Исследование эффектов гравитационного и лучистого взаимодействия в тесных двойных системах с нерелятивистскими компонентами тема автореферата и диссертации по астрономии, 01.03.02 ВАК РФ

Санкт-Иэтервургский государственный университет

на правах рукописи

ШГСТНЛНШК Изольд В-нцконович

уда 624.-¡а

ииСЛЬ&'ЬАНИг, З^ФКн'ГОВ Гг ДВ1/п'Щ№ННо[\> И ЛУЧИСТОГО ВЗАШДО1СТВИй В ТЕСНЫХ ЛВиИИХ СИСТЕМАХ С ШГШТИВИСТСЮШ КОМПОНЕНТАМИ.

Специальность 01. 03 . 02 - Астрофизика

и радиоастрономия

Диссертация

аа соискание ученой степени доктора физико-матомотических наук (в форме научного доклада)

Селткт-Петербург - 1994

Работа выполнена в Институте астрофизики и физики атмосферы Академии наук Эстонии.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,профессор В.Г.Гороацкнй доктор физико-математических наук,профессор А.М.Чересшщук доктор физико-математических наук,профессор М.А.Свечников

Ведущее учреждение: Астрономическая обсерватория Одесского государственного университета.

ъ/учасоъ шш. на заседании специализированного совета Д 063.57.39 по защите диссертаций на соискание учоной степени доктора физико-математических наук при Санкт-Петербургском университете (199034, Санкт-Петербург, Университетская наб. д. 7/9, ауд. 88).

С диссертацией можно ознакомиться б библиотеке Санкт-Петербургского 'университета.

Ученый секретарь Специализированного Совета кандидат физико-математических наук И.В.Петровская

Защита диссертации состоится

Автореферат ризослан

Актуальность теш

Наш знания природа физических процессов и особенностей эволюции тесных двойных систем (ТДС) основаны на большом эмпирическом материале, который анализируется с помощью количественных методов звездной фотометрии и спектроскопии . В частности , почти все сведения о массах , размерах звезд , распределении яркости по их дискам являются результатом количественной интерпретации кривых лучевых скоростей и кривых блоска .

Классические основы методов анализа и кривых блеска , и кривых лучевых скоростей были заложены еще в начале нашего столетия , Примечательно , что становление современной астрофизики в целом и создание основ современной науки о ТДС происходило в те годы по существу одновременно и в теснейшей взаимосвязи. Однако по мере внедрения звездной спектроскопии высокого разрешения и электрофотометрии в исследованиях затмешшх переменных еще полвека назад постепенно обозначилось заметное расхождение в контурах обвей картины процессов , которые вырисовывались из данных, спактроскопии и фэтометрпи . В то время как кривые блеска , несущие информацию об интегральных характеристиках излучения от обоих компонентов свидетельствовали в первую очередь о сильном влиянии эффектов искажения фигур , а также взаимного облучения в сочетании с эффектом нераапомарного распределения яркости но дискам звезд, спектральные данные указывали на исключительную важность учета полупрозрачных

г

газовых сред (газовые струи , потоки , оболочки .горячив пятна и т.п.) . Еще в 30-ых годах в связи с разработкой теории протяженных фотосфер Козырева - Чандрасекхара стало вырисовываться общее направление , следуя которому можно было надеяться построить согласованную картину . в которую бы органично вписывались все основные наблвдаеше закономерности ТДС . Указанная теория сразу до нашла свое применение как при интерпретации кривых блеска затмешшх переменных , так и для объяснения наблюдаемых особониостей переменной Р Лебедя .

В 50-60-ые годи благодаря более детальному исследованию симбиотичоских звезд , ТДС типа с Возничего , в которых присутствуют компоненты с протяженными атмосферами , наметилось значительное сближение в истолковании данных спектроскопии и фотометрии . Наметившийся прогресс заметно углубился благодаря разработке теории дисковой аккреции . Шесте с тем известно , что аккреционные диски но могут сформироваться в достаточно тесных парах . К тому ке в 60-ие годы теория Козырева - Чандрасекхара уке перестала удовлетворять " спрос" исследователей затмешшх переменных звезд , так как она базировалась на чрезмерно идеализированных исходных предположениях . И в эти годы

группой исследователей из ГАНШ (Москва) А.В.Гончарскимм , А.М.Черопащуком и А.Г.Яголой с141был предложен совершенно новый,оригинальный подход к интерпретации кришзх блеска ТДС , а которых одтш из хс>,акцептов обладает протяженной атмосферой, основанный на решении уравнения Фредхольма первого рода с применением метода Тихонова решения некорректно поставленных задач . Тогда г:е мы приступили к решению тех же проблем , использопаь метода классической астрофизики и предложив более корректное решения проблем; непрерывного спектра для звезд с протяяоиши фотосфера« поздних спектральных классов . В конце 60-кх , начале 70-цх годов эти исследования били дополнены с одной стороны , теоретическим рассмотрением различных эффектов гравитационного и лучистого взаимодействия компонентов (эффект отраяония , одэпка отклонений от условия ЛТР в атмосфзрах компонентов ТДС вследствие анизотропии и дтхгат азлучошя , иеродоалымя тореное излучения в очень тесных парах) , а с другой фотоэлектрическими наблюдетняш некоторых ТДС и интерпретацией фотоэлектрически кривых слоска ряда ТДС (RZ Ces , VYi Сер ,D0 Cas , V367 Cyg ) . В 80—их годах ми занялась проблемой учета влияния общих рассеивающих оболочек для ТДС с нерелятивистяшми компонентами и ввел! в рассмотрение новый класс двойных объектов , которые мы предлагаем именовать газозвтмениюот переменными . 3 соответствующем цикла работ нам уда,-.ось показать , что обнаруживаемый спектроскопически и поляризационно околозвездашй полупрозрачный газ

должен приводить к эффектам , проявление которых в оптике аналогично классическим аффектам , связанным со взаимным облучением и искажением фигур компонентов .

Таким образом , представляема» к защите работа является итогом исследований аффектов гравитационного и лучистого взаимодействия компонентов ТДС с нэрелятивистскими компонентами и окружающих их полупрозрачных газовых сред , выполненных примерно за 25 лет в стенах Института астрофизики и физики атмосферы (вплоть до 1973 г. Институт физики и астрономии ) Эстонской Академии наук .

Цель и задачи .

Основную задачу мы видели в разработке физически обоснованной модели ТДС , состоящей из нерелятивистских компонентов и окружающего их околозвездаого газа , которая учитывала бы основные аффекты гравитационного и лучистого взаимодействия компонентов , позволяла бы адекватно интерпретировать наблюдаемые особенности кривых блеска , а также их кривых лучевых скоростей и при атом била бы физически наглядной .

Другая наша задача состояла в разработке теории так называемых тонких аффектов взаимодействия компонентов в ТДС, таких как аффект отражения, эффект потемнения к краю диска, влияния анизотропии и дилидаи поля излучения в ТДС на физические параметры компонентов , а также применение метода

теории атмосфер , как обычных, так и протяженных для анализа кривых Оле ска затмэпннх. перемешшх .

Основша результаты и положения , ¿тюсгалш на защиту

1) Продгожзпа кичзстаошю поьая модель тдс , в которой звезда -кокпозсити скру»зкк общей й&зрячески-сй?ял)1р|1чшй рассеивающей оболочкой с радиальным градиентом нйпрозрйчпо'гп? :т попгзска ии оскобо «¡одельнчх расчетов , что соотсетствуыдио теоретический кривые блеска позволяют устранить наблюдавшиеся в течй;ше шюлос лет расхождения мевду набдвдвтшм и теорией , в первуи очередь для полуразделетшх ТДС типа. Аятолл , а также контактных ранних систем (амплитуда аф^зкта отражения и эллипсоидальное«! , расхождения меэду результатам! спектроскопических и г^тоуэтрических нссл.-довань! , и частности, для вторичных кочпонеятов) , а носОлодшжо кзеец оболочек нра зтом находятся в хорном согласии с результатами сю&ч'росгншчсскех и полкризэциош« каОвдокиа .

2) «а основа этей модели введено копцоптуашю новое понятий гааопатмашей переменной систем , в которой подобно обычным зотмошо-дЬойтал системам должны наблюдаться кввзшориодачееккв изменения видалого блеска с периодом , равным орбиталыюму , но обусловленные периодочокм кзмепямушея эффектом окранированил излузоши звезд полупрозрачным газом . Составлен список вероятных кандидатов

в газозатменные переманные и предложены критерии для их распознания .

3) Исследовано совместное влияние эллипсоидальности ф£гур компонентов и окружающей их общей рассеивающей оболочки на кривые блеска и показано, что указанные аффокты взаимно дополняют друг друга .

4) Изучено влияние общей рассеивающей полупрозрачной оболочки с радиальным градиентом непрозрачности , твердотельно вращающейся вокруг центра масс ТДС , на кривые лучевых скоростей, построенные по абсорбционным линиям компонентов . Найдено , что при сравнимых ширинах контуров фотосферных и оболочечных линий обвде сжатие или расширенно оболочки может привести к искажению синусоидальной формы кривой лучевых скоростей .

