcie ewolucji nastąpiła znaczna utrata masy przez układ, w tym całej otoczki składnika głównego i zewnętrznych warstw składnika wtórnego, to w wyniku takiej ewolucji powinniśmy obecnie" w idzieć odsłonięte głębokie warstwy składnika wtórnego. W tym przypadku można by zapytać: a) czy odsło­ nięte warstwy uczestniczyły uprzednio w reakcjach jądrowych na tyle, by wy­ kazywać znaczące anomalie składu chemicznego? a je że li tak, to b) czy w przy­ padku gwiazd o małej masie możliwa jest znaczna nadobfitość izotopu H es produkowanego w pierwszych dwu reakcjach cyklu p-p ( P a r k e r , B a h c a l l , F o w l e r 1964)? Inna możliwość polegałaby na tym, że w trakcie ewolucji składnik (obecnie) wtórny zebrał pewną ilość materii traconej przez składnik główny. W tym przypadku można zadać pytanie: czy materia ta uczestniczyła w reakcjach jądrowych w dostatecznym stopniu, by wykazywać obecnie jakieś anomalie składu chemicznego? Wszelkie tego typu pytania o skład chemiczny zewnętrznych warstw składnika wtórnego sta ją się zrozumiałe* je że li zauważyć, że skutkiem wymiany materii tan sam skład chemiczny obowiązuje także w dysku i w zewnętrznych warstwach składnika głównego; skład chemiczny je st zaś

Gwiazdy podwójne wybuchow e, cz. I ₁₀₃

podstawowym parametrem we w s z y s tk ic h h ip o tezach i teoriach w ią ż ą c y c h wy­

buchy z reakcjam i jądrow ym i. W tym k o n tek ście warto w ięc odnotow ać, że

wyniki badań składu chem icznego o to c z e k wyrzuconych w c z a s ie wybuchów nowych w s k a z u ją na z n a c z n ą n adobfitość C , N, O , oraz na pew ną nadobfitość helu (por. M u s t e l i B o y a r c h u k 1959, P o t t a e c h 1959, B a r t a s h i B o y ­ a r c h u k 1965, M u s t e l i B a r a n o v a 1965).

. ' . ’■ -■ -. ■ ' .

POSTĘPY ASTRONOMA Tom XX(1972). Zeszyt 2

WYPŁYW MATERII Z GORĄCYCH GWIAZD

A N N A Ż Y T K O W

Zakład Astronomii PAN (Warszawa)

nOTEPH MATEPMM rOPflHMMM 3BE3/JAMM A. )K M T K O B

C o A e p * aHwe

B CTaTbe, nocjie kpstkmx CBeAetuiii. OTHocMTeJibHO cneKTpanbHbix jihhmK TWia P C ygni, co6paHbi HafejiioAeHMH ropsmMx 3Be3fl c jihhhhmh P Cygni

b AaJieKOM yjibTpa^HOJiere, Ha ocHOBatwu kotopmx moxho npąmiojiaraTb, hto

3TM 3Be3flbi TepHiOT MaTepwio. 3aTeM npeflCTaBJieHa TeopenmecKan MOflejib MCTeMeHMH, npefljiojKeHHaa Lucy h Solomon’oM. B 3Toii MOflejiM noTepa Ma- TepHM SBJiaeTCH pe3yjibTaTOM to to , mto ra3 npnoópeTaeT ycKope«ne Hanpa-

BJieHHoe Hapyxy, 6jiaroflaps norjioweHwo H3jiyHeHMH b pe30HaHCHbix yjibTpa- $HOJieTOBblX J1MHMHX.

MASS OUTFLOW FROM HOT STARS S u m m a r y

In the article is presented a short review of the observational data on hot stars exhibiting the P Cygni type lines in the far ultraviolet thus suggesting mass loss. The theoretical model by Lucy and Solomon of the mass outflow is described. The mass loss in this model is due to an outwardly directed acceleration acquired by the gas by the absorption of radiation in the ultra­ violet resonance lines.

1. WSTĘP

W widmach wielu gwiazd wczesnych typów widmowych obserwuje się linie o charakterystycznym profilu — ostrej lin ii emisyjnej towarzyszy składnik

2 _ Postępy Astronomii, z. 2

absorpcyjny p rz e su n ię ty ku fioletowi. L in ie takie nazw ane z o s ta ły liniami typu P Cygni od nazwy gwiazdy, w której widmie po raz p ie rw sz y , przed wielu już la ty , je zaobserwowano. N ajb ard ziej typowe profile linii typu P Cygni p rz e d sta w ia rys. 1.

