Rambler's Top100Astronet    
  по текстам   по ключевым словам   в глоссарии   по сайтам   перевод   по каталогу
 

Радиационные дисконы - новые астрофизические объекты

В.В.ЖЕЛЕЗНЯКОВ
Нижегородский государственный университет

Рассмотрено строение астрофизических объектов нового типа - радиационных дисконов. Они включают в себя горячий белый карлик или нейтронную звезду с сильным магнитным полем, где под действием давления, вызываемого излучением на циклотронных частотах, происходят истечение вещества и накопление его в магнитосфере вокруг звезды. Обсуждаются кандидаты в дисконы - магнитные белые карлики GD229, PG1031+234 и GrW+70°8247.

Что такое радиационный дискон

Наряду с обычными звездами, свет которых можно видеть невооруженным глазом, в нашей и других галактиках существуют так называемые вырожденные звезды. В таких звездах вещество или его отдельные компоненты в основном состоят из вырожденного газа, движение частиц в котором описывается не классическими, а квантовыми законами. Давление в такого рода газах существенно возрастает по сравнению с давлением классического газа в обычных звездах. Это делает возможным образование звезд малых размеров - белых карликов и нейтронных звезд, - в которых огромные силы гравитации уравновешиваются сильным давлением вырожденного газа. Размеры белых карликов сравнимы с размерами Земли, а нейтронных звезд еще меньше, всего лишь 10-15 км, в то время как их массы порядка массы Солнца. У многих вырожденных звезд существуют сильные магнитные поля, достигающие 107-109 Гс у белых карликов и 1011-1013 Гс у нейтронных звезд.

Столь сильные магнитные поля резко меняют характер взаимодействия плазмы в окрестности звезды с ее излучением. Благодаря магнитному полю возникает сильное циклотронное рассеяние излучения в плазме на частоте вращения электронов в магнитном поле - электронной гирочастоте (циклотронной частоте) $\omega_{B} = eB /(mc)$ и ее гармониках $s\omega_{B}$ (B - магнитное поле, e и m - заряд и масса электрона, c - скорость света, s - целое положительное число). Этот эффект приводит к формированию циклотронных особенностей в спектрах вырожденных звезд. Такие особенности в виде линий и полос наблюдались (и объяснялись теоретически) в оптических спектрах магнитных белых карликов (как изолированных, так и находящихся в двойных системах, где происходит аккреция - перетекание вещества с обычной звезды на вырожденную), в спектрах рентгеновских пульсаров и космических гамма-всплесков. Кроме того, сильные магнитные поля вырожденных звезд могут влиять на движение плазмы. Во-первых, сильное магнитное поле определяет картину течений вещества и существенно влияет на характер аккреции на звезду и истечения вещества с ее поверхности. Во-вторых, при поглощении или рассеянии излучения на циклотронных частотах плазме передается его импульс, что приводит к появлению силы давления излучения. В случае, если эта сила превышает силу тяжести, можно ожидать, что динамика плазмы в окрестности магнитных вырожденных звезд в значительной степени определяется радиационным давлением, подобно тому как параметры атмосфер горячих звезд-гигантов определяются давлением излучения в резонансных линиях ионов. Давление циклотронного излучения может порождать плазменные течения типа звездного ветра с поверхности и разгонять вещество в таких течениях до субрелятивистских скоростей. Оно способно тормозить вещество в аккреционной колонке рентгеновских пульсаров и формировать плазменные структуры особого типа в магнитосферах одиночных звезд. Последней проблеме и посвящена статья.

Предположим, что в верхних слоях фотосферы магнитного белого карлика или нейтронной звезды давление циклотронного излучения превышает силу тяжести и приводит к истечению плазмы с поверхности звезды. Магнитное давление вокруг таких звезд много больше динамического давления движущейся плазмы. Поэтому вещество из фотосферы магнитной вырожденной звезды не может истекать свободно - оно, как правило, движется вдоль силовых линий магнитного поля. Основная часть "выметаемой" давлением излучения фотосферной плазмы не в состоянии деформировать или разомкнуть силовые линии магнитного поля (которое для простоты считаем дипольным) и накапливается в магнитосфере. Лишь относительно малая часть силовых линий, примыкающих к магнитной оси, может быть разомкнута плазменным течением.