5) Разработана оригинальная методика и проведен расчет

кривых блеска ТДС , состоящих из шарообразных звезд ,

окруженных общей полупрозрачной оболочкой , заполняющей

критическую полость Роша , с учетом экранировашл излучения

звезд вследствие рассеяния на свободных электронах , поглощения водородом и ионами Н~, а такжэ вклада

собственного излучения оболочки .

6) Метод дискретных ординат Чандрасекхара модифицирован для решения уравнения переноса излучения в несерой атмосфере освещаемой извне параллельным пучком излучения от спутника и полученное решение применено для определения амплитуда вф£екта отражения в ТДС типа Алголя .

7) Доказана неприменимость диффузионного приближения Эддангтона во внешних слоях протяженных фотосфер, предлояено оригинальное соотношение между К интегралом и средней по сфзре интенсивностью излучения , на его основе рассчитаны иоде®: протямнших фотосфер , обеспечивающие сходимость полного потока излучения с точностью до нескольких процентов.

Нчучтая ногазиэ .

1) Впервые введено в рассмотрение концептуально новое понятие газозатманной переменной для 'ГДС .

2) Разработана оригинальная методика учета влияния рассеивающей "околозвездаой оболочки на кривые блеска ТДС , а также кривые их лучевых скоростей .

3) Впервые исследовано влияние нессрссти звездного вещества на темпэратурпоо распределение в атмосфере компонента ТИС и высказана идея , вэрно истолкопг' мдая расховдонко мевду теоретической оценкой и наблюдаемыми амплитуд:««! гч'фекта отраг;ения у ТДС типа Алголя , влиихшем неглубоко залегающей конвективной зоны у спутников ТДС типа Алголя .

4) Впервые пряшм моделированием несерых протяженных фотосфер показано , что звезда , обладаетяэ прототэинши фотосферами , ноию четко разделить на непрозрачное ядро и протяженную полупрозрачную оболочку и что это обстоятельство в также аномально сильное потемнение к край дисков вызвано

р

далюцией излучэния

Научпвя и практическая ценность .

Значимость данной работы обусловлена обогащением наших знаний о тоспых двойных звездах введением в рассмотрение нового класса объектов - газозатменвых переменных . Изучение объэктов этого типа позволит глубкэ понять природу процессов происходящие в околозвоздаом и околссистимвоч газе в тесных двойных звездах . Учет эффектов гаэоперомешгасти у обычных затмешшх и у спектрально-двойных ТДС в принципа позволяет устранить расхождения можду данными спектроскопии и фотометрии для многих ТДС .существовавшие на протяжении нескольких десятилетий . Это в свою очоредь позволит с большей кадеыюстыо спрэделить физические параметры компонентов ТДС , что весьма важно для понимания их эволюционного статуса .

Ценность представляют результаты кзучояия протягюшшх атмосфер для зеозд поздних спектральных типов , поскольку сфера их применения весьма широка . Так за последний досяток лет обнаружен ряд новых ТДС типа с Возничего , у которых звезда главной последовательности рапного спектрального класса наблюдается в сочеташз: с гигантом или сверхгигантом классов с протяженной атмосферой . Определенную значимое» имзвт также разреботапше нами алгоритмы расчета спектральных характеристик протяженных

атмосфор .

Понимание сущности физических процессов, обуславливвюдих так называемый аффект отражения, представляет ценность как для теории переноса излучения в атмосферах заезд , теории определения элементов орбит ТДС , так и для изучения физических процессов .происходящих в конвективных оболочках звезд позднего типа .

Публикации .

Реферированные результаты опубликованы в одной монографии и 31 цитируемых статьях .

Вклад автора в совместных работах .

В цикле работ [23-28] .посвященных моделировании кривых блеска ТДС , а так.-ке кривых лучешгх скоростей ТДС с общими рассеивающими оболочками , совместных с Л.Зйнасто , автору данного автореферата принадлежит постановка задачи , интерпретация получателе результатов и оформление статей , э компьютерные программы составлены соавтором . Работы по наблюдениям и интерпретации кривых блеска. ТДС Н2 Саа ,В0 Саа выполнены при равном вкладе авторов на всех этапах

проведения исследования . в работе по интерпретации кривой блеска V367 Cyg наблюдения выполнены П. Кальвом , а решение кривой блеска и оформление статей - автором . В совместном исследовании ТДС та Сер автор принимал участие в фотоэлектрических наблюдениях (основная их часть проведена Л. Соргсеппом и X. Албо) , интерпретация же кривой блеска и оформление статей принадлежит автору . В совместном исследовании ультрафиолетового спектра ТДС VW Сер соавтором А.Сапаром подучен наблюдательный материал и проведена редукция наблюдений . На всех последующих этапах работы вклад соавторов был равным -

Апробация работы .

Изложенные результаты докладывались на следующих семинарах и совшц&якях:

- по теории протяганных фотосфер - ка летней вколи по астрофизике в Пушкино (1964) , на Пленуме Комиссии по исследования переменных звозд Астрссовета All СССР в Свердловске (IS66) , на совещании рабочей группы по затменнам переменным Комиссии по переменным звездам в Одессе (1967) .

- по исследованию монохроматического аффекта отражвпия и механизма эффекта отражения на совещании рабочей группы пс загмэннкм переменным звездам Комнес№ по переменным звездам в Одессе (1967) , на Международном коллоквиума Но 73

"Непериодические яачэния в переменных звездах" в Будапеште (1968) , на Пленуме Комиссии по исследованию переменных звезд Астросовета АН СССР в Кишиневе (I9S9) ,

- но оценке отклонений от ЛТР в атмосферах компонент поздних йотов в ГДС на Пленуме Астросовета по переменным звездам в Одессе (1972) ,

-по анализу кривых блеска затмешшх переменных V367 Cyg и VW Сер на Пленуме Комиссии по переменным звездам в Крымской обсерватории (19-72) ,

- по эффекту отражения в спектральных линиях на всесоюзном совещании рабочей группы по звездным атмосферам в Тыравере (I97G) ,

- по моделям ТДС с общей сферичеаж-сикметричной рассеивакцой оболочкой и газозатмвншм переменным на астрофизических семинарах в ГАИШ (Москва) , в Крамской и Одесской обсерваториях (1984) , на совещании подкомиссии Коб проблемной комиссии многостороннего сотрудничества АН социалистических стран по проблеме "Физика и эволюция звезд" в Тбилиси (1935),но семинаре ОАО АН СССР в Зелепчуках(Т985),

- по моделированию кривых лучевых скоростей 'ГДС с общими рассеивающими оболочками на всесоюзном совещании по проблемам ТДО в Тыравере (1935) , на совместном астрономическом семинаре астрономов Эстонии и Ленинградского университета в Ленинграде (1985) ,

- по моделированию кривых блеска ТДС! с общими рассеивающими оболочками , заполняющими критическую полость Роша , на советско-финском совещании в Таллинне (1986) .

Содержание работы

I. ТДС с рассеивающими оболочками и моделирование их кривых блзска .

Традиционные методы анализа и кривых блеска, и кривых лучевых скоростей были разработаны около полувека тому назад . С тех пор они постоянно совершенствовались . Симптоматично то, что введение методов синтеза кривых блеска с помощью современных ЭВМ не потребовало сколько-нибудь серьезной ревизии результатов, ранее полученных с помощь» классических методов . Таким образом, к настоящему времена сложилось общепринятое представление о некоторой стандартной модели ТДС . Это система двух звезд, фигуры которых отовде ствляэтся с одной из эквипотенцаглышх поверхностей модели Рота . Далее, предполагается, что обе звезды подчиняются линейному закону потемнения к краю и что ояи испытывает гравитационное потемнение либо в соответствии с теоремой фон Дейдаля для звезд раннего типа, либо согласно соотношению Люси Н ~ в°*згмеаду суммарным потоком излучения Н и гравитационным ускорением £ для компонентов поздних спектральных типов „-Наконец, учитывается эффект отражения .

В то же время на кривых блеска и в спектрах многих систем наблвдавтся целый ряд пекулярных особенностей,природа

которых либо плохо понята, либо их та удается количественно истолковать на основе вышеупомянутой стандартной модели . Мы упомянем здесь только самые распространенные и заметные из наблюдаемых пекулярных особенностей:

1) общая и локальная асимметрия кривит блеска, проявляющаяся в различии высот максимумов или (и) различной крутизне нисходящей и восходящей ветвеЯ в мипимумэ, наличии локальных, впадин и т.п.,

2) сдвиги,часто переменные,моментов минимуме относгтс-льпо моментов элонгации при примерно равных светимостях компонентов,

3) слояще кривые изменения цвета с фазой орбитального периода,

4) наличие протяженных "крыльев", примыкающих к первому и последнему контакту в затмениях, которые не удается

объяснить ни искажением Фигур звезд,ни аномальным потемнением к краю, ни гравитационным потемнением,

5) расхождения между результатами фотометрии и спектроскопии в особенности касающиеся спектрального типа вторичного компонента,

6) различия продолжительности минимумов .