W 1930 r. B e a l s ( B e a l s 1930) w ysunął pow szechnie obecnie przyjmowa­ n ą hipotezę,, t ł u m a c z ą c ą osobliwe iemisyjno- -absorpcyjne widmo typu P Cygni wypływem

m aterii z gwiazdy; gw iazda, p oza normalną

atm o sferą, oto czona j e s t ro z le g łą , gazową,

rz a d k ą , ra d ia ln ie w y p ły w a ją c ą na zew nątrz

o to c z k ą . Schematyczny model takiej gwiazdy n a sz k ic o w a n y j e s t na r y s . 2 — pow ierzchnia A o z n a c z a z e w n ę trz n ą granicę m aterii, ktdrą można j e s z c z e zaobserw ow ać, B — zew n ę trz n ą granicę , , w ła ś c iw e j” gwiazdy, tj. z e w n ę trz n ą

granicę tej c z ę ś c i warstwy o d w racającej,

gdzie tw orzą s i ę jądra linii absorp cy jn y ch , C — p rz e d sta w ia n a jg łę b sz y , d o stępny o b s e r­ wacjom w widmie ciągłym o b sz a r, czyli foto­

sfe rę gwiazdy ( U n d e r h i l l 1960). Mówiąc

w bardzo uproszczony sposób — te c z ę ś c i

o to c z k i, które nie s ą w idziane na tle gwiazdy, d a j ą w widmie linię em isyjną, z a ś c z ę ś c i o to czk i w id zian e na tle gwiazdy i p o ru sz a ją c e s i ę ku obserwatorowi d a ją , j e ś l i tylko materia j e s t d o s ta te c z n ie g ę s t a , linię ab so rp c y jn ą p r z e s u n i ę t ą ku fioletowi i p o s z e ­ rz o n ą zgodnie z efektem D opplera.

Rys. 1. T ypow e pro file l i n ii typu P Cygni ( B e a l s 1950)

UERUNEfc NA OBSEBWATORA

R y s . 2 . Schem atyczny model gw ia zdy w c z e s n e g o typu z r o z c i ą g ł ą a tm o s f e r ą ( U n d e r ­ h i l l I960)

W ypływ m aterii z gorących g w ia zd

107

O b ecn o ść w widmie gwiazd linii absorpcyjnych przesuniętych ku krótszym długościom fal (w stosunku do d łu g o ści laboratoryjnej) o przyrost d łu g o śc i fali AA, odpowiadający prędkości materii w ię k s z e j od p rędkości u c ie c z k i z pow ierz­ chni gwiazdy, d o s ta rc z a w ięc dowodów utraty materii przez te gw iazdy. T akie p rz e su n ię te linie absorpcyjne zaobserwowano w widmach optycznych wielu obiektów: w widmach nadolbrzymów typu B0-A2 linia Ha ma zazw y c za j profil typu P Cygni z przesunięciem składnika abso rp cy jn eg o ku fioletow i o AA odpo­ w ia d a ją c e p rędkości ok. 100 k m /s ( W e y m a n n 1963), vv widmie samej P Cygni

(typ widmowy Blep) w y s tę p u ją linie emisyjne z zaniedbywalnym przesu n ięciem , sto w a rz y sz o n e z liniami absorpcyjnym i przesuniętym i ku fioletow i o AA odpo­

w ia d a ją c e maksymalnie p ręd k o ści 275 k m / s , przy czym zmiana d łu g o śc i

fa li wywołana ruchem gazu wokółgwiazdowego w kierunku obserwatora j e s t zmienna z a le ż n ie od tego, który jon i k tó rą lin ię bierze s i ę pod uwagę (B e a i s 1950); c h a ra k te ry s ty cz n e em isyjno-absorpcyjne linie z p rzesu n ięciam i s k ła d n i­ ka ab so rp cy jn eg o ku fioletow i o k i l k a d z ie s ią t do k ilk u se t kilometrów na. s e ­ kundę obserwuje s i ę też w optycznych widmach gwiazd z a lic z an y c h do grupy t y p u P Cygni i gwiazd typu Be ( B e a l s 1950, U n d e r h i l l 1960).

Pro w ad zo n e od kilku l a t o b serw acje ra k ie to w e gwiazd w c z e s n y c h typów widmowych doprowadziły do wykrycia lin ii o profilach typu P Cygni i p rz e s u ­ n ię ty c h ku fioletowi pojedynczych linii absorpcyjnych także w d a le k ie j, u ltra ­ fioletow ej c z ę ś c i widma, d o s ta r c z a ją c w ten sp osób d a ls z y c h dowodów na potw ierdzenie h ip o tezy , że ja s n e gorące gwiazdy m ają, poza normalnymi war­ stwami atm osferycznym i, także ro z c ią g łą , w y p ły w a ją c ą na zewnątrz i sto su n k o ­ wo r z a d k ą o to c z k ę . W dalszym ciągu artykułu przed staw io n e s ą n ajw a ż n ie jsz e wyniki o b se rw a c ji rakietow ych w u ltra fio le c ie , a następ n ie bardzo in te re s u ją c a p raca te o re ty c z n a, której autorzy zaproponowali pierwszy w miarę przekonywu­ ją c y model wypływu oparty na tych właśnie o b se rw a c ja ch .