Изложенные соображения легли в основу гипотезы [1] о возможном существовании новых астрофизических объектов - радиационных дисконов (схема на рис. 1).

Рис. 1.Первоначальная модель радиационного дискона [1]: 1 - горячая изолированная магнитная вырожденная звезда (белый карлик или нейтронная звезда); 2 - фотосфера, из которой истекает плазменный ветер, порождаемый циклотронным излучением; 3 - диск вблизи магнитного экватора в закрытой части магнитосферы; 4 - ускоряемый давлением излучения джет вдоль магнитной оси

Эти объекты включают в себя горячую вырожденную звезду с сильным магнитным полем, из фотосферы которой под действием давления циклотронного излучения истекает плазменный ветер, плотный плазменный диск вблизи магнитного экватора и пару струй-джетов, расположенных вдоль магнитной оси. Диск формируется истекающим веществом и поддерживается давлением излучения фотосферы. Возможность существования дисков околозвездных объектов хорошо известна в астрофизике. Такие диски образуются, например, в двойных системах при аккреции вещества с нормальной звезды на компактный объект. Другим примером служат молодые звезды, на стадии формирования которых диски могут возникать из газовых комплексов вследствие вращения системы. Радиационный дискон - пример особого астрофизического объекта с дисковой структурой, для существования которой не требуется вращения или аккреции со звезды-компаньона в двойной системе.

Как стать дисконом

Выясним прежде всего, при каких условиях магнитная вырожденная звезда (например, белый карлик) может стать радиационным дисконом.

Сердце дискона - центральная звезда. Она является источником вещества для формирования оболочки этого объекта и излучения, которое это вещество выбрасывает с поверхности звезды и поддерживает в магнитосфере. Дискон может сформироваться лишь в том случае, когда давление циклотронного излучения нарушает гидростатическое равновесие фотосферы. При каких параметрах звезды (величине температуры фотосферы и напряженности магнитного поля звезды) это возможно?

Сила давления циклотронного излучения пропорциональна потоку излучения на гирочастоте. Поэтому температура звезды должна быть достаточно высока, чтобы сила давления излучения, приходящаяся на одну частицу, превосходила силу тяжести mpg, действующую на протон (mp - масса протона, g - ускорение свободного падения на поверхности звезды). Очевидно, наиболее благоприятные условия для формирования дискона возникают в том случае, если гирочастота располагается вблизи максимума частотного спектра излучения звезды. Спектр излучения белого карлика в основном совпадает со спектром излучения абсолютно черного тела с той же температурой: спектральная интенсивность излучения на выходе из фотосферы одинакова во всех направлениях и составляет

$$B^{*}_{\omega}(\omega)=\frac{h\omega^3}{4\pi^3 c^2}\left[\exp\left(\frac{h\omega}{kT_{*}}\right)-1\right]^{-1}\,,$$

где T* - температура поверхности звезды, $\omega$- циклическая частота, h - постоянная Планка, k - постоянная Больцмана. Максимум этой функции соответствует частоте, для которой $h\omega/kT_{*} \approx$ 2,82. Поэтому магнитное поле и температура звезды должны быть близки к значениям, при которых $\omega_{B} \approx 2,82kT_{*}/h$. Последнее соотношение можно представить в виде

$$B[\mbox{\rm Гс}]\approx 3.6\cdot 10^4 T_{*}\,.$$

Лишь в этом случае может начаться истечение водородной плазмы из фотосферы. Конкретные расчеты, проведенные в работе [2], позволили построить диаграмму, показанную на рис. 2.