Среди наиболее типичных спектральных особенностей можно выделить следующие:

1) заметные различия лучевых скоростей по линиям разных элементов,

2) эффект переменности эксцентриситета орбита по наблюдениям в разные эпохи

3) значимые различия в т скорости систем по линиям разных элементов, а также кривым лучевых скоростей первичного и вторичного компонентов ,

4) кввзипериодаческие изменения эквивалентных ширин абсорбционных линий, не связанные с затмениями,

5) переменная асимметрия кривых лучевых скоростей .

Вообще говоря .вита упомянутые пекулярные особенности

кривых блеска долкны бить связаны о околозвездным веществом в той или иной форме (газовые потоки,аккреционные диски . и т.п.) . Цринимаи а=10 см в качестве типичного значения

размера оси орбиты .умеренную оценку электронпой плотности

тт т? —ч

N ~10 - 10 см и считая, что источником непрозрачности является электронное рассеяние, получим оптическую толщину 1 =0.01-0.1, достаточную для того, чтобы оказать существенное влияние на кривую блеска . В цикле работ С23-261 нами была разработана модель ТДС из двух шарообразных звезд, погруженных в общую рассеивающую сферически-симметричную оболочку, цэнгр которой совпадает с центром масс системы . Рассчитывались кривые блеска с учетом ослабления прямого излучения звезд вследствие рассеяния в оболочке, затмений звезд, эффэкта потемнения к краю их дисков, вклада светимости оболочки при следующих упрошаэдих предположениях: I) оболочка стационариа, динамические аффекты взаимодействия звезд с газом отсутствуют, 2) двойная система вместе с оболочкой обращается твердотельно вокруг центра масс, коэффициент рассеяния в оболочке меняется обратно пропорционально квадрату расстояния от центра масс системы, 4) рассеяние

изотропно, учитывается рассеяние только первого порядка,

5) рассматриваются кривые блеска в интегральном свете,

6) не учитывается частичное экранирование оболочки, звездами

Предположение 3) о наличии радиального градиента непрозрачности или плотности газа диктуется следующими качественными соображениями - При наличии стационарного звездного ветра, .текущего через первую точку Лаграгока Lj-движение газа должно бить замедленным в направлении Lj и ускоренное в противоположном направлении, откуда из условия сохранения массы перетекающего газа следуот наличие радиального градиента плотности . С другой стороны, если полупрозрачная газовая оболочка заполняет внутреннюю критическую полость Foma, то в моменты элонгаций звезды наблюдаются сквозь газ в направлении, близком к перпендикулярному к эквипотенциальным поверхностям, а в моменты соединений - как бы вдоль них. Очевидно^ последнем случае полная масса газа вдоль луча зрения должна быть существенно вше чем в элонгациях, что и моделируется приближением о наличии радиального градиента непрозрачности газа в предположении сферической симметрии оболочки .

Количество энергии, Lenv, рассеиваемое единичным объемом оболочки, определяется произведением коэффициента рассеяния на интенсивность излучения, приходящего от обоих компонентов с учетом далвции их излучения и ослабления его на пути от данного компонента до рассматриваемой точки и, наконец, на ослабление этой энергии на пути от рассматриваемой точки до внешней границы оболочки .

Выражение для Ьепу интегрируется по объему оболочки, причем исключаются годобъемы, занятие звездными источниками (неучет конечных, размеров ведет к сингулярности) . Помимо этого, во избежите сингулярности, в центре оболочки коэффициент, непрозрачности предполагался постояпшм при г<г0 где г0 на два-тои порядка меньше радиуса оболочки . Таким образом, светимость оболочки представлялась суммой тройных интегралов .

Замечательная особенность рассматриваемой задачи заключается в том, что в силу сферической симметрии и наличия только радиальных изменений непрозрачности в оболочке , светимость последней не зависит от ориентации звезд-компонентов относительно наблюдателя . Вывод о независимости светимости оболочки от фазы орбитального периода, следующий из общих физических соображений , подтверждается результатами численных расчетов . Проведение ке последних диктуется необходимостью точного определения светимости оболочки .

Светимость компонентов ТДС определялась с учетом затмений, потемнения к краю и экстинкции в оболочке . Кавдый тройной интеграл рассчитывался на сетке точек 16 х 16 х 30 (наибольшее число точек вдоль луча зрения) , подинтегралышя функция аппроксимировалась кубическими сплайнами . Интегрирование с переменным шагом обеспечивало вычисление 1еп7 с точностью не хуже 0.01 в единицах суммарного блеска . Отметим, что при к и.2-0.3 светимость оболочки заметно недооценена из-за неучета диффузного излучения оболочки .

Интуитивно можно ожидать, что последней не должно сильно зависеть от фазового угла .

Поскольку светимость оболочки не зависит от угла фазы, ее можно рассматривать , как своего рода фильтр или третий сеэт в двойной система . В таком случае форма кривой Оласка определяется ориентацией плоскости орбиты относительно луча зрения, размерами орбиты, атпосителышми размерами компонентов и оси орбиты (при наличии затмений звезд), отношением масс и светимостей и рассеивающими свойствами оболочки . При ойращш двойлой системы с окружающей оболочкой вокруг центра масс компоненты видны сквозь слой газа периодически изменяющейся оптической толщины . При атом кривая блеска напоминает кривые блеска затменных переменных с двумя минимумами и максимумами в элонгации , если оптическая толща газа и угол наклона орбиты достаточно велики для обнаружения изменений блеска . Поскольку явлонио состоит в экранировании или затмении излучения звезд газон , логично называть двойные этого типа газозатменними двойными система?,ми .

Было рассчитано семейство модельных кривых блеска газозатмешшх переменных при разумных значениях параметров модели: радиальной оптической толщи газа х , угла наклона плоскости орбиты к картинной плоскости 1 , отношения масс q и светимостей 12/Ы компонентов, длины большой полуоси а . Анализ их позволил сделать следующие заключения : I) При достаточно больших значениях. * к 1 (ч>ОЛ ,1> 45-60°) кривые блеска газозатмешшх двойных,систем качественно

напоминают кривые блеска затменно-переменных, хотя в первом случае минимумы круче и уже при одном и том же значении угла наклона орбиты, амплитуда изменений блеска быстро падает с убыванием % и 1 . Газовые оболочки формируются в развитых взаимодействующих системах, где по меньшей мере один или даже оба компонента близки к соответствующим внутренним критическим поверхностям Роша.

Поэтому собственна газозатменные переменные

без следов затмений целесообразно искать в узких пределах о о

наклонности орбиты 4Ь< 1 < 65 .

В промежутках между минимумами блеска характер его изменений с фазой сильно зависит от отношения светимостей компонентов 12/11 , затем от * и 1 и в меньшей степени от длины полуоси орбиты,а также отношения масс компонентов q . При этом замечательно то, что но мере нарастания 12/11 от О до 1.0 максимум блеска непрерывно смещается от фазы х к фазе */2 при И=1й , а вариациями т,я , 1,а, в разумных пределах качественно воспроизводятся внезатменшв изменения блеска звезд типа длголя.р Лиры и Я и Ма . Другими словами, изменения блеска,вызываете наличием рассеивающей оболочки в нервом случае "симулируют " .вф!ект отражения, а во втором и третьем - эффект эллипсоидальности . Со времен пионерских работ Милна и Эддангтона известно наличие расхождений мевду набццаемыми и предсказываемыми теорией значениями амплитуд эффекта отражения . Известно также, что так называемый фотометрический аффект вллшсовдалъности (включающий в себя гравитационное потемнение), систематически ниже наблюдаемых

значений . Предлагается называть связанные с оболочкой внезатменные изменения блеска в соответствии со сложившейся традицией фотометрическим эффектом отражения и фотометрической эллипсоидальностью . Однако в отите от общепринятой фотометрической эллштсоидалыюсти, пропорциональной эллипсоидалькости звезд, эффект, шзывачый оболочкой,не имеет ¡тчвго общего с приливным искажением фигур и связан в основном с компонентом большей светимости .

Были рассчитаны также модельные кривые блеска затмеппнх пзреиешшг, окруженных обедами рассеивая®»® оболочками. Влияние оболочки на кривые блеска двояко . Во-первых., будучи третьим светом в системе , она уменьшает глубины кривых блеска в минимуме, во-вторых, она искакает форму кривых . Наиболее существенные эффекты сводятся к следующему:

1) Отношение глубин минимумов определяется не только отношением свепо,«остей компонентов, но посредством Ьепу опо зависит и от значений параметров 12 /ы ,а, q ,т . Следовательно, определение светимостей звезд, в особенности вторичных компонентов систем типа Алголя , оказывается нетривиальной задачей. При правдоподобных значениях оптических глубин и параметрах орбита светимость оболочки часто оказывается "сравгвмой со светимостью вторичного компонента . Это обстоятельство качественно позволяет объяснить часто встречающиеся расхождения между данными фотометрии и спектроскопии, касающиеся ЕМричных компонентов

2) Затмения газом приводят к возникновению, протяженных

"крыльев" , которые делают установление моментов первого и последнего контакта затмений звезд проблематичными . Эти "крылья" часто интерпретируются с помощью представления об атмосферных затмениях .