2 . WOKOŁGWIAZDOWE LINIE

W ULTRAFIOLETOWYCH WIDMACH GWIAZD WCZESNYCH TYPÓW WIDMOWYCH

P ie r w s z e rakietow e o b se rw a c je w d a le k ie j ultrafioletow ej c z ę ś c i widma nadolbrzymów w c z e sn y c h typów widmowych w mgławicy Oriona wykonane zo­ s ta ły w 1965 r . ( M o r t o n 1 9 6 7 a , b) z a po m o cą spektrografu wyniesionego na w ysokość 186 km. M o r t o n otrzymał w ó w c z a s widma gwiazd 5 (typ widmowy

09,511), e (BOIa), £ (0 9 ,5 Ib ), ri (B0,5V), i (0901) i k (B0,5la) Orionis (zdol­

ność r o z d z ie lc z a w ynosiła ok. 3

A).

W widmach gwiazd e i £ O rionis zid e n ty fi­

kował między innymi silnie p rz e su n ię te ku fioletow i, pow stałe prawdopodob­ nie w wokółgwiazdowej o to c z c e , rezonansow e linie absorpcyjne obydwu s k ła d n i­

i

1402,8

_A)

i rezonansow ą lin ią absorpcyjną dubletu C IV (s k ła d n ik i dubletu byty nieseparow alne, laboratoryjna długość fa li w ynosi 1548,2

A

i 1550,7

A).

Zarów no lin ia Si IV ja k i lin ia C IV stowarzyszone były z nie przesuniętym i lin ia m i em isyjnym i Si IV i C IV , m ając typowe profile typu P C y g ni. W yniki te potwierdziła następna seria obserw acji rakietowych tego samego obszaru nieba wykonana w 1966 r. ( M o r t o n e t a l. 1968). Sfotografowane zostały w ów czas dalekie ultrafioletow e c zę ś c i widm w zakresie od 1100

A

do 2750

A

ze zdolno­ ś c ią ro z d z ie lc z ą ok. 1 A d z ie s ię c iu gw iazd typu 0-B w okolicy eO rionis, wśród których były także gw iazdy obserwowane poprzednio. Rezonansow e lin ie Si IV i C IV o profilach typu P C ygni zidentyfikow ano ponownie w w idm ach nad- olbrzymów e Ori i £ O ri, a także w widmie olbrzyma 6 O ri; absorpcyjne s k ła d ­ n ik i lin ii Si IV i C IV były przesunięte w stosunku do sw oich d łu gości labora­ toryjnych o AA odpow iadające prędkościom a ż do 1800 k m /s (dla centrum

lin ii) , składowe em isyjne tow arzyszące liniom absorpcyjnym od strony

długofalow ej były n ie co przesunięte ku cze rw ie n i. P ró cz rezonansowych lin ii Si IV i C IV wykryto te ż siln ie p rze s u n iętą ku fioletow i (o ok. — 1800 km /s) lin ię a b so rp cy jn ą nieseparow alne go dubletu N V (laboratoryjne d łu gości fa li Aj składników dubletu s ą 1238,8

A

i 1242,8

A)

stow arzyszoną prawdopodobnie z n iep rzesu niętą, bardzo s ła b ą lin ią e m isy jną, oraz absorpcyjną, p rzesuniętą ku fioletow i lin ię rezonansow ą S i III (A/ = 1206,5

A)

i lin ię C III (A/ = 1175,7

A)

p o w s ta łą też prawdopodobnie w w okółgw iazdow ej otoczce gazu. Środki rezo­

nansowych lin ii absorpcyjnych odpowiadały średnim prędkościom wypływu

w kierunku na obserwatora, w ynoszącym 1430 km /s dla 6 O ri, 1270 km /s dla e O ri i 1530 km /s dla £ O ri, przy czym prędkości w yznaczane z przesunięć lin ii poszczególnych jonów były nieco ró żn e, choć tendencja ta je s t sła b sza niż w przypadku np. prędkości w yznaczanych z optycznych widm gw iazd typu P C y­ gni. W widm ach pozostały ch gw ia zd wykryto jedynie wokółgwiezdne lin ie absorpcyjne przesunięte ku fio le to w i bez tow arzyszących im lin ii em isyjnych; d la dwóch obserwowanych gw iazd ciągu głównego (n i 6 O ri) przesunięcia w l i ­ niach rezonansowych Si IV i C IV były zaniedbyw alne.

D a ls ze obserwacje rakietowe prowadzone przez innych obserwatorów po­ twierdziły i rozszerzyły dane o występowaniu wokółgwiezdnych lin ii typu P C y ­ gni w ultrafioletow ej c z ę ś c i widm a nadolbrzymów w czesnych typów widmowych. C a r r u t h e r s (1968) otrzym ał ultrafioletow e widma gw iazd z okolic e O ri, y Vel i £ P up (05f) (ze z d o ln o ś c ią ro z d z ie lc z ą 2—3

A),

w których zide nty fik o­ wane zo sta ły siln ie przesunięte ku fio le to w i absorpcyjne lin ie C III (A / = 1175,7

A)

i Si III (A/= 1206,5

A)

; typowy profil P C ygni m iała 1 in ia rezonansow a N V obserwowana jak o bardzo wydatna w widmie kilku gwiazd O riona i w widmie £ P u p . D o kła d nie jszy ch danych o widmie £ P u p dostarczyły obserwacje rakie­ towe M o r t o n a et a l. z 1967 r. ( M o r t o n et a l. 1969) i S m i t h a z 1968 r. ( S m i t h 1970). M o r t o n et a l. otrzym ali widmo £ P u p w zakresie fal od 1100

A

do 2750

A

przy zd o ln o ści ro zd z ie lc z e j ok. 1,6

A.

