АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ, 2007, том 84, № 4, с. 345-356
УДК 524.387-54-732
ЭВОЛЮЦИЯ ТЕСНЫХ ДВОЙНЫХ СИСТЕМ И ГАММА-ВСПЛЕСКИ
© 2007 г. А. И. Богомазов1, В. М. Липунов1, А. В. Тутуков2
1Государственный астрономический институт им. П.К. Штернберга, Москва, Россия 2Институт астрономии, Москва, Россия Поступила в редакцию 20.09.2006 г.; после доработки 12.10.2006 г.
Анализируются поздние стадии эволюции массивных (М0 ^ 8 Мд) тесных двойных звезд с целью изучения возможных механизмов происхождения гамма-всплесков. Предполагается, что феномен гамма-всплеска требует формирования массивных (—1 Мд) компактных (R < 10 км) аккреционных дисков вокруг керровских черных дыр и нейтронных звезд. Такие керровские черные дыры являются продуктами коллапса ядер звезд Вольфа—Райе в очень тесных двойных системах, а также слияния нейтронных звезд с черными дырами или нейтронными звездами в двойных системах. Требуемые аккреционные диски также могут образоваться вокруг нейтронных звезд, которые образовались в процессе коллапса ONeMg-белых карликов. Оцениваются частоты событий, ведущих к ротационному коллапсу, связанному с образованием быстро вращающихся релятивистских объектов в Галактике. Вычисления проведены с использованием "Машины сценариев".
PACS: 97.80.Fk, 97.10.Cv, 98.70.Rz
1. ВВЕДЕНИЕ
Исследование физики гамма-всплесков (ГВ) является одной из самых актуальных проблем астрофизики последних десятилетий с постоянно растущей популярностью. Несколько лет назад частота появления статей о физике ГВ превысила частоту наблюдаемых ГВ, которая равна примерно одной вспышке в день для детектора с уровнем чувствительности —10_7 эрг см_2с_1 в диапазоне 30 кэВ—100 МэВ [1,2]. Более 30 лет прошло со дня выхода пионерских работ о наблюдаемых ГВ [3— 5], но надежные наблюдательные ограничения на основные параметры событий появились только в последние годы, и две основные идеи, которые возможно представляют два вида ГВ, стали общепринятыми. Эти виды — короткие гамма-всплески (КГВ) с продолжительностью менее 2 с, и длинные гамма-всплески (ДГВ) с продолжительностью -2-200 с [6, 7].
В 1975 г. было высказано предположение, что ГВ имеют космологическую природу [4]. В настоящее время с 1997 г. [8] положения многих ГВ отождествлены с положениями далеких галактик и сверхновых типа 1Ь,с. Таким образом, космологическая природа большинства ГВ стала очевидной [2, 4, 7, 9—12]. Этот факт доказывает изотропия распределения ГВ по небу и дефицит слабых вспышек по сравнению с изотропным распределением в евклидовом пространстве [11 — 14].
Это позволяет исследователям обнаружить космологические расстояния до большинства ГВ и восстановить некоторые космологические параметры, а также поставить проблему восстановления истории звездообразования во Вселенной [12, 15]. Прямая идентификация красных смещений некоторых ГВ (до г — 6) [16] подтверждает эту возможность. Идентификация родительских галактик позволяет оценить расстояния до некоторых ГВ и их полную энергию в предположении сферически-симметричного излучения 0.1 с2 [2], и частоту ГВ в галактике с массой, равной массе Млечного Пути, —10_6—10_7 в год [17, 18]. Предположение о коллимации гамма-излучения в узкий телесный угол (—0.1 стр) [18, 19] позволяет сделать оценки полной энергии —1051—1052 эрг и частоты —10_4 —10_5 в год. Отметим, что неопределенность этих величин достигает —10 раз. Также важно заметить, что частота ГВ меньше частоты сверхновых по крайней мере в несколько десятков раз. Это обстоятельство направляет исследователей к наиболее редким, но мощным событиям в жизни звезд. Энергетика КГВ в рентгеновском и гамма-диапазоне почти в 100 раз меньше, чем энергетика ДГВ [20]. Это, возможно, указывает на то, что частота ДГВ в галактике может быть меньше, чем частота КГВ. Дополнительным указанием на относительно большую частоту КГВ могло бы послужить относительно малое среднее расстояние
до зарегистрированных КГВ ^ & 0.2) по сравнению с расстоянием до типичного ДГВ (z & 2) [21].
Миллисекундные вариации наблюдаемого потока ГВ свидетельствуют о малом объеме области, в которой происходит основное энерговыделение, — ее размер не превышает ~108 см. Известны три типа астрофизических объектов с такими размерами: вырожденные карлики (DD, или белые карлики (WD)), нейтронные звезды и черные дыры
(ВН). Высокое энерговыделение ~1051 —1052 эрг типично для NS и ВН. Это ограничивает круг идей, способных объяснить механизм образования ГВ. Модель слияния двух нейтронных звезд под действием гравитационных волн описывает КГВ. Переполнение полости Роша одной из компактных звезд ведет к ее распаду в динамической шкале времени 10_4 — 10_3 с [22]. Высвобождение энергии в таком процессе достаточно для образования КГВ, что позволяет связать КГВ со слиянием NS + + NS [23]. NS также может быть компонентом тесной двойной системы (ТДС), включающей ВН. Был составлен список из четырех известных ТДС, состоящих из нейтронных звезд и радиопульсаров в Галактике, которые могут слиться за промежуток времени короче хаббловского времени [24]. Он включает такие системы, как В1913+16 с орбитальным периодом около 8 ч. В соответствии с результатами расчетов, проведенных при помощи сценарных программ, такие пары также должны сливаться с частотой, равной 1 х 10_4 в год [25— 27].