3) Поскольку каждый элемент поверхности видимого звездного диска ослабляется столбом газа, находящегося меаду звездным источником и наблюдателем, по-разному, будет иметь место искажение обычного закона потемнения к краю диска . Эффект зависит в основном от градиента непрозрачности в оболочке и относительных размеров компонентов .

4) Анализ поведения изофот в проекции на картинную плоскость показывает, что только на малых' расстояниях от звездных источников изофотн являются овальными По мере увеличения расстояния изофоты все Солее вытягиваются в направлении центра масс,до тех пор, пока нэ сольются в одной тощее, а затем превратятся в.одну замкнутую кривую охватывающую обе звезда . Общая картина поведения изофот напоминает линии равного потенциала модели Роша . Поэтому предлагаемую модель можно рассматривать в некотором смысле как оптический эквивалент динамической модели Роша . Поведение изофот оболочка также объясняет , почему модель общей рассеивающей оболочки даае в идеализированной версии воспроизводит кривые блеска звезд разных типов. В ТДС типа . Алголя оболочки мало массивны и,следовательно, имеют низкую светимость.Она действуют в основном как экранирующий агент. В контактных системах, где оболочки имеют большую массу и светимость, контакт аффективнее обеспечивается оптически

нежели искажением фигур ,

Модельные кривые блеска сопоставлялись также с наблюдаемыми B,V кривима блеска АО Саз , RY Gera, VW Сер. Для затмешгай переменной типа Алголя RY Gem удалось получить хорошее согласие с наблюдениями , причем модельные кривые неплохо воспроизводят наблюдаемые довольно протяженные "крылья" вблизи первого и последнего контактов в главном минимуме блеска . Для АО Саз , контактной pamielt системы, состоящей из двух быстро вращающихся гигантов класса 03 , анализ кривых блеска , полученных Кальвом 117). привел к удовлетворительному согласию наблюдаемых и модельных кривых блеска в предположении , что АО Саз является газозатменяой переменной . В пользу такой интерпретации свидетельствуют: а) заметные флуктуации блеска, асимметрия, б) переменность кривой лучевых скоростей ,

в) переменная степень линейной поляризации ,

г) систематическое увеличение эквивалентных ширин всех абсорбциошшх линий в первичном минимуме по сравнению с максимумами, д) небольшое измекэние оценки спектрального класса с фазой орбитального периода ,о) данные в пользу наличия протяженной оболочки по наблюдения)« с IUE в вакуумном ультрафиолете [15] . Для контактной системы

VW Сер согласие наблюдаемых и модельных кривых было неудовлетворительным .

Поскольку излоконная выше феноменологическая модель ТЛС с общей рассеивающей оболочкой содержит большое количество идеализированных предположений как о морфологии

г?

газа,его фюических свойствах , так и о звездах-компонентах, -дальнейшее усовершенствование модели состояло в постепенном отказе от первоначальных упрощений и Солее. реалистичном расыотрении физических эффектов , формирующих кривую блеска ТДС . В качестве первого шага в работе ,125) мы'учли искажения Фигур звезд . Предполагалось, что компоненты являются трехосными подобно расположенными эллипсоидами и отсутствуют эффекты потемнения к краю диска . При этом для выявления качественной картины и в целях использования возможно меньшего числа исходных параметров модели рассматривались эллипсоидальные компоненты, наилучшим образом вписывавшиеся в критические фигуры Рота (в этом ■ случае размеры осей эллипсоида определяются только отношением масс компонентов)

В системах типа Алгола фотометрическая эллипсоидалыюсть , связанная с влиянием оболочки, существенным образом определяется влиянием главного компонента . Поскольку приливное искажение фигур связано , напротив ,со вторичным, менее массивным компонентом , результаты расчетов показывают , что оба эффекта взаимно дополняют друг друга , пока гравитационное искажение фигуры первичного компонента пренебрежимо мало и в особенности при заметно отличающихся светимостях компонентов . При равных жэ светимостях компонентов гравитационное искажение спутника приводит к эффекту , сравнимому с эффектом фэтометрической аллипсовдальности , вызываемой оболочкой . Это становится особенно заметным с уменьшением угла наклона орбита -

Характерно , что при 1" 90 °заметшй вклад оболочки в кривую блеска приводит к уменьшило глусян минимумов,а при малых 1 совместный учет эффектов приливпого искажения фигур и оболочки привода к существенно более глубоким кривим блеска чем при отсутствии оболочки . По маре увеличении искакешш фигуры главного компонента и ифаютвгптпя свотимооте? компонентов влияпга оболочки на вяозатмеппую часть криисй блеска быстро уменьшается и при размерах эллипсоидов ,

к ооотватствумим кр»тда»(там (Ттттурж Гсса .сводится лишь к умепывению глубин минимумов при наличии затмений .

В Табл. I сказанное выше иллюстрируется значениями коэффициентов разложения внезатменной части кривой блеска в ряд по косинусам угла фазы орбитального периода для элементов орбиты , соответствующих типичным ТДО типа Алголя (12/Ы =0.1) и контактных систем (Ы=12), размэра компонентов выражены в ¡узнчвдх большей полуоси, а светамостк з единицах суммарной светимости ТДС .

Отметим, что идея о возможном наличии квззирегулярной переменности блеска вследствие переменного эффекта экранирования газом выдвигалась независимо о? нас, но для интерпретации отдельных,частных особенностей измепетм в кривых блеска ТДС. Так, Хатчингс и МакКолл [16) для объяснения трехчасовой модуляции блеска Новой Лебадя 1975 г лрецловга модель "произктора": горя-пго гогага на одном из

Таблица 1

Коэффициента разложения внезашенной части 1фИвой блеска в ряд я А1соз1ф

ц

а=0.2^=0.33,г1 =0.035, <12=0.0602, Ь2=0.0536,с2=0.0558

1 11 12 Ао а1 А2

85° 0.001 0.9 0.1 0.995 -0.0001 43.0054

0.600 0.9 0.1 0.975 -0.0368 -0.0274 x

0.600 0.9 0.1 0.980 -0.0366 -0.0225 0

0.001 0.5 0.5 0.9ТЗ -0.00003 -0.0269

0.600 0.5 0.5 .0.961 -0.0148 -0.0414 X

0.600 0.5 0.5 0.986 -0.0140 -0.0163' 0

65° 0.001 О.Т 0.3 0.987 -0.00004 -0.0134

0.600 О.Т 0.3 0.975 -0.0210 -0.0267 X

0.600 О.Т 0.3 0.986 -0.0246 -0.0167 0

**3десь Ао,А1,Аг коэффициенты разложения в ряд по косинусам угла фазы. Ъ2,с2,с12 -размеры полуосей эллипсоидального вторичного компонента (крестиками обозначены коэффициенты при совместном учете эллипсоидальности и влияния оболочки, крукками - только при учете влияния оболочки).

компонентов, движущемся по орбите и просвечивающем сквозь туманность. Кондо и МакКляски Ш11 для'истолкования аномального поведения кривых блеска р Лиры при переходе к далекой УФ области предложили модель гантолевидаого полупрозрачного обла?а. Однако в обеих вышеупомянутых работах идея выдвигалась лишь на качественном уровне.

Позднее нами били разработаны модели ТДС со

стационарными полупрозрачными оболочками,заполняющими первую

или вторую критическую полость Рошв126,28).Предполагалось,

что оболочка изотермическая , а газ находится в состоянии

гидростатического равновесия со звездами,так что плотность

опредоляйтся полным потенциалом сил компонентов, которые

излучают как абсолютно черные тела с эффективными

температурами Teil и ТеГ2 . Учитывались следующие источники

непрозрачности: поглощение атомарным водородом, ионами !Г и

рассеяние на свободных злектронах(темноратура околозввздного

газа в ТДС типа Алгола сравнима с температура'и компонентов )

Следует иметь в виду , что электронная плотность б

околозвездных оболочках ТДС тина Алголя может достигать значений Ю-1'- IOlocm"? Столь высокая электронная плотность

может быть связана с ионизацией металлов бальмеровоким

континуумом главного компонента (спектральный класс Ва-АО) .

Ввиду этого отношение числа электронов к числу протонов

считалось независимым параметром и т.к. оно может достигать

пначо!Шй порядка 30-100 ,томсоновское рассеяние в указанных

околозвездпнх оболочках мокет быть столь же эффективным , как

и поглощение на ионах Н~. При расчете степени ионизации- Н мы учитывали в качестве источника ионизирующего излучения . только первичный компонент . Масса й светимость оболочки ' рассчитывались прямым интегрированием по объему оболочки соответственно.распределения плотности и коэффициента излучения . Предполагалось , что собственное излучение оболочки складывается из ее рекомбипациопного излучения и однократно рассеянного излучения компонентов с учетом самопоглощения : иными словами , коэффициент излучения представлялся в вида суммы , взвешенной соответственно по относительному альбздо истинного поглощения и рассеяния коэффициента рекомбинационного излучения , а также коэффициента томсоновского рассеяния . Принимались усредяонные альбедо рассеяния и чистого поглощения , не зависящие от оптической глубины . Поскольку рассматривалось рассеяние только первого порядка , то эффектами зависимости светимосга оболочки от фазы орбитального периода мы пренебрегали .