Wśród n a jbardzie j wydatnych

Wypływ materii z gorących gwiazd

109

T a b e l a 1

Przesunięcia w km /s centralnych czę ści ultrafioletowych linii absorpcyjnych gorących gwiazd ( Mo r t o n 1969, S m i t h 1970)

C wiazda

_i

Pup i Ori 5 Ori fO ri k Ori

Typ widm 05f 09.5 Ib 09.511 BOIa BO,5Ia

Jon Laborat. dł. fali A S VI R 939,0 -1380 e S N IV 955,3 - 530 e S - 780 e N III R 989,8 -1820 e S 0 VI R 1034,7 -1830 e S C III 1175,7 -1760 e S -1860 -1050 - 480 - 970 -1020 Si III R 1026,5 -1640 -1600 -1600 -1320 -1620 N V R 1240,8 -1670 e S -1550 e -1770 -1360 -1360 -1450 0 IV 1340,8 - 150 e S -Si IV R 1393,8 -1810 -1420 -1120 -1250 Si IV R 1402,8 -2140 -1600 e -1770 e -1240 e C IV R 1549,5 -1840 e -1280 e -1320 e -1180 e He II 1640,4 - 350 e 0 0 0 N IV 1718,5 - 780 e 0 0

D la tych lin ii, których sk ład n ik i dubletów lub m ultipletów były obserw acyjnie n iesep aro w aln e, p odan a j e s t średnia lab orato ry jn a d łu gość fa li. Dane d o ty c z ą c e £ P u p i ozn aczon e p rze z S po* ch o d z ą z p racy S m i t h a ( S m i t h 1970), w szy stk ie p o z o sta łe dane z a c z e ip n ię te s ą z p racy M o r t o n a ( M o r t o n 1969), który z e sta w ił p r ę d k o śc i dopplerow skie n a jle p ie j, je g o zdaniem , oszac o w an e i pewne ,,e * ’ o z n a c z a , że lin ia ma składnik em isyjny w przyb liżen iu n ie p rze su n ię ty ; ,,R ” o zn ac za lin ie rezon an sow e.

linii znalazły się rezonansowe dublety N V i C IV (składniki dubletów były

nieseparowalne) oraz wzbudzona linia N IV (A/= 1718,5

A ) ,

ktdre wykazywały

typowe profile P Cygni. Zidentyfikowano też silnie przesunięte ku fioletowi absorpcyjne linie rezonansowe Si III i Si IV oraz linię C III obserwowane już poprzednio. Średnio przesunięcia centralnych c z ę ś c i linii absorpcyjnych i ab­ sorpcyjnych składników linii typu P Cygni dały prędkość e k sp an sji materii rzędu 1810 k m /s. Obserwacje M o r t o n a et a l . z 1967 r. zostały potwierdzone z roz­ sąd n ą dokładnością przez S m i t h a ( S mi t h 1970), który w widmie £ Pup otrzy­

manym w zakresie długości fal od 920

A

do 1360

A

ze zdolnością rozdzielczą

mianowi-cie N III (A* = 9 8 9 ^

A ),

N IV (A; = 955,3

X ),

O IV (Az = 1338,6 A, 1343,0

A

i 1343,5

A ),

O IV (* /= 1037,6 A i 1031,9 A) oraz S VI (fy = 933,4 A i 944,5

A ) .

Zmierzone p r z e s u n ię c ia absorpcyjnych składników linii C III, N III, N V i O VI d a j ą ś re d n ią prędkość wypływu rzędu 1770 k m /s ; p rędkości zn ale z io n e z p rze­ sunięć linii N IV i O IV s ą zn acznie m niejsze (530 i 150 k m /s — odpowiednio); S m i t h su g e ru je , że linie te p o w s ta ją w n a jn iż s z y c h w arstw ach wokółgwiezdnej otoczki.

Dane do ty czące p rz e su n ię ty c h absorpcyjnych linii w ultrafioletow ej c z ę ś c i widma nadolbrzymów i olbrzymów w czesnych typów widmowych zebrane s ą w tab. 1. P o d a n e p rędkości o d n o s z ą s i ę do centrum lin ii, na ogół s ą one w ię k s z e od prędkości u c ie c z k i z powierzchni gw iazdy. Z wyjątkiem £ P u p p r z e s u n ię c ia

linii wzbudzonych d a ją p ręd k o ści m n iejsze niż p rz e s u n ię c ia lin ii r e z o n a n s o ­

w ych, co su g eru je, że p o w s ta ją one w n iż sz y c h w arstw ach w y pływ ającej o to cz­ ki, prawdopodobnie w o b s z a rz e , gdzie gaz j e s t j e s z c z e s iln ie p r z y s p ie s z a n y .