В настоящей статье мы рассматриваем оба варианта возникновения КГВ и оцениваем их частоты. Необходимо заметить, что, несмотря на, как правило, большую задержку слияния после момента формирования системы (NS + NS, NS + + ВН), значительная часть слияний происходит в первые 1—2 млрд. лет. Поэтому, хотя КГВ были найдены и в старых эллиптических галактиках [28— 30], большинство из них связаны с галактиками с активным текущим звездообразованием [31]. Примером последнего является ГВ в галактике с активным звездообразованием, рассмотренный в [32]. Наблюдения короткого ГВ GRB 050709 в оптическом диапазоне позволяет надежно исключить даже слабую сверхновую типа 1с в том же месте [33]. Но важно, что в эллиптических галактиках можно найти только КГВ [32, 34—37]. Это свидетельствует в пользу модели слияния NS + NSиNS + ВН.
ДГВ, вероятно, связаны с коллапсом быстро вращающихся ядер массивных предсверхновых, которые дают после взрыва керровскую ВН [18]. Коллапс быстро вращающихся замагниченных звезд как механизм сверхновой был предложен в работе [38]. Численные газодинамические модели такого события были построены в работе [39].
Существуют две возможные причины быстрого вращения ядра предсверхновой: ускорение вращения ядра при его сжатии с сохранением углового момента [40, 41] или наличие компаньона рядом с предсверхновой (гелиевой звездой Вольфа— Райе), который является одним из компаньонов в ТДС [15, 18, 42—45]. Последний вариант кажется более подходящим, поскольку весьма вероятно, что ядра массивных звезд сильно замедляются в процессе их эволюции [46, 47]. Орбитальный период системы, состоящей из предсверхновой типа Ib,c (звезда Вольфа—Райе, WR) и другого компонента, должен быть короче 1—3 дней, для того чтобы остатком взрыва сверхновой могла стать керровская черная дыра. По крайней мере, одна двойная, включающая в себя звезду Вольфа— Райе (источник ГВ), известна в настоящее время — Cyg X-3 [15]. Также известно несколько систем, включающих в себя пост-керровские BH, например, V 518 Per [15].
Наблюдательные данные позволяют связать ДГВ и взрывы сверхновых типа Ib,c которые отмечают окончание эволюции WR-звезд [48, 49] в галактиках с активным звездообразованием [29, 30, 50, 51]. Компаньоном WR-звезды (предшественника керровской BH) может быть звезда главной последовательности, BH или NS. Мы исследуем здесь такие системы с целью оценить в них частоты образований керровских черных дыр. В настоящей работе мы называем черную дыру керровской, если параметр Керра
IM
" = OMiHTc 2 1 ("
где I — момент инерции черной дыры, Q — круговая частота ее вращения, Mbh — масса черной дыры.
Известно, что даже в очень тесных двойных с гелиевым невырожденным компаньоном с массой 2.5 MQ не может образоваться NS с периодом вращения короче ~0.05 с, в соответствии с элементарными оценками1 . В то же время нижний предел периода вращения нейтронной звезды намного меньше — он составляет ^0.001 с. Это исключает такие NS из списка возможных предшественников
1 Для случая звезды с массой МНе = 2.5 М©, практически заполняющей свою полость Роша, и с радиусом RHe = = 0.34 R© [52]большая полуось а — R© в случае, если масса компаньона приблизительно равна массе Солнца.
Орбитальный период РогЬ = 104 Ма^+2М2 с (где а и М измеряются в единицах соответственно R© и М©), радиус нейтронной звезды RNS = 106 см, радиус железного ядра гелиевой звезды RFe = 3 х 108 см [53]. Период вращения нейтронной звезды Р^ = 104 М1+м2 (д^) =
= 104
106
\7з7б I 3Х108
¡0.06 с.
2
ГВ. Тем не менее, возможно, существует иной канал формирования быстро вращающейся одиночной нейтронной звезды благодаря слиянию вырожденных карликов в ТДС. По крайней мере один из компонентов системы должен быть ONeMg-белым карликом. Горение кислорода в нем не дает достаточно энергии для того, чтобы разрушить компактный карлик, что, в конце концов, ведет к коллапсу и образованию нейтронной звезды [54, 55]. Начальная масса звезды в ТДС должна быть в диапазоне — 10 для образования кислородно-неоново-магниевого WD [42]. Коллапс такого карлика в процессе слияния компонентов в тесной паре гарантирует образование NS со сверхкритическим вращением, что может вести к формированию ДГВ в соответствии с нашей моделью. В общем случае эта модель похожа на модель коллапса ядра быстро вращающейся звезды Вольфа—Райе и ее, видимо, можно использовать для объяснения длинных вспышек гамма-излучения.
В то же время компактный аккреционный диск может возникнуть рядом с молодой NS, и сверхкритическая аккреция на NS может привести к образованию транзиентного источника высокоэнергичных фотонов [45]. Компаньоном в ТДС для ONeMg-карлика должен быть гелиевый, углеродно-кислородный или ONeMg-карлик. И хотя наблюдательные основания такого слияния пока не вполне очевидны, они реализуются в сцен
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.