Для реализации программы расчетов кривых блеска нами задавались эффективные тешературы компонентов Teil , Tei2 , радиусы компонетов vi , r2 , длина полуоси орбиты а , отношение масс q , угол наклона орбиты 1 , параметр , характеризующий шкалу высот в оболочке , а также массу ■ оболочки Menv я оптическую толщу т. Параметры Menv и lenv уточнялись в ходе расчетов . Применялась схема счета тройных интегралов , выражающих светимости кошонентов и оболочки , аналогичная той , что-использовалась.в цикле работ t23,25) .

Интегрирование велось с переменным шагом , а подинтегралыше функции аппроксимировались кубическими сплайн-полиномами- . Кроме того , внеаатменная часть кривой блеска разлагалась а ряд по косинусам угла фазы , а коэффициенты А1 , А2 первой п второй гармоник табулировались в фуякща мвсси оболочки и ее полной оптической толщи . Это величин« АТ ,А2 могут непосредственно сравниваться со зкаченията . подучошшда из наблюдений ■ Основные резрид-ати расчетов сводятся к следующему . Вначале остановился па рассмотрении внезатменных измепениЯ блеска .

Как показывают результаты расчетов , коэффициенты АГ , А2 того же порядка, что и наблюдаемые значения для ТДС типа Алгола при массах оболочек порядка Ю"7 М0 . Кроме того , как и следовало ожидать, и А1 , и А2 по абсолютной величина заметно возрастают с длиной волны х , что объясняется заметным увеличением вклада оболочки в общую светимость ТДС с возрастанием >.. Сравнение рассчитанных значений Л1 ,А2 с ожвдаешщ дли Алгодя показало , что при масс»

-7

оболочки порядка Мепу 10 'М наблюдаемые и теоретические значе1ия оказыЕгаотся в хорошем согласии . а наблюдаемое зачотеоо увеличений с длиной волш коэффициента А2 у Алгол»« находит естественное объяснение . Как было сказано выше , светимость оболочки складаввется из однократно расхаянного излучения компонентов и собственного рекомбинавдонного излучения оболочки . Так как при т < I свсгимоеть оболочки примерно на полтора-дна порядка меньше светимоети главного компонента и при температуре порядка 5000-8000 К максимум ей

излучения приходится на далекую Щ область , влияние оболочки на цветовые характеристики ТДС невелико . Соответствующие значения избытков цвета достигают заметной величины лишь вблизи дна главного минимума и соответствуют различив в 2-3 спектральных подкласса , что является вполне типичным для спектральной классификации алголей . Наличие оболочки с характерной массой порядка Men? 1СГ9- Ю-7М0 и отношением числа электронов к числу протонов порядка 10-50 должно привести к сильному искажению формы и глубины вторичного минимума . При решении кривой блеска • традиционными методами ето приводит к кажущимся избыткам радиуса г2 и светимости 12 спутника . Имеющиеся данные ИК наблюдений для Алголя Ш31 указывают на то ,что вторичный минимум аномально широк и неправильной формы . Отметим также что в рамках рассматриваемой модели легко воспроизводятся систематические изменения формы кривых блеска , практически не сопровождающиеся изменениями цвета , которые наблюдались Олсоном ¡114,151 у ряда ТДС типа Алголя , а массы находятся в хорошем согласии с результатами поляризационных наблюдений , проведенных для 36 ТДС типа Алголя и родственных им системам Кохом [18 J .

Нами исследовалось также влияние общей рассеивакщоЯ оболочки па кривые лучевых скоростей и эквивалентные ширины абсорбциошшх линий в ТЛС [371 . В основу работы была заложена та же модель , что и в цикло статей [23-251 : задавалась сферически-симметричная оболочка с радиальном грчдаоятсм непрозрачности . Звезда заменялись точечными

источниками , движущимися на круговых орбитах вокруг центра масс системы с заданными скоростями . Крюме того , предполагалось , что а) профиль звездной абсорбционной линии гауссошй , профиль коэффициента поглощения в оболочке также гауссовий , б) поле скоростей движения газа в оболочке задано ,в) учитывался сдвиг центра спектральной линии относительно лабораторной длины волны , связанный только с орбитальным движением звезд и газа и систематической скоростью газа относительно звезд (расширите ила сжатие оболочки ) . Рассчитнвглись лучевые скорости в зависимости от угла фазы , соответствующие центру результирующего профиля линии (звездной плюс ооолочечной составляющих ) , которые определялась , как полусумма граничных значений профиля . Пределы интегрирования по длине волны определялись численно, , как значения , при которых глубина контура линии становилась меньше некоторой'заданной величины которая варьировалась в пределах 10"- Определялись

также суммарные эквивалентные ширины линий обоих компонентов с учетом их относительной светимости , а также влияния затмений звезд . При учете затмений светимости компонентов уменьшались пропорционально затмеваемой дола диска звезды в предположении сферичности звезд и отсутствия потемнения их дисков к краю . Расчеты показали , что вид фушции , описывающей движение газа вокруг центра масс , почти не сказывается на кривой луч&внх скоростей , по-видимому , из-за сферической симметрия оболочки . В частности , во всех исследовавшихся наш случаях при постоянной угловой скорости

обращения газа или изменении ее при сохранении углового момента кривые лучевых скоростей практически не изменялись . Однако эта кривая оказывалась чувствительной к величине систематической скорости газа относительно звезд (расширение или сжатиз оболочки) и отношения ширин q оболочэчной и звездной составляющих профиля . Наибольший интерес представляет случай я ~ I , поскольку уширониа обусловлено осевым вращением звезд и обращением газа вокруг центра масс со сравнимыми скоростями . Как следует из приведенных расчетов , при q=I-3 и сравнимых скоростях Уепти скоростей звезд , кривые лучевых скоростей становятся асимметричными .

. Величина , на которую следует сдвинуть кривую лучевых скоростей относительно линии абсцисс (линии фазовых углов) , чтобы уравнять площади пад и под указанными кривыми , трактуется в стандартной теории , как ^ -скорость , т.е. как систематическая скорость ТДС . При наличии оболочки величина сдвига оказывается некоторой эффективной скоростью газа относительно звезд , определение которой из наблюдений оказывается нетривиальной задачей , так как оно зависит как от особзнностей строения оболочки , так и от параметров ТДС . Искажения кривой лучевых скоростей вследствие влияния оболочки должны сопровождаться изменением эквивалентных ширин с фазой , что в ряде случаев и наблвдается . Периодические изменения эквивалентных ширин с фазой зависят от параметра ? , оптической толщины оболочки , отношения светимостой компонентов , а такие от наличия или отсутствия затмений ...Поскольку наибольшее усиление и ослабление линий

должно наблюдаться в моменты, близкие к соединениям , а рздаусы компонентов часто сравнимы с размерами критических полостей Роша , целесообразно в первую очередь исследовать ТДС с 1=60270°с малыш амплитудами затмений звезд . Характерно , что как раз в таких ТДС в первую очередь обнаруживаются заметные изменения эквивалентных иирот абсорбционных линий (АО Саз , '/380 Cyg , 1М53 Cyg) .

В работе [261 были рассчитаны также кривые блеска газозатменных переменных . Теоретические кривые блеска их качественно схожи с кривыми блеска обычных затмэнннх переменных , но значительно уже последних . Форма кривой блеска определяется в основном следующими пятью параметрами модели: утлом 1 , отношением гравитационных потенциалов компонентов , отношением их биективных температур , массой оболочки и градиентом плотности в оболочке , В принципе эффект экранирования излучения звезд газом определяется величиной оптической , а не геометрической толщи газа на луче зрения . Но с наблюдательной точки зрения наиболее выигрышной должна быть ситуация , когда оба компонента далеки от заполнения своих критических полостей Роша , угол наклона 1 велик , а градиент плотности в оболочке мал . При большом градиенте плотности и малом 1 амплитуда газопеременности быстро падает , а неизбежные флуктуации физических условий в оболочке резко снижают вероятность обнаружения переменности . С этих позиций поиски газозатменных среди алголей малоперспективны . Более многообещающими представляются контактные ранние ТДС , так

как у них I) отмщение масс и гравитационных потенциалов часто близки к еданице ,2) большие скорости выброса косвенно свидетельствуют о протяженности оболочек , 3) эффективность томсоновского рассеяния долпа быть высокой , 4) физические флуктуации блеска малые или умеренные .