3. MECHANIZM WYPŁYWU MATERII

O b se rw a c je s iln ie s u g e ru ją , że u tra ta materii j e s t zjaw iskiem d o ść po­ wszechnym dla gorących, ja s n y c h gwiazd w cze sn y c h typów widmowych. A c z ­ kolwiek jakościow a in te rp re ta cja obserwowanych widm zasu g ero w an a z o s ta ła już bardzo dawno temu, jed n ak — ja k dotąd — brak w pełni z a d o w a la jąc e j inter­ p re ta c ji ilo śc io w e j. Spośród prac teoretycznych prowadzących do o s z a c o w a n ia tempa utraty materii na podstaw ie d o stępnych o b serw acji i sugerujących me­ chanizm wypływu niew ątpliw ie, ja k dotąd, najbardziej k o n sy ste n tn a j e s t praca L u c y ’ e g o i S o l o m o n a . L u c y i S o l o m o n (1970) su g e ru ją , że zew nętrzne warstw y gwiazdy mo-gą być wypychane na zewnątrz przez ab so rp c ję promieniowa­ nia w s iln y c h ultrafioletow ych liniach rezonansow ych — pęd przekazywany cząstkom p rzez fotony j e s t w ó w czas w y s ta r c z a ją c o duży, by wypływ materii był możliwy.

Równanie równowagi h y d ro sta ty c z n e j z a p is a n e dla płaskorów noległej atmo­ sfery je s t postaci:

dP

— - - *cffPs - (*-«*) p,

(1)

gdzie

P

o z n a c z a ciśn ie n ie gazu, p - g ę s t o ś ć , g =

GWl/R2

j e s t p rz y sp ie sz e n ie m grawitacyjnym na powierzchni gwiazdy, ge ff - p rz y sp ie sz e n ie m efektywnie dzia ła ją cy m . J e ś l i t tF v oz n a c z a strumień promienisty w c z ę s t o ś c i v , z a ś ( V -

całkowity w spółczynnik pochłaniania na 1 g, to:

IWypływ materii z gorących gwiazd 111

-

---

--->

Aby materia mogła być wyrzucana z gwiazdy powinniśmy mieć g e f f ^ O — w obszarach, z których ma następować wypływ. L u c y i S o l o m o n pokazują,

że ujemne przyspieszenie efektywne w zewnętrznych częściach gorących gwiazd wczesnego typu widmowego można uzyskać rozpatrując absorpcję promieniowa­ nia w rezonansowych liniach jonów takich, jak Si IV , C IV, N V, S VI itp., a więc tych, których linie le żą w obszarze, gdzie największy jest strumień pochodzącego od gwiazdy promieniowania w continuum. Oczyw iście, aby móc uwzględnić efekty absorpcji w ramach prostego hydrodynamicznego przybliżenia spełniony musi być warunek, by prędkości dryfu jonów absorbujących ultrafio­ letowe fotony (a więc przyspieszanych) były zaniedbywalne w stosunku do prędkości reszty gazu, tzn. czas przekazywania pędu przez absorbujące jony innym składnikom gazu był bardzo krótki w porównaniu Ze skalą czasową ruchu materii jako całości.

Oszacowanie przyczynku do (równanie (1)), pochodzącego od jednej

lin ii pozwala zoreintować się, czy warunki fizyczne, w których możliwe jest uzyskanie > g są zgodne z tym, co wiadomo z obserwacji o składzie che­

micznym i innych parametrach charakteryzujących atmosfery rozważanych

gwiazd. Oszacowanie maksymalnego przyczynku (g # )° pochodzącego od pochła­ niania w jednej lin ii przez jon „ i ” otrzymać można zakładając, że strumień promieniowania continuum Fv w częstości vo rozpatrywanej lin ii nie jest osłabiany przez absorpcję. Daje to (por. (2)):

n,- 00 ttFv nB ni X ire2

( « > ? = — — J * v iv = --- f,

^ c P ° c n Hna mH me°

gdzie s v jest współczynnikiem absorpcji w lin ii na jon, na oznacza liczbową gęstość atomów rozważanych, rajj — liczbow ą gęstość atomów wodoru, X — za­ wartość wagową wodoru, f — siłę oscylatora rozważanego przejścia; całkowity współczynnik pochłaniania w lin ii na 1 atom jest tte2f/m c.