Рис. 2. Диаграмма магнитное поле - температура фотосферы для белого карлика с ускорением свободного падения на поверхности g = 108 см/с2. Справа от сплошной кривой сила давления циклотронного излучения превышает силу тяжести. Светлыми точками показано положение на этой диаграмме известных магнитных белых карликов. Темными точками указаны звезды - кандидаты в радиационные дисконы

Здесь в плоскости параметров lg B-lg T* проведена кривая, соответствующая значениям температуры и магнитного поля, при которых радиационная сила равна силе тяжести на поверхности белого карлика с g = 108 см/с2. При меньших температурах, слева от этой кривой, преобладает тяготение и вещество фотосферы находится в гидростатическом равновесии. Наоборот, при больших температурах, в области справа от кривой, равновесие фотосферы невозможно, поскольку в верхних ее слоях сила давления излучения превышает mpg. Из диаграммы видно, что наименьшая температура, при которой может начаться истечение вещества из фотосферы магнитного белого карлика, составляет около 2$\cdot$ 104 К; магнитное поле звезды при этом должно быть равно (3-6) $\cdot$ 108 Гс, что в целом согласуется с приведенной выше оценкой благоприятной величины магнитного поля B. На диаграмме показаны также точки, соответствующие параметрам известных белых карликов. Темными точками отмечены три звезды с наиболее сильным магнитным полем: GD229, PG1031+234 и GrW+70°8247. Они имеют и довольно высокую температуру, так что эти объекты вполне могут стать кандидатами в радиационные дисконы.

Сильно ли дует звездный ветер

Оценим поток вещества, который может создаваться давлением циклотронного излучения вблизи поверхности звезды. Допустим, что вдоль силовых линий магнитного поля через единицу площади проходит в единицу времени J частиц, которые разгоняются от дозвуковой скорости в основании течения до больших сверхзвуковых скоростей $\upsilon_{\infty}$ на выходе из него. Максимальная скорость потери массы достигается, если рассматриваемый поток плазмы полностью отбирает импульс от излучения, с которым он может взаимодействовать. Циклотронный резонанс возникает между плазмой и излучением с частотой $\omega_{B}$ в системе отсчета, связанной с плазмой. В соответствии с формулой Доплера соответствующая частота излучения в системе отсчета, связанной со звездой, равна $\omega_{B}(1 + \upsilon / c)$. Следовательно, истекающее вещество, разгоняясь от скорости $\upsilon \ll \upsilon_{\infty}$ до $\upsilon_{\infty}$, перехватывает весь импульс излучения в интервале частот шириной порядка $\upsilon_{term}\omega_{B}/c$. Продольная (вдоль магнитного поля) компонента потока импульса излучения в этом частотном интервале , где $\delta$ - угол между магнитным полем и радиусом-вектором, проведенным из центра звезды, а индекс * здесь и далее обозначает соответствующие величины на поверхности звезды. Приравнивая эту величину потоку импульса плазмы $P_{pl} = Jm_{p} \upsilon_{term}$ , находим [4]

$$J_{max}(\Theta_{*}) \approx \frac{\pi B^{*}_{\omega}(\omega_{B_{*}})\omega_{B_{*}}}{m_{p} c^{2}} \cos \delta_{*}$$

($\Theta$ - угол между магнитной осью звезды и радиусом-вектором). Интегрируя $m_{p}J_{max}(\Theta_{*})$ по звезде, определяем максимальную величину потери массы в единицу времени, обусловленную давлением циклотронного излучения:

$$M_{max}=4\pi R_{*}^{2} \int\limits_{0}^{\pi} m_{p} J_{max} \cos \delta_{*} \sin \Theta_{*} d\Theta_{*}\,.$$

Оценки [3] , [4] показывают, что магнитный белый карлик с температурой 2 $\cdot$104 К и полем (5-10) $\cdot$108 Гс может терять около 20 000 т вещества в секунду, что составляет примерно 1% от темпа потери массы Солнца. Это большая величина, если учесть, что площадь белого карлика составляет всего лишь 10-4 от площади солнечной поверхности. Основная часть выброшенного вещества накапливается в закрытой части магнитосферы.