В Таблице II приведен список наиболее вероятных кандидатов в газозатменные переменные . Параметры орбиты и данные о физических характеристиках компонентов взяты нами в основном из Каталога двойных звезд М.А. Свечникова С118) . Отбор кандидатов в газозатменные переменные осуществлялся нами по наличию по меньшей мере 2-3 нижеследующих качественных признаков (в скобках после каздого из них приводится условное обозначение , использованное в Табл. II)

а) квазирэгулярные изменения блеска с амплитудой не мэнее

оРси-оЯоз'м ,

б) значимце изменения ашштуда блеска вплоть до полного пропадания переменности (как например, у SY Ser и Е2 Сат)(*)

в) спектральные данные , прямо свидетельствувдие о наличии общей оболочки (+) ,

г) значимые изменения эквивалентных ширин линий с. фазой орбитального периода (о) ,

д) резко выраженные аномалии кривой лучевых скоростей (значимые изменения со временем т скорости или эксцентриситета орбиты и т.н.)(-),

о) наличие переменной степени поляризации (х) ж) небольшие изменения в оценке спектрального класса или класса светимости {зависящие от фазы орбитального периода(..)

С этих позиций мы считаем наиболее перспективными кандидатами в газозатмешше переменные системы Ш Сер , С1/ 8ег , Сап) , АО Саз . Вместе с тем , регистрация большего числа выеэ указанных. приаааков у одной ТДС по сравнению с другой ,по нашему мнению , сама по себе еще не является определяющим критерием при решении вопроса о принадлежности той или иной ТДС к газозатмешшч перемешшм , в ней может отражаться лишь степень изученности объекта . Ш склонны придавать значительно больший вес комбината из первых трех признаков , при отсутствии ко второго и (или) третьего из них критерием долим служить суша всех выгаеприведешшх . Кроме того , в число вероятных кандидатов в газозатмешше переменные мы включаем и приводимый ниже список из двадцати объектов , взятых нами из работа Морриса 1112) , в который вошли эллипсоидальные переменные с заметными аномалиями , по всей вероятности связанные о околозвэздным веществом (Табл.III).Как отмечалось выше, в тех ТДС,где налицо заметные искажения фигур компонентов , а такие значительное количество околозвездного газа , способного оказать влияние на форму кривой блеска , но затмения звезд не наблюдаются, эффекты зллипсоидальности и газоперомонности взаимно дополняют друг друга .

Итак , как явствует из всего вышесказанного , объекты , которые мы предлагаем именовать газозатменными перемешшми , не являются физически обособленным классом объектов , а выделены по типу оптической переменности , подобно тому • как ТДС подразделяются на затменнив ,

спектрально-двойные и эллипсоидальные переменные . Иными словами . в дополнение к общепринятой ныне классификации переменных ТДС предлагается ввести понятие газозатменных переменных , а в реестр тонких эффектов • известных в классической теории , именуемых также эффектами близости компонентов (эффекты отражения и эллипсоидальности , эффект гравитационного потемнения ) мы предлагаем внести эффект газопеременности .

Таблица II

Список кандидатов в газозатмешще переменные .

Номер НВ Название <Ч> Период Спектр

(сутки) --

1337 АО Саз 6.09 3.523 08.5111+08.5Ш

6.24 . * + 0 X ..-

25638' 52 Сат 6.99 2.698 09.5У+В1:

7.23 . . * X

42933 в Не 4.66 1.67254 В0.5+В1.5 . 0

4.88

47755: 8.57 1.851 В5Ш+? . *

50896 Ш Сат 6.90 3.766 Ш5+? . » X -

57060 Ш СМа 4.95 4.393 07Г+08Г . + X

102552 БУ Сеп 8.85 1.6585 В17+Вб.5Ш. + -

168206 СТ Бег 9.12 29.705 ГСС8+08 . * 0 X

187879 У380 Сув 5.68 12.4257 ВЬБШ+ВЗУ . +0

207757 АО Рев 8.37 820 МЗИ1+Ш6 . 0 +х

20839г ЕМ Сер 7.10 0.806 В17+7 .•* + -..

VI500 сув 1.7(тах) 0.14096 .* +

Таблица III

Список эллипсоидальных перемэшшх с заметными пекулярными изменениями блеска (по данным Морриса Ш21)

Номер !Ш Название <У> 4V Период Спектр

(сутки)

21242 ТО Аг1 6.43 0.1 6.43791 С5У+К017

21981 ТО Ног 5.99 0.15 0.935971 АШ

22124 IX Рег 6.61 0.02 1.326363 гггм

33959 ЮТ Аиг 5.02 0.008 3.78857 А91У

38602 1 Меп 6.05 0.02 5.288 В8Ш

55958 СССМа 6.60 0.06 1. В21У

57219 Ш? Рир 5.11 0.045 1. В21Упе

72754 ПГ Уе1 6.82 0.25 33.734 . В81:ре

77581 СР Уе1 6.88 0.10 8.966 В0.51Ъ

116658 а У1г 0.98 0.03 4.01454 В1 III-№В27

143454 Т СГ в 9.9 0.13 227.6 за Ве+вМЗ

169454 ^^340 зсг 6.57 0.04 39.2 В1 1а

188520 се ос г 8.02 0.005 0.420 А7ТУ-У

198784 6.97 0.09 3.30353 В27

201416 VI720 Суз со 0.02 0.248331 йбШ

203025 6.42 0.03 5.41364

216200 У360 Ъас 5.92 0.05 5. В31У:е

224151 '/373 Сав 6.00 0.10 13.5187 ВО.бГУ+ВО

226868 VI357 Сув 8.89 0.06 5.59974 09.71аЬ

ВР Сги 10.84 0.04 22.60 В1.51а

36

II Модели протяженных звездных фотосфер и их применение к анализу кривых блеска затменных переменных .

В середине 30-ых годов Козыревым ШОЗ и Чандрасекхаром С121 была разработана теория звездных сферически-симметричяых фотосфер , в которой предполагалось наличие ЛТР и степенная зависимость коэффициента непрозрачности от расстояния до центра звэздо . Еще в середине 40-ых годов были предприняты попытки ее применения к изучению затаенных переменных, Новых звезд, ¡звезд Вольфа-Райе и Р лебедя . В начале 60-ых годов Буславский СИЗ произвел некоторый пересмотр существущей теории , решив задачу для несерой атмосферы при ряде упрощащах предположений . В этот же период в работе Ш нами было показано , что приближение Эддангтона , связывающее К интеграл и среднюю по сфере интенсивность излучения., К=1/ЗТ , которое используется в теории Козырева-Чандрасекхара для нахождения функции источника и температурного распределения , неприменимо для оптических глубин порядка *<4/3 , поскольку его применение приводит формально к неограниченному возрастанию отношения полного потока излучения Н к потоку для абсолютно черного тела с уменьшением т в противоречии с требованием лучистого равновесия . В последующих работах 12,7]нами было показано , что при т«1 приближение является гораздо более точным чем приближение Эддингтова и были построены модели

несерых протяженных , сферически-симметричных фотосфер , в которых предполагалось , что ионы IГ являются единственным источником непрозрачности . гсшность вещества изменяется по степенному закону, а температурное прибляхоние находилось на основания приближенного соотношения ЗК => J + ZU . Как показали соответствуйте численные расчеты , температурное распределение в фотосфере , найденное на осповэ этого соотношения , приводит к величине полного потока , отличащ&йся от точного зпгчеиия но более чем на несколько процентов на интервале оптических глубин от 0.005 до 3 . Сходные с нашими результаты , свидетельствовавшие о неудовлетворительности приближения Эдшшгтона во внешних слоях фотосфер , почти одновременно и независимо были получены в работе Чэпмэяа (121 и на несколько лет позке также независимо ппчшьскпм [JIG] . Наше приближение для функции источника сравнивалось 17) с. приближением Чэпмена для одного частного агучдя и было показано , что при 0.01 < т < 3.0 оно приводит к лучшей сходимости полного потока чем по Чэпмэну .

В работе [7] на основе вызеприведвнпых продполокеш-.й были построены модели звезд с протяженными фотосферами спектральных классов Р-К . Рассчитывались распределение энергии в континууме , закон потемнения в краю диска . оптические толкшш т^ вдоль луча зрения на раз!шх расстояниях от центра звезда для ряда длин воля , эффективных температур и распределений плотности в фотосфере . Выло найдено , что температурный градиент в протяженной атмосфере гораздо более

крутой чем в плоско-параллельной . Обзор вычисленных тх показал , что рассматриваемая вдоль луча зрения звезда с протяженной атмосферой должна представлять собой для удаленного наблюдателя непрозрачное ядро , окруженное обширной оболочкой , протяженность которой зависит от длины волны (больше в красных чем в синих лучах, если источником поглощения являются ионы К") . Величина т^ в оболочке экспоненциально убывает по мере удаления от центра диска . Потемнение к краю диска звезды с протяженной атмосферой оказывается гораздо более сильным , чем в случае плоско-парзлпельной атмосферы и больше для оболочки чем'в области ядра , Причина аномально быстрого падения яркости к краю -в основном далюция излучения и в меньшей степени влияние более крутого чем в плоско-параллельном случае. , температурного, распределения . Напротив , по сравнению с предсказаниями теории Козырева - Чандрасекхара потемнение к краю оказывается гораздо менее сильным , что объясняется меньшими значениями протяженности атмосфер к градиентов температур для вычисленных моделей . Качественно подтверждается наличие избыта цвета в ультрафиолете , впервые отмеченное Козыревым и Чандрасекхаром , но величина избытка значительно меньше для шчислешшх моделей .

