ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ, 2010, том 36, № 11, с. 823-831
УДК 524.33
ЭВОЛЮЦИЯ ЧИСЛЕННОСТИ АККРЕЦИРУЮЩИХ БЕЛЫХ КАРЛИКОВ С СЛОЕВЫМ ЯДЕРНЫМ ГОРЕНИЕМ И ЧАСТОТЫ СН ^
© 2010 г. Л. Р. Юнгельсон*
Институт астрономии РАН, Москва Поступила в редакцию 14.05.2010 г.
Проанализировано изменение с временем численности аккрецирующих белых карликов, на поверхности которых горит водород, в полуразделенных и разделенных двойных системах. Рассмотрен случай, когда в звездной системе происходит непрерывное звездообразование с постоянной скоростью на протяжении 1010 лет, и случай вспышки звездообразования, в которой та же масса звезд формируется за 109 лет. Эволюция численности карликов сопоставлена с эволюцией частоты событий, которые обычно рассматриваются как СН 1а и/или аккреционно-индуцированный коллапс — накоплением карликами чандрасекаровской массы и слиянием пар карликов с суммарной массой, большей или равной чандрасекаровской. В звездных системах с вспышкой звездообразования наблюдаемые в момент Ь = 1010 лет источники сверхмягкого рентгеновского излучения, скорее всего, не являются предшественниками СН 1а. То же самое относится к значительной доле источников в системах с постоянной скоростью звездообразования. Доминирующим механизмом CH Ia в обоих случаях является слияние белых карликов. В симбиотических системах аккрецирующие CO-карлики не накапливают массу, достаточную для взрыва CH 1а, а ONeMg-карлики заканчивают эволюцию аккреционно-индуцированным коллапсом с образованием нейтронной звезды.
Ключевые слова: звезды — переменные и пекулярные.
ВВЕДЕНИЕ
До настоящего времени неизвестно, какие звезды являются предшественниками сверхновых типа 1а (СИ 1а). Существует консенсус в отношении того, что взрывающиеся объекты — белые карлики (БК) чандрасекаровской (Меи) или большей массы, но неясно, каким образом БК могут накопить Меи. Исторически предложены три основных сценария: 1) аккреция из ветра в симбиотической двойной системе (Труран, Камерон, 1971), 2) аккреция в полуразделенной двойной системе (Уи-лен, Ибен, 1973), 3) слияние пары БК с общей массой не меньшей Меи (Веббинк, 1984; Ибен, Тутуков, 1984). Конкретный сценарий, приводящий к СИ 1а, чрезвычайно важен для космологии, поскольку в сценариях (1) и (2) масса взрывающегося объекта равна Меи и сверхновая может, скорее всего, рассматриваться как "стандартная свеча", а в сценарии (3) через несколько десятков млн. лет после начала звездообразования первыми взрываются пары звезд с суммарными массами компонентов, существенно превосходящими Меи, слияние же пар с массой, близкой к Меи, начинается через
Электронный адрес: lry@inasan.ru
~109 лет (Тутуков, Юнгельсон, 1994; Богомазов, Тутуков, 2009).
В сценариях (1) и (2) двойная звезда проходит стадию, на которой сформировавшийся первым БК аккрецирует вещество теряющего массу спутника. Предполагается, что на поверхности аккрецирующего БК происходит (квази)стационарное горение водорода и гелия, которое и позволяет накопить Mch. В сценарии (3) аналогичная стадия аккреции предшествует образованию второго БК в системе.
Карлики с (квази)стационарным горением водорода на поверхности, следуя ван ден Хёвелу и др. (1992), отождествляются с источниками сверхмягкого рентгеновского излучения (Supersoft X-ray Sources, SSS). Недавно, Ди Стефано (2010а, б) обратила внимание на значительный (до 2 порядков величины) дефицит наблюдаемых SSS в галактиках различных морфологических типов по сравнению с ожидаемым на основании частоты CH Ia. К аналогичному выводу независимо пришли Гильфа-нов и Богдан (2010) по результатам исследования рентгеновской светимости эллиптических галактик в сверхмягком рентгеновском диапазоне.
В данной заметке рассмотрена эволюция популяций аккрецирующих БК и предшественников CH Ia. Расчеты проведены для двух случаев
звездообразования: (а) с постоянной скоростью на протяжении 1010 лет и (б) случая, когда такая же масса звезд, как в случае (а), образуется в течение 109 лет, т.е. иллюстрируются идеализированные спиральная и эллиптическая галактики. Показано, что через 1010 лет после начала звездообразования все системы с аккрецирующими БК в эллиптических галактиках и их подавляющая часть в галактиках других типов не являются предшественниками СН 1а. Подтверждено предположение о том, что слияние БК является основным сценарием для СН 1а. Показано, что в симбиотических двойных звездах Мсь скорее всего, достигают только кислородно-неоновые БК, которые коллапсируют с образованием нейтронных звезд, а не взрываются как СН 1а1.
МЕТОД РАСЧЕТА
Расчеты популяций двойных систем с аккрецирующими БК проводились нами, в частности, при исследовании симбиотических звезд (Юнгельсон и др., 1995; Лю и др., 2006), источников сверхмягкого рентгеновского излучения (Юнгельсон и др., 1996; Федорова и др., 2004), распределения сверхновых звезд по красному смещению (Юнгельсон, Ли-вио, 1998; 2000). Основные предположения, заложенные в программу популяционного синтеза, описаны в перечисленных работах, а также в статье Тутукова и Юнгельсона (2002)2. Отметим лишь некоторые детали.