Oczywiście prawdziwy przyczynek do g ^ pochodzący od pochłaniania w jed­ nej lin ii jest znacznie mniejszy, oznaczmy go przez:

V ‘-= Y' V ‘p’

gdzie ł* jest czynnikiem mającym zdać sprawę z faktu powstawania lin ii; je ś li przez ry = Fv / F vo oznaczymy względną intensywność strumienia w lin ii, to;

L u c y i S o l o m o n zakładają, że linie powstają w warstwie odwracającej w mechanizmie koherentnego rozpraszania (rozważane są tylko linie rezonanso­ we), przy czym rozpraszanie jest z założenia izotropowe. Przybliżenie Edding- tona prowadzi wówczas do:

i

3

+ 4 Tv

gdzie ty jest grubością optyczną warstwy odwracającej w częstości v w lin ii. Dalej, ograniczenie rozważań tylko do dopplerowskiego jądra lin ii daje w przy­ padku, gdy głębokość optyczna w lin ii je st bardzo duża:

vHlW

3 VtT

Ponieważ współczynnik absorpcji w centrum lin ii jest wyznaczony tylko przez efekt Dopplera, więc grubość optyczna warstwy odwracającej w centrum linii t q je st równa:

_

\fńe2 f

N

OTo --- ---- ^ a b s >

m ec

A v d

OC

gdzie A\i [) jest szerokością dopplerowską lin ii, = f n r+\dx — ilo śc ią

o

absorbujących jonów w kolumnie o jednostkowym przekroju, równą w przybliże­ niu ilości atomóv. w odpowiednim stopniu jonizacji (x jest odległością od po­ wierzchni gwiazdy). Aby obliczyć ^ a j,s trzeba rozważyć równowagę jonizacyjną w atmosferach rozważanego typu. Autorzy przedstawiają proste i przekonywują­ ce argumenty za tym, że równowaga ta jest określona przez fotojonizację i re­ kombinację promienistą, natomiast jonizacja zderzeniowa stanowi zaniedbywal- ny przyczynek. Szacując N a \,s zakładają, że warstwa odwracająca jest płasko-

-równoległa, izotermiczna (temperatura elektronowa Tg i temperatura promienio­ wania Tft są stałe z odległością od gwiazdy i dodatkowo Tg = T^ = 0,7 ^ eff)» złożona z gazu wodorowego w pełni z jonizowanego. Założenia te pozwalają znaleźć analityczne wyrażenie na Naj,s i następnie wyrażenie na

L u c y i S o l o m o n stosują powyższe rozważania przykładowo do oblicze­ nia (g ^)(., pochodzącego od absorpcji promieniowania przez C IV w silniejszym składniku dubletu lin ii 1548

A

w atmosferze o log Teff = 4,4, log g = 3 zawar­ tości węgla n ę / n p = 3,3 • 104, zawartości wagowej wodoru X = 1. Z dobrym

Wypływ materii z gorących gwiazd 113

przybliżeniem można tu z a ło ży ć , że strumień prom ieniowania continuum w czę­ sto śc i lin ii dany je s t przez fu nk cję P la n c k a , tj. Fvo = f l yo (Te{(). Otrzymuje s ię wów czas /Vabs = 9,4 • 10l4/c m J, zatem t q = 88,3 i ¥ = 3,4 • 1 0 '2. D aje to, po obliczen iu (g ) i5 4 8:

R

nr +

1

!og ( g J 1548 = 4,0 + lo g --- .

K n

_

Porów nując to z w a rto ścią log g = 3 typową dla nadolbrzymów wczesnych typów otrzymuje, się że jedna lin ia rezonansow a C IV daje £ ef{ < O dla tych obszarów , gdzie 10% atomów węgla występuje w postaci jonów C IV . Pow yższe oszacow anie przyczynku do gjj dla jednej tylko lin ii prowadzi zatem do wyniku bardzo zach ęcającego . Można s ię sp odziew ać, że w gorących, jasnych gw iaz­ dach łatw o m ogą w ystąpić warunki tak ie , w których warstwa odw racająca nie będzie mogła być w równowadze hydrostatycznej, a zatem należy rozpatrywać hydrodynamiczny wypływ, co w s zc ze g ó ln o śc i pozw oli na dobre oszacow anie tempa utraty materii przez gw iazdę.

Przy najprostszym za ło że n iu , że wypływ materii z gwiazdy je s t stacjonarny i sferycznie symetryczny mamy, że tempo utraty materii je s t równe:

dm

_ = 4 u r p v , (3)

dt

gdzie v je s t prędkością gazu w o dleg ło ści r od centrum gw iazdy. O czyw iście

dJUZ d t je s t tu w ie lk o śc ią s ta łą . P o nie w a ż wiemy z teorii wiatru słonecznego,

że jedynymi rozw iązaniam i fizycznym i s ą w tym przypadku (por. — obserwacje) ro zw iąza n ia poddźwiękowe w p o b liżu gwiazdy i naddźwiękowe daleko od gw iaz­ dy, zatem każda stała ruchu m usi być w yznaczona przez ruch poddźwiękowy. J e ś li w ięc zadow olić się w szc ze g ó ln o śc i np. obliczaniem tempa utraty materii przez gw iazdę, rozw ażyć wystarczy wypływ p o n iże j punktu dźw iękow ego, co pozw ala na znakomite uproszczenia.