В работе С7] результаты вычислений спектральных характеристик протяженных атмосфер были применены к анализу атмосферных затмений . О помощью вычисленных значений степени прозрачности протяженной атмосферы вдоль луча зрения рассчитывались потери Маска при затмении обычной звезды

звездой с протяженной атмосферой . Таблицы потерь блеска для атмосферного затмения были затабулированы для пшотвз U и В , для эффективных длин вол» фотометрической системы TOV , для нескольких значений граничной температуры протяженной атмосферы л 12 значений отношений радиусов компонентов от 0.2 до 1.3 через 0.1 . В каждой таблице содержалось от 30 до 40 значений потерь блеска при разных степенях покрытия дисков звезд . Основная масса значений потерь блеска была вычислена с точностью до чотаертого знаке после запятой включительно .

Методом Копала - Табачника решались широкополосные трехцветные фотоэлектрические кривые блеска в цвете ÜBV затмешю-двойнкх спаем ГХ U Ма , ГО Таи, 4 Lib , W О Ma , двухцветная кривая BV блеска системы XZ С HI и RS Хер в цвете V . Имеющиеся фотоэлектрические кривые блеска и спектральные данные косвенно свидетельствуют о возможном налички протяженных атмосфер вокруг спутников поздних спектральных классов (зависимость длительности первичного минимума от длины волны , различная длительность первичного и вторичного минимумов , наличие слабых линий металлов только в фазах первичного минимума и т. п.). Решение проводилось дважды - по таблицам потерь Олеска для атмосферных затмений и по таблицам Цесевпча , производилась обратная ректификация , определялись величины О - С и суммы

о

(0-С) , сравнивались получещше результата для классической модели и модели , предал.Егащей наличие атмосферного затмения . Глубины вторичных минимумов рассмотренных ТДС

составляют на более 5-.7Ж в единицах полного блеска . Поэтому отыскивались элементы орбиты , которые согласовались бы с глубиной, и формой пвршчЕого минимума и глубиной вторичного минимума . Ректификация кривых блеска проводилась методом Ресселла по константам , определенным авторами оригинальных наблзодэнлй . При наличии частного затмения максимальная фотометрическая фаза определялась методом итераций по основному уравнений , связывающему макскмальпую фазу затмения с глубиной минимумов и q функцией Меррилла . При решении в предположении атмосферного, заиления это уравнение модифицировалось путем, вычитания доли блеска ,. поглощаемой протяженной атмосферой . Во всех случаях использовался теоретический коэффициент потемнения к краю диска , вытехаэдий из расчетов моделей атмосфер для звезд соответствующих спектральных классов .

Диализом кривых Оласка ТДО о ЫЬ ,74 и На , 22 Ш , ЕЗЬер.было показано, чяо.решэяие кривых блеска в предположении о наличии протяженной атмосферы вокруг . спутника позднего спектрального масса приводит к меньшим суммам (0-С)2чем в классической теории , а также к меньшим различиям элементов орбиты в разта цветах .

III Изучение тонких эффектов

взаимодействия компонентов в ТДС .

Эффект отрахэшл . У многих тесных затменно-двайных систем взаимодействие излучения одного из компонентов с

веществом спутника оказывает заметное влияние на форму кривой блеска , приводя к ряду так называемых " тошсих эКектов " • к числу наиболое вахных из них о'шосится яффэкт отразхошя , состоящий з проникновении определенной часта излучения каждого кз компонентов систем в атмосферу спутника с последующей рээмиссией после определенной трансформации поля падающего излучения . Ез$в со времен пионерских работ но аффекту отражения Эддингтона и Милна известно , что теоретические оцаша амплитуда ьффекта отрптеякя у ТДС хине Алголя заметно вшо значений > памдада из анализа наблюдаемых дашшх . В работе [51 мы впервые обратили втачатю на то , что у спутников Алгсля спектральных классов Р-К при небольшой глубине залегания конвективной зоны (порядка т -0.5-1.0} , только около половины падающего на поверхность субгиганта потока излучения будет поглощаться и иорэизлучоться в находящейся в лу-истом р&вйое&сйй сболотко. Остальную же масть энергии, погловмшой в коивекетшкоя зоич , моквт унести на излучение , ч

материя , готеяоздя чороа перьую критическую точку Лагреюм) и удариио волны . от? яд&а Сала поз,инее количественно рассмотрена й статье ту-г/ньского 11171 и ишит свое гюдгьеркдует.а . В цикле работ 13-53 мы разработали методику вкчкелею'л монохроматической шмигудо оффожга отражения нри учето неоерости материи и гравитационной вытяяутости фигуры отрз2;ап'ь;1 авозда с направлении лшик центров . йсслодоввлся такого возрос о мэхшшзме эффекта отражения : относительной эффективности процессов рассеяния и чистого поглощения в

переизлучетш и роль квантов лаймановского континуума горячего компонента в ТДС типа Алголя . В работах СЗ-41 была разработана методика расчета амплитуда зФ£«экта отражения в предположении чистого поглощения на ионах Н~ с последующей реэмиагаый . Освещающая звезда заменялась точечным источником -, а поверхность отражающей звезда аппроксимировалась локально плоско-параллельным слоем , для чего поверхность Роша разделялась на некоторое число зон , симметричных относительно освещающего источника , Решалось уравнение переноса излучения для несерой плоско-параллольной атмосферы , освещаемой извне параллельным пучком лучей заданной интенсивности и с известным распределением анергии по частотам . Реиениа проводилось методом последовательна приближений . В первом приближении рассматривалась серая атмосфера , методом даофетных ординат Чандрасекхара определялась функция источника и интенсивность выходящего излучения . Затем вводился средний коэффициент поглощения по Чаидрасекхару , и во втором приближении решалась задача переноса излучения для несерой атмосферы с коэффициентом поглощения , слабо зависящим от длины волны (ионы 1Г) . Уравнение тарэноса решалось методом , разработанным Чацпрасекхаром дая щгаврпрзтадш'непрерывного излучения Солнца и модафшировашим автором реферата на случай наличия потока падающего извне излучения . Выло показано , что предположение о независимости отношения величин монохроматического п среднего коэффициентов поглощения от оптической глубина псшшенпое в основу метода , должно

быть более оправданным для ТДС чем в случае одиночной звезда Полученная в работе формула температурного распределения в несерой отражающей атмосфере содержит члеш , предстввлящиа собой поправки на несерость звездного вещества и на раеность в цвете компонентов ТДС . В рошении для серой атмосферы эти члени отсутствуют . Для нахождения монохроматической Бмпяхтуда эффекта отражения необхода",о било придавить полученное решение уразнолия переноса излучения к отдельным зонам на отражающей поверхности и просуммировать вклад каждой из нон о учетом <£игурн отрвтятай звезды и гравитационного потомиелгая . Уравнение поверхности Роша бшю получено , следуя Копалу [19], для каждой зоны в отдельности разложением радиуса вектора в ряд Тейлора в окрестности центра зоны . Примерно одновременно и независимо от нас аналогичное исследование эффекта отражения в ТДС типа Алголя било проведено Собеским (1X9), который использовал при решении уравнения перекоса излучения приближение Эддингтона и предположение о серости вещества.

Каш оценивалось полное число фотонов лаймановского континуума ос*ещаи?ой эьезде , падающих в секунду на поверхность спутника , и сравнивалось с теслом ионизация атомов Н со всех уровней в единице объема и в единицу времени , а также с числом рекомбинаций [5] . Сделан вывод о том , что практически все излучение в лаймановском континуума поглощается непосредственно вблизи поверхности отражающей звезда . Показано также , что под влиянием квантов лаймановского континуума В звезда электронное

давление в отражающих- слоях должно быть существенно больше чем у одиночной звезда того же спектрального класса , порядка 100 да и более . Оценивалась относительная эффективность рэлеевского рассеяния на нейтральных атомах Н и истинного поглощения па ионах }Гфотонов селькоровского континуума , падащих со стороны горячего компонента спектрального класса В5 - АО , на который приходится более половины всего потока . Показано , что числа актов рассеяния и чистого поглощения сравнимы , при характерных плотностях и электронных давлениях должны быть- порядка 2-3 Ю"'4с-1 на атом и что для полного поглощения потока падакщего извне излучения в бальмеровском континууме необходим слой вещества■толщиной ~ 108см . В работе tX31 оценивались отклонения от условий ЛТР в атмосферах спутников поздних спектральных класов ТДС типа Алгола, вызвапше анизотропией и диладиэй поля излучения . Предполагалось, что единственным источником непрозрачности являются коны Н~и что в атмосфере выполняются условия детального баланса, при котором число рекомбинаций атомов Н а электронш: в точности равно числу диссоциаций ионов Н~в единице объема и за единицу времени. Для заданных, значений эф«^активных температур компонентов Teil и ТеГ2 и фактора дашоции излучения горячего компонента • вычислялись значения мензеловских множителей. Наиболее существенным следствием отклонений от ЛХР является возникновение температурной инверсии в атмосферах холодных спутников при Tefl/Tei2 >2.5 и аномальное распределение яркости по диску.

