АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ, 2014, том 91, № 8, с. 610-625
УДК 524.3-52+52-645+52-17
ВЛИЯНИЕ ВСПЫШЕК СВЕТИМОСТИ НА СВОЙСТВА ПРОТОЗВЕЗДНЫХ ДИСКОВ
© 2014 г. Э. И. Воробьев12*, Я. Н. Павлюченков3, П. Тринкл2
1 НИИ физики Южного федерального университета, Ростов-на-Дону, Россия 2Институт астрофизики Венского университета, Вена, Австрия 3Институт астрономии Российской академии наук, Москва, Россия Поступила в редакцию 17.12.2013 г.; принята в печать 23.12.2013 г.
Представлена (2 + 1)-мерная численная модель образования и эволюции молодых звездных объектов (суб-)солнечной массы, в которой численный гидродинамический код образования и эволюции протозвездного диска в двухмерном приближении дополнен одномерным кодом звездной эволюции и алгоритмом восстановления вертикальной структуры диска. С помощью данного кода исследовано влияние вспышек светимости, схожих по интенсивности с объектами типа Ри Ориона (фуоры), на свойства и тепловой баланс протозвездных дисков. В качестве базовой модели фуоров выбрана модель гравитационной неустойчивости и фрагментации диска с последующей миграцией фрагментов на протозвезду. Показано, что типичные вспышки фуоров (Ь ~ 100 Ь0) могут оказывать существенное влияние на тепловой баланс дисков и родительских оболочек, приводя более чем к двукратному увеличению температуры в диске. С другой стороны, массивные фрагменты в диске слабо подвержены влиянию вспышки, частично благодаря экранированию диском и частично из-за высокой температуры фрагментов, вызванной адиабатическим нагревом. Найдено, что на всем радиальном протяжении диска и оболочки, за исключением массивных фрагментов, характерные тепловые времена значительно меньше, чем динамические времена, что позволяет использовать стационарное уравнение переноса излучения при восстановлении вертикальной структуры диска.
DOI: 10.7868/80004629914080088
1. ВВЕДЕНИЕ
В стандартных моделях коллапса сферически-симметричных, гравитационно-неустойчивых молекулярных облаков темп аккреции вещества на формирующуюся протозвезду пропорционален кубу скорости звука аккрецируемого вещества [1, 2]. Поскольку тепловое состояние коллапсирующего газа обычно не претерпевает резких изменений, темп аккреции вещества является плавной функцией времени, уменьшаясь по мере истощения начального резервуара газа [3].
В последнее время стандартные модели аккреции сталкиваются со все большими трудностями при попытке интерпретации наблюдательных данных от молодых очагов звездообразования. Так, для типичных температур облаков 10—30 K, модель Шу [2] предсказывает темпы аккреции M порядка (1-5) х 10"6 М0/год, в то время как наблюдения очагов звездообразования в Персее и Змееносце показывают, что более чем половина объектов характеризуется более низкими темпами аккреции —
E-mail: eivorobev@sfedu.ru
10"8 <М < 10"6 М©/год [4, 5]. Кроме того, интенсивные вспышки светимости у молодых звезд типа Ри Ориона (фуоры), характеризующиеся резким возрастанием светимости в десятки и сотни раз в течение 10—100 лет, не вписываются в стандартные модели коллапса плотных молекулярных облаков.
Впервые на несоответствие теоретических и наблюдаемых темпов аккреции обратили внимание Кеньон и др. [6] при изучении так называемой "проблемы светимости", согласно которой классические модели гравитационного коллапса плотных облаков предсказывают аккреционную светимость в 10—100 раз выше, чем наблюдаемая (в среднем) у молодых протозвезд на ранней, "внедренной" стадии эволюции. Недавние наблюдения с помощью космических телескопов "Спитцер" и "Гершель" только усугубили проблему светимости, приведя к обнаружению так называемых объектов с очень низкой светимостью <0.1Ь© [7, 8], не вписывающихся в стандартные модели протозвездной аккреции. Решение данной проблемы, основанное на анализе эмпирических данных [9], состояло в предположении, что большая часть вещества коллапси-
рующего облака сначала падает на протозвездный диск и затем аккрецирует на протозвезду в течение коротких эпизодов повышенной аккреции, приводя к вспышкам светимости, схожим по интенсивности со вспышками фуоров. Таким образом, большую часть времени диск находится в пассивной фазе с низким темпом аккреции (М < 10_6 М©/год), которая прерывается короткими и интенсивными вспышками с темпом аккреции М > 10_6 М&/год.
К настоящему времени предложено несколько теоретических моделей, объясняющих эпизодические вспышки аккреции на протозвезду, включая тепловую неустойчивость во внутренних областях диска [10], приливное взаимодействие в тесных двойных системах [11, 12] и молодых звездных скоплениях [13], сочетание гравитационной и магнитовращательной неустойчивости в околозвездных дисках [14, 15], а также гравитационную неустойчивость и фрагментацию диска с последующей миграцией и падением фрагментов на протозвезду [16—18]. В этих моделях вспышки аккреции сопровождаются резким возрастанием светимости протозвезды в десятки или сотни раз, что может иметь важные последствия для последующей динамической и химической эволюции протозвездных дисков и коллапсирующих оболочек [19, 20]. В частности, вспышки могут нагревать диск и влиять на условия формирования фрагментов. Вызванный вспышками светимости нагрев диска и коллапси-рующей оболочки может приводить к испарению ледяных оболочек с пылинок. В работе [21] выдвинута идея использовать данный эффект для детектирования прошедших вспышек, что будет дополнительным тестом для концепции эпизодической аккреции.