L u c y i S o l o m o n ro zw a ża ją zatem tylko wypływ poddźwiękowy przy następujących dodatkowych za ło że n iac h :

A) geometria je s t płasko-rów noległa, tzn. punkt dźw iękowy pow inien być blisko powierzchni gw iazdy,

B) w w ypływ ającej m aterii je s t równowaga jo n iza c y jn a określona przez fo to jo n iza c ję i rekombinację prom ienistą,

C) wypływ je st izotermie zny,

D) prędkości dryfu poszczególnych jonów w stosunku do c a ło ś c i gazu są zaniedbywał ne,

E) pęd przekazywany jest gazowi tylko przez absorpcję promieniowania continuum, tj. absorpcja rozproszonych fotonów jest zaniedbana.

Powyższe założenia, jak się okazuje a posteriori po otrzymaniu modeli obszarów poddźwiękowego wypływu, są konsystentne z otrzymanymi wynikami, ftysokośc punktu dźwiękowego ponad powierzchnią gwiazdy, z której rozpo­ częte są całkowania równań opisujących ruch, jest mała w porównaniu z pro­ mieniem gwiazdy, skcla czasowa odchyleń od równowagi jonizacyjnej jest mała w porównaniu ze skalą czasową wypływu, skala czasowa oziębiania gazu przez adiabatyczną ekspansję jest dużo dłuższa niż skala czasowa ogrzewania gazu przez fotoeiektrony, zaś skala czasowa relaksacji prędkości absorbującego jonu jest krótka w porównaniu ze skalą czasową wypływu — przykładowo według oceny autorów, w czasie charakterystycznym dla relaksacji termicznej jon C IV rozprasza ok. 2000 fotonów, co daje prędkość ~0,5 km/s, która jest mała w porównaniu z prędkością termiczną wynoszącą ok. 5 km/s, zaś czas relak­ sacji dla jonu C IV z taką prędkością termiczną (~10'4s) jest dużo krótszy od skali czasowej wypływu (~ 2 * 1 0 3s). Najbardziej słabe w poddźwiękowym ob­ szarze może być założenie E), które załamuje się, gdy osłabienie promienio­ wania continuum przez absorpcję jest bardzo duże. Oczywiście wszystkie założenia mogą być dowolnie niesłuszne w obszarze naddźwiękowym.

Równanie hydrodynamicznego wypływu, zgodnie z powyższymi uproszcze­ niami, jest więc postaci:

dv

1

dP

{i)

gdzie, jak poprzednio, x oznacza współrzędną liczoną od powierzchni gwiazdy,

zaś g ef{= g - Całka równania ciągłości daje:

pv =■= / , (5)

gdzie / jest strumieniem masy, / = const. Założenie, że atmosfera jest izoter- miczna pozwala zamknąć układ równań na tym poziomie. Równania (4) i (5) można przekształcić do postaci:

1

dv

{ v 2 - a l ) ~ vT x = - g ° « ’

(6)

gdzie a = ~\JP/p jest izotermiczną prędkością dźwięku. Oczywiście w punkcie

dźwiękowym (v = a) musimy mieć g e f{= O .

Aby znaleźć g eff trzeba znaleźć i zsumować przyczynki do przyspieszenia pochodzące od różnych lin ii, a zatem konieczne jest rozwiązanie równania

Wypływ materii z gorących gwiazd 115

transferu w liniach, gdyż przyczynki te s ą zmienne z o d leg ło ścią od powierz­

chni gwiazdy. Przy założeniu E) rozw iązanie równania transferu sprowadza s ię

do o bliczenia ekstynkcji promieniowania continuum. P o ru szający s ię gaz widzi

i absorbuje promieniowanie wysyłane przez fotosferę gwiazdy w c z ę sto śc i

v w c z ę sto śc i innej v' określonej przez efekt Dopplera. J e ś li /° (p ) je s t n atęż e­

niem. promieniowania continnum w kierunku tworzącym kąt arcco s p z lokalnym

kierunkiem normalnym do powierzchni gwiazdy, to równanie transferu, które trze­

ba rozwiązać je s t p ostaci:

M

I b

= ” 1 v “ v , ) ‘ p '

(7)

gdzie / v j e s t współczynnikiem absorpcji w lin ii liczonym na 1 g,

V,-

c z ę s to ś c ią

lin ii, v często s'cią promieniowania w układzie nieruchomym, v' c z ę s to ś c ią pro­

mieniowania widzianego przez poruszający s ię ośrodek, v' = v (1 — n

v/c).

P rzy ­

czynek od lin ii je s t:

g l i n i e ' “ [ i (8)

U w zględniając je sz c z e przyczynek pochodzący od rozpraszania na swo­

bodnych elektronach, mamy:

TT F

_

( 9 )

& e ff“ & ~ linie ~ c ^ ~~ ^ 8r) lin ie ’

gdzie ff je s t współczynnikiem rozpraszania na swobodnych elektronach, z a ś

ttF

oznacza całkowity strum ień. Zaniedbując pociem nienie brzegowe L u c y

i S o l o m o n zakładają, że warunek brzegowy dla równania transferu i podstawy

warstwy odw racającej możemy za p isa ć w formie:

co zaw sze daje g ^ < g dla * = 0 i ogranicza rozw ażania do sensownych z punk­

tu w idzenia wypływu przypadków. Dodatkowo autorzy zakładają, że ciśnienie

elektronowe

u podstawy warstwy odw racającej spełnia równanie log

P e

=

log g - 0 , 5 .