Как и в предыдущих наших работах, предполагается, что все звезды двойные и функция звездообразования имеет вид (в год-1)
ч (1М1 ч , _=0 (1)
где М1 — масса первичного компонента системы, / (д) — нормированное на единицу распределение звезд по отношениям масс компонентов д = = М2/М1. Последнее распределение имеет вид /
1 для тесных двойных систем, 0.1055д-2 5 для широких двойных систем с 1 > д > 0.3, 2.14 для широких двойных систем с 0.3 > д > 0.
/ (д) =
(2)
'Оговоримся сразу, что ниже мы будем использовать термин СН 1а для ситуаций, когда БК достигает МСь или превосходит ее, хотя, строго говоря, модельные расчеты взрывов БК пока неспособны воспроизвести во всей полноте характеристики наблюдаемых СН 1а.
2Исключением является работа Лю и др. (2006), в которой использовалась модифицированная нами программа Харли и др. (2002).
Функция звездообразования нормирована на формирование одной двойной системы с М1 > 0.8М© в год. Интервал больших полуосей орбит двойных систем 6(М1 /М©)1/3 < а/К© < 106 (Крайчева и др., 1981, Верещагин и др. 1988). Одиночные звезды в модели возникают в результате слияния компонентов или в итоге разрушения систем при взрывах Сверхновых. Полагая, что минимальная масса компонентов двойных систем равна 0.1М© и учитывая (1) и (2), получаем, что скорость звездообразования в нашей модели ~ 8М© в год. Это значение находится в интервале наблюдательных оценок современной скорости звездообразования в диске Галактики (Джилмор, 2001). Если возраст модельных галактик 1010 лет, масса вещества, переработанного в них в звездах составляет 8 х х 1010М©, что сравнимо с массой диска Галактики (Денен, Бинни, 1998). Масса модельных галактик и полученные ниже частоты формирования и численности различных систем могут быть перемасштабированы изменением численного коэффициента в
ур. (1).
В модели предполагается, с учетом особенностей эволюции тесных двойных звезд, что минимальная масса компонентов тесных двойных систем, которые взрываются как сверхновые типов II и 1Ь,с, равна 11.5М©; в широких системах этот порог — 10М©. В этом случае частота взрывов СН II и СН Ш,с близка к 1 в 40 лет, что не противоречит наблюдательной оценке частоты формирования пульсаров в Галактике (0.9—1.9) в 100 лет (Вранесевич и др., 2004). Частота вспышек СН Ы обсуждается ниже.
Потеря вещества за счет звездного ветра рассчитывалась по формуле Реймерса М = 4 х х 10-12 п(Я//Я>© )(Ь/Ь© )(М/М© )-1 М© год-1 с переменным коэффициентом п (см. Юнгельсон и др. (1995)). При расчете аккреции из ветра использовался стандартный формализм Бонди и Хойла(Бонди, 1952).
При подсчете численности аккрецирующих БК с ядерным горением на поверхности учитывались как объекты с стационарным горением, так и объекты, на поверхности которых водород горит неустойчиво (см. Юнгельсон и др., 1996). Рассматривались как возможность накопления БК вещества, так и их эрозии при неустойчивом горении водорода и гелия на поверхности карлика. Условия неустойчивого горения водорода принимались согласно Пряльник и Ковецу (1995), гелия — согласно Ибену и Тутуко-ву (1996).
Отметим следующие отличия от работы Юн-гельсона и Ливио (1998), которая была непосредственно посвящена моделированию популяции БК с горением водорода, которые отождествлялись с
источниками сверхмягкого рентгеновского излучения.
а) Следуя Като и Хацису (1994), в настоящей работе мы принимали, что в случае, когда скорость аккреции превышает возможную скорость выгорания водорода ^(Мшах) & —9.31 + 4.12М^ — - 1.42М^ (в Ме год-1), и \М\ < 10-4Мо год-1, избыток вещества покидает систему за счет оптически толстого ветра от БК, одновременно стабилизируя обмен массой. Это предположение повышает максимальное значение отношения масс компонентов, при котором возможен стабильный обмен веществом от q & 0.78 до q & 1.15. Кроме того, становится возможным обмен веществом в термической шкале времени донора, в то время как в раннем варианте расчетов в этом случае всегда предполагалось формирование общей оболочки. Соответствующий этим изменениям алгоритм расчета эволюции описан Юнгельсоном и Ливио (1998).
б) Учитывалось влияние относительно массивных ядер красных гигантов на динамическую устойчивость потери вещества этими звездами (Джелминг, Веббинк, 1987).
в) В отличие от перечисленных выше работ по популяционному синтезу, при расчете изменения расстояния между компонентами сравнимой массы (М2/М1 > 0.5) в ходе первого этапа неустойчивого обмена веществом использовался предложенный Нелемансом и др. (2000) так называемый 7-формализм, основанный на балансе углового момента. В этом случае расстояние между компонентами в ходе обмена веществом изменяется незначительно. Во всех остальных случаях неустойчивого обмена веществом применялось уравнение Веббинка (1984) для общих оболочек с фиксированным значением произведения параметра общих оболочек асе и параметра энергии связи оболочки звезды-донора Л. Приведенные ниже результаты расчетов получены для 7 = 1.5 и асеЛ = 2. Выбор обуслов
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.