Однако отмеченные выше модели эпизодической аккреции [14—18] основаны на приближении тонкого диска, либо на упрощенном двухзонном приближении слоистой аккреции, где рассматриваются усредненные по вертикали величины. Между тем, в газопылевых дисках ожидаются сильные вертикальные градиенты температуры, связанные как с нагревом от центральной (прото)звезды, так и с адиабатическим нагревом газа в плотных фрагментах и спиральных рукавах. При расчете важных для наблюдательной диагностики химических реакций и процессов, связанных с испарениями ледяных мантий, учет таких градиентов является необходимым. Кроме того, из расчета вертикального распределения температуры можно гораздо точнее получить усредненную по вертикали температуру и непрозрачность, необходимые для гидродинамического моделирования. Таким образом, на наш взгляд перспективной идеей является создание (2 + 1)—мерной модели, в которой двумерная гидродинамическая модель в приближении тонкого
диска будет объединена с моделью расчета вертикального распределения объемной плотности и температуры. В данной работе представлены первые результаты на пути к созданию такой модели, а также результаты исследования влияния вспышки на структуру диска. В разд. 2 описаны основные принципы построения и начальные условия нашей численной модели, в то время как основные результаты и выводы представлены в разд. 3 и 4.
2. ОПИСАНИЕ МОДЕЛИ
В основе нашей численной (2 + 1)-мерной модели лежит подход, состоящий из двух этапов. На первом этапе моделируется образование и эволюция протозвездного диска с использованием двухмерного приближения тонкого диска (г, ф), т.е. в пренебрежении градиентами плотности и движением газа в вертикальном направлении. На втором этапе выполняется восстановление вертикальной структуры диска путем решения уравнений локального гидростатического равновесия и переноса излучения в вертикальном (г-) направлении. В описываемой здесь реализации модели восстановление вертикальной структуры выполняется в так называемом режиме постобработки, т.е. обратного влияния со стороны процедуры восстановления вертикальной структуры на гидродинамическую модель нет. Недостатком данного приближения является тот факт, что расчет вертикальной структуры не влияет на радиальную структуру и эволюцию диска. Тем не менее оно позволяет оценить слабые стороны двухмерного приближения тонкого диска и изучить эффекты, которые невозможно или затруднительно учесть в чисто двухмерном моделировании. Самосогласованное (2 + 1)-мерное моделирование планируется представить в следующей статье. Далее мы более подробно опишем оба этапа моделирования.
2.1. Образование и эволюция протозвездного диска
Для расчета образования и эволюции прото-звездных дисков мы используем численную гидродинамическую модель в приближении тонкого диска, подробное описание которой дано в работе [18]. Основные физические процессы, учитываемые в моделировании, включают излучение центральной звезды и фоновое излучение родительского облака, вязкий нагрев и нагрев ударными волнами, охлаждение излучением с поверхности диска и самогравитацию диска. Соответствующие уравнения гидродинамики в приближении тонкого диска в полярной системе координат (г, ф) имеют вид
Ж
— = -Ур • (£ур)
(1)
д_
dt
- (Evp) + [V • (£vp cx) vp)]p = —VpP + £gp + (V • П)р,
ВОРОБЬЕВ и др. (2)
de
^ + Vp • (evp) = -V(VP • vp) -
(3)
- Л + Г + (Vv)
pp'
П
pp'
где индексы p и p обозначают компоненты полярных координат (r, ф), £ — поверхностная плотность газа, e — внутренняя энергия газа на единицу площади диска, P = Pdh — проинтегрированное по вертикальному размеру диска давление газа, h — вертикальная шкала высоты диска, vp =
= vrr + Уфф — скорость газа в плоскости диска,
gp = grr + дфф — гравитационное ускорение газа в
плоскости диска и Vp = rd/dr + фг-1д/дф — градиент в плоскости диска.
Давление и внутренняя энергия связаны уравнением состояния идеального газа P = (y — 1)e, где параметр y является функцией температуры газа в срединной плоскости диска Tmp = = Pß/R£ и равен 1.4 для Tmp < 2000 K и 1.05 для Tmp > 2000 K. Средний молекулярный вес газа равен ß = 2.33. Гравитационное ускорение gp складывается из гравитации центральной звезды (когда она уже образовалась) и самогравитации газа.
Вертикальная шкала высоты диска определяется на каждом шаге интегрирования из условия локального вертикального гидродинамического равновесия. Отношение h/r, как правило, значительно меньше единицы на расстояниях r < 1000 а.е., т.е. в области локализации протозвездного диска [18]. Подробное описание вязкого тензора напряжений П дано в работе [18]. Коэффициент
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.