Реферируемые статьи автора

1. И.Б.Пустыльник . Некоторые замечания о теории серой протяженной атмосфер« . Публ. Тартуской астрофиз . обе ., т. 34 , 381-395 , 1964 .

2. И.Б.Пустыльник . О проблеме непрерывного спектра звезд с протяженными атмосферами . Публ. Тартуской астрофиз . обо т. 35 ,138-152 , 1965 .

3. И.Б.Пусгылышк . О болометрическом и монохроматическом эффектах отразюния у затмэнно-двойных звезд . Публ . Тартуской астрофиз . обе .,т. 35, 377-396 , 1965 .

4. И.Б.Пустыльник . О монохроматическом эффекте отражения в тесных двойных звездах . Астрофизика , т. 3 , 69-83 ,1967

5. И.Б.Пустыльник . О механизме эффекта отражения . Дубл . Тартуской астрофга . обе т. 38 , 57-67 , 1969 .

6. И.Б.Пустыльник . Изучение природы эффекта отражения и интерпретация атмосферных затмений в тесных двойных звездах . Автореферат на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук , Тартуский госуниверситет , 1-17 , 1968 .

7. И.Б.Пустыльник . Модели звезд с протяженными атмосферами спектральных классов Р - К , Сообщения Тартуской астрофиз . обе. По. 23 , 3-35 , 1969 .

8. И.Б.Пустыльник . Реиение кривых блеска затмеппах переменных по таблицам потерь блеска для атмосферных затмений , Сообщения Тартуской астрофга . обе . Но . 23 , 35 - 122 , 1969 .

9. I.B.Pustylnlk . On the Eellectlon Effect In Close Binaries , In: lion-Periodic Phenomena in Variable Stars , IAU Coll. Ко. T3 , Budapest , 423-426 , 1968 .

10. I.B.Pustylnik . Radiative Transfer in Atmospheres of Close Binaries, Comaiun. of Tartu Astrophys. Obs. ,vol. 35 3-72 , 1971 .

11. И.В.Пустнльнкк , К.Ээрмо , Сотоэлектрическое исследование RZ Cas в I9S6 -1967 гг. Публикации Тартуской астрофиз . обе . 38 , I44-I7I , 1969 .

12. И.Б.Пустылышк , В.Д.Малюто , Фотоэлектрические наблюдения затмзшюй переменной DO Cas в I970-I97I гг . Публикации Тартуской астрофиз. обе. , 165-190 , 1973 .

13. I.Pustylnllt , Ъ. Тошаззоп , Radiative Transfer in Atmospheres of Close Binaries , Departures from ME in Close Binary Syotena , A3trophya. and Space Sci . vol. 21 , 495-503 , 1973 .

14. П.Кальа -, И.Пустшшши , Фотоэлектрическое исследование долгопериодаческой затканной системы V3S7 Лебедя по наблюдениям в 1967-1973 гг . Публ .. Тартуской астрофиз . O0C. ,Т. 43 ,114-130 ,1975 .

15. И.Пустнльник , Л. Сапар , Л . Соргсепп , Об отношении масс компонентов VW Сер , Публ. Тартуской астрофиз. обе. Т. 43 , 176-18;! , 1975 .

16. П.Пустшгышк, Л.Соргсапп , Анализ изменений блеска контактной системы VW Сер ( по наблюдениям в 1955-1960 и 1965-1968 гг) , Публ. Тартуской астрофиз. обе. , т. 43 130-175 , 1975'.

Vi. I.Pustylnlk , Evidence on Clrcimistellar Саз In the

Contact Binary Vf? Сер . Publ. or Tartu Ля tropes. Obc. , vol. 44 , 249-270 ,1976 .

18. I.Puatylnlk , Evidence on ClrciEstellar Matter in VW Cephei .Acta Astroacalca , vol. 26 , 319-340 ,1976 .

19. I.Pustylnik , Non-Radial Radiative Transier In Close Binaries . Application to the Bolotnetrlc Reflection Ei'Xect in W UMa staru , Acta Astrononlca 27 , 251-265 , 1976 .

20. I.PuGtylnll: , £oae Remarks on the Коп-Radial Component oi Radiative Transport in Close Binaries , Publ. оi Tartu Astrophys. ОЪз . vol. 45 , 284-292 , 1977 .

21. I.Pustylnik , A. Sapar , Evidence on High Rate Мава loaa in Eclipsing Variable VW Сер Ггот Ultraviolet Spectra , Preprint A3 oi Academy or Sciences or the Estonian SSR , 3-20 , 1931 .

22. I.ruoti'lnlJi , On the Ha lure oi Envelopes Surrounding

W (J Ma к tars , Publ. of Tartu Astrophys. Oba. vol. 50 , 221-280 , 198.'. .

23. И.Б.Пустилыгек , Крган» блоскв ТДС с обиичи рассеивашшми оболочками , Астрономический Циркуляр , No. 1305 , 1-4 , 1984 .

24. И.Б.Пустальник , Л. Эйнасто , 'Кривые блэска тесных двойных систем с обдали рассеивающими оболочками , ПАЖ , Т. 10 , 516-522 , 1934 .

25. И.Б.Пустыльник , Л. Эйнасто , Кривые блеска гаэозашенных двойных систем , Бюллетень Абастуманской астрофиз. обе. Т. 58, I2I-I54 , 1985 .

26. i.PuBtylnlK. , L. Elnasto , Hödel Light Curves oí Close Binary Systems with Common Envelopes , Tallinn , Vlth Soviet-Finnish Meeting . 123-149 , 1986 .

27. И.Б.Пустыльник ,Л. Эйнасто , о влияшш общей оболочки на кривые лучевых скоростей и эквивалентные ширины абсорбционных линий в тесных двойных системах , ПАК ,

Т. II, 873-878 , IS85 .

28. И.Б.Пустыльник ,Л.Эйнасто , Моделирование кривых блеска тесных деойных систем с околозвезданки оболочками, ПАК , Т. 13, 603-609 , 1987 .

29. И.Б.Пустыльник , Тесные двойные системы: эффекты взаимодействия , Итоги науки и техники , Серия Астрономия , Изд. ВИНИТИ , Т. 36 , I-I08 , 1989 .

30. И.Б.Пустыльник , Л. Зйнасто , Об особенностях околозвездаых оболочек в полуразделенных тесных двойных системах и моделировании их кривых блеска , Сообщ . Тартуской астрофиз. обе . Но . 106 , 3-25 , 1990 .

31. И.Б.Пустнльник , Диагностика околозвездного газа в тесных двойных системах типа' Алголя , Кинематика и физика небесных тел , т. 8 , 3-16 , 1992 .

Список цитируемой литератур»

11 В.Г.Буславсютй, Уч. затеки ЛГУ No. 307 , 67, 1962.

12 S.Choridrasetear, M.H.H.A.S., Yol.95, Ко. 5, 1934 .

13 R.В.Chapman, Aatrophys. J., vol.143, 61, 1966 .

14 А.В.Гопчарский, А.М.Череггащук, А.Г.Ягола, Численные метода решения обратных задач астрофизики, Наука 1978.

15 V.Harvlg, A.Sapar.b.Sapar, Tartu obs. Commnicatlona, lío. 74, 33. isas.

16 J.D.HutcMnga.tt.McCall, Antrophys. J. TOl.217, 775, 19П.

17 P.Kalv, Tartu Astrephys. Obs. Publ., yol.43, 103 ,1975 .

18 R.H.Koch, N.M.Ellas, M.F.Corcoran, B.B.Holenateln, •Algols', 107th IAU Colloq., Dordrecht, 63, 1989 .

19 Z.Kopal, Close Binary Syatenía, chapter 111,1-3 ,1959 .

110 N.A.Kozyrev, M.lí.n.A.S., yoI.95, lío.5, 1934 .

111 Y.!'onao,!.'cniusícey G.I?., Eaton J.A., Aatroph. & Space Sel., vol.41, 121, 1976,

112 S.L.Morrls, Astrophys. J. 701.295, 143, 1985 .

113 D.Nadeau,G.Neugeba'ier , E.S.Eecklln , J.Ellast .D.Ennls, R.!iattheü3,K.Sellgren,M.N.H.A.S.,701.184, 523, 1978 .

114 E.C.Olaon, Astrophys.J. vol.257, 198, 1952 .

115 E.C.Olaon, Astrophys. J. vol.257, 702, 1982 .

116 B.Pacaynsltl, Acta Astronómica, vol.19, 1, 1969 .

117 S.BuolMkl, Acta Aatrommlca, vol.19, 245, 1969 .

118 M. А. Свечников vКаталог орбитальных элементов, масс и светимостей теспых двойных звезд, Иркутск, 1986.

119 S.Sobleekl, Astrophya.J. Suppl., vol. 12, 263 , 1965 .

t /> í/г !,,,., 50