L inie uwzględnione w rachunkach podane s ą w tab . 2; prócz lin ii S III

i S IV s ą to w szystko linie obserwowane. O czyw iście liczba rozwiązywanych

równań zale ży od liczby uw zględnionych lin ii; przy pow yższym modelu L u c y i S o l o m o n m ogą u w zględnić przyczynki pochodzące nawet od poszczególnych składników lin ii rezonansow ych, gdyż w obszarze poddźwiękowym d z ia ła ją one n ie z a le ż n ie .

T a b e l a 2

Linie rezonansowe

Jon Długość fali (A) Jon Długość fali (A)

c ni 977,0 Si IV 1393,7 C IV 1548,2 Si rv 1402,7 C IV 1550,7 S III 1190,2 n ni 989,8 S IV 1062,7 N V 1238,8 S VI 933,4 N V 1242,8 S VI 944,5

Metoda rozw iązyw ania była n a stęp u jąca : przy zadanych log Te ff i lo g g wybrana była próbna w artość I , z k tó rą rów nania (6) i (7) całkow ane były do punktu dźw iękowego (całk a (8) była lic zo n a dla częs to śc i każdej lin ii za po­ m ocą dw udziestop ięciopunktow ej trapezoidalnej formuły na kwadraturę i jedno- punktowej formuły na całkow anie po n ) ; oczyw iście, w o g ó ln o śc i, próbna war­ tość / je s t z ła i nie daje g e ff = 0 dla v = a, rachunki trzeba w ięc powtarzać z popraw ioną za każdym razem w a rto śc ią / , a ż do uzyskania dostatecznie dużej dok ład ności.

P o w y ższa metoda pozw oliła na uzyskanie w artości strum ieni m aterii / dla du żej liczby m odeli o różnych log Te ff i l o g g (rys. 3).

R ysunek 3 pokazuje lin ie stałego / na p ła s z c z y źn ie log ^ e ff — lo g g. R o z w ią z a n ia podane s ą tylko dla g*> 0, gdyż dla g*< 0 cała prom ienista część otoczki gw iazdy, le żąc a głęboko pod atm osferą, m usiałaby być też w ruchu. Z rys. 3 w id a ć, że strumień materii je s t duży nie tylko w obszarach, gdzie

wypływ je s t obserwowany (dla nadolbrzymów wczesnych typów log T e ff t

(4,4 - 4 ,5 ), log g e (3,0 - 3 ,5 ), dla gw iazd typu O f log 7 ef{~ 4 ,6 , log g ~ 4 ) , ale także dla gw iazd ciągu głównego (log ^ e f f = 4,35 — 4 ,5 , log g = 4 ,2), dla których nie ma obserwacji w skazujących na wypływ m aterii. O b lic z e n ia 2(g^),- dla statycznej warstwy odw racającej doprowadziły jednak autorów pracy do w niosku, że materia może być w yrzucana, gdy warunek 2 (g/j),- > g * zach o dzi pow yżej pewnego punktu w w arstw ie. J e ś li zachodzi on wtedy, gdy uw zględnio­ ne s ą tylko lin ie o t

0>

1

,

to należy o czek iw ać, że strumienie w ypływ ającej m aterii b ę d ą du że; je ś li zach o dzi on tylko wtedy, gdy w ob lic ze n ia ch uw zględ­ nione s ą lin ie o t

0<

1

,

to oczekiwane strumienie m aterii powinny być m ałe. Na rys. 3 obszar, w którym strumienie m aterii powinny być duże

(

t q

>

1

)

je st zakreskow any. O bszar kropkowany pokazuje jak zakres ten rozszerza s ię , gdy

Wypływ materii z gorących gniazd 117

L O G Te ff

Rys. 3. L in ie stałego strumienia masy J na p łaszczy źn ie log T eff — log g. Obszar zakreskowany oznacza w przybliżeniu tę część płaszczyzny log Te[f — log g, gdzie rzeczyw iście należy oczekiwać dużych strumieni materii (w tych obszarach otrzymane modele powinny mieć zastosowanie) N — oznacza obszar odpowiadający nadolbrzymom wczesnych typów widmowych, c.g. — gwiazdom ciągu głównego, a O f — oznacza obszar

odpowiadający gwiazdom typu O f ( L u c y i S o l o m o n 1970)

s ą uwzględnione linie o 1 > t q > 0,01. W pozostałych częściach wykresu strumień materii powinien być zaniedbywalnie mały lub warstwa powinna być statyczna. Jednak nawet powyższe ograniczenia pozostaw iają możliwość znacznej utraty materii dla gwiazd ciągu głównego z log Teff e (4,38 — 4,44).

Rzeczywiste tempo utraty materii przez gwiazdę je st równe:

dlTl 4 tt GJ

dt g

Dla modelu o log Teff = 4,4, log g = 3,0 mamy log J = -7,69, zatem przy

7ti = 203fto tempo utraty materii wynosi 1,1 * lO'*3#0 /rok. Warto może wspomnieć