Как устроена магнитосфера дискона

Рассмотрим более подробно строение плазменной магнитосферы дискона. Предположим сначала, что плазма вокруг звезды, обладающей дипольным магнитным полем, достаточно разрежена и излучение проходит через нее практически без ослабления (так называемый случай оптически тонкой магнитосферы). В этом случае можно пренебречь влиянием плазмы на излучение и считать интенсивность (а следовательно, и силу давления излучения) в любой точке вокруг звезды заданной и не зависящей от параметров плазменной оболочки. Анализ движения и плазмы в этом случае значительно упрощается.

Сила давления циклотронного излучения в оптически тонкой плазме вокруг звезды меняется с расстоянием r от центра звезды вследствие двух факторов. Во-первых, из-за сферической расходимости излучения его поток падает пропорционально (R* / r)2, где R* - радиус звезды. Во-вторых, более существенное влияние на силу давления циклотронного излучения оказывает неоднородность дипольного магнитного поля, вследствие которой гирочастота уменьшается с расстоянием от звезды: $\omega_{B} \propto (R_{*} / r)^{3}$. Соответственно меняется и интенсивность излучения $B_{\omega}^{*}(\omega_{B})$ , попадающего в резонанс с частицами магнитосферной плазмы. Рано или поздно гирочастота смещается в низкочастотную часть спектра $h\omega \ll kT_{*}$ , где зависимость интенсивности от частоты описывается законом Рэлея-Джинса; в этом случае $B_{\omega}^{*}(\omega_{B}) \propto \omega_{B}^{2} \propto (R_{*}/r)^{6}$. Поэтому, пройдя через точку максимума, сила давления излучения $f_{B} \propto (R_{*} / r)^{8}$ начинает уменьшаться гораздо быстрее, чем сила тяжести $m_{p} g(R_{*} / r)^{2}$. Следовательно, даже если вблизи звезды давление излучения намного превышает силу тяжести, на некотором расстоянии r0 эти силы сравняются, а потом тяготение окажется превалирующим. Поэтому вокруг звезды существует равновесная поверхность, на которой компоненты силы давления излучения и силы тяжести вдоль магнитного поля компенсируют друг друга:$f^{||}_{B}(r_{0}, \Theta)=m_p g \cos \delta$. Решая это уравнение, можно определить форму равновесной поверхности - зависимость $r_{0}(\Theta)$. Результаты расчетов [3],[4] приведены на рис. 3.

Рис. 3. Структура плазменной оболочки радиационного дискона [3], [4], [5]. Оптически тонкая плазма концентрируется вблизи замкнутой равновесной поверхности А, охватывающей звезду, и диска С в плоскости магнитного экватора. Оптически толстая плазменная оболочка простирается от звезды до равновесной поверхности. Циклотронное рассеяние в такой оболочке приводит к формированию широкой и глубокой полосы депрессии в спектре наблюдаемого излучения дискона. Точками показан гирорезонансный слой, соответствующий коротковолновому краю полосы

Для реальных параметров магнитных белых карликов равновесная поверхность отстоит от поверхности звезды примерно на (1-2)R*.

Итак, циклотронное излучение может поддерживать плазму вокруг магнитной звезды лишь в довольно компактной области. Выясним, как распределяется в ней "выметенное" с поверхности звезды вещество. Гидростатическое равновесие вдоль магнитного поля определяется балансом сил тяжести, давления плазмы и давления излучения

$$Nf^{||}_{B} - Nm_{p}g(R_{*}/r)^{2} \cos \delta - 2kT \frac{dN}{dh}=0\,.$$

В этом уравнении введена координата h вдоль силовой линии, использовано выражение p = 2NkT для давления полностью ионизованной водородной плазмы (T и N - ее темпера