Не-ЛТР МОДЕЛИРОВАНИЕ СТРУКТУРЫ И СПЕКТРА ГОРЯЧИХ АККРЕЦИОННЫХ ПЯТЕН НА ПОВЕРХНОСТИ МОЛОДЫХ ЗВЕЗД
© 2015 г. А. В. Додин*
Государственный астрономический институт им. П.К. Штернберга Московского государственного университета им. М.В. Ломоносова Поступила в редакцию 17.11.2014г.
Представлены результаты расчетов структуры и спектра горячих аккреционных пятен на поверхности молодых звезд с учетом отклонений от ЛТР для водорода и гелия. Найдено, что при рассмотренных параметрах аккреции наличие лобового давления падающего газа на внешнюю границу горячего пятна приводит к штарковскому уширению профилей линий водорода до ^ 1000 км/с. Показано, что учет отклонений от ЛТР для атомов и ионов углерода и кислорода не приводит к заметным изменениям в структуре горячего пятна.
Ключевые слова: звезды — индивидуальные: TW Hya, звезды Т Тельца, звездные атмосферы, перенос излучения, спектры.
DOI: 10.7868/80320010815050022
ВВЕДЕНИЕ
Классические звезды Т Тельца (CTTS) — это молодые (возраст < 107 лет) звезды с массой <3 МС0), находящиеся на стадии сжатия к главной последовательности, активность которых обусловлена аккрецией вещества протопланетного диска. В оптическом диапазоне спектр CTTS состоит из абсорбционного спектра звезды позднего класса, на который накладываются эмиссионные линии с нетривиальными профилями переменной формы. Вообще говоря, эмиссионные линии состоят из двух компонент: узкой (FWHM ^30 км/с) и широкой (FWHM > 100 км/с), которые формируются в различных пространственных областях (см., например, Баталья и др., 1996; Додин и др., 2012). Соотношение между интенсивностью этих компонент различно для разных линий и меняется с течением времени, а для одинаковых линий меняется от звезды к звезде.
Вряд ли кто-нибудь сомневается, что теория магнитосферной аккреции, в принципе, способна объяснить форму профилей, относительную интенсивность и сложный характер переменности эмиссионных линий в спектрах CTTS при учете нетривиальной кинематики газа и разнообразия физических условий в непосредственной окрестности звезды, предсказываемых этой теорией (Кенигл,
Электронный адрес: dodin_nv@mail.ru
1991; Романова и др., 2004). В рамках магнито-сферной модели вещество диска на некотором расстоянии от звезды вмораживается в ее магнитное поле. При этом вещество вначале должно уменьшить свою угловую скорость до скорости вращения магнитного поля звезды, что должно сопровождаться нагревом вещества на границе магнитосферы и частичным его истечением в окружающее пространство. Характерные линейные скорости на границе магнитосферы составляют сотни км/с, поэтому такая зона хорошо подходит на роль области формирования широких компонент эмиссионных линий (Гомес де Кастро, фон Рековски, 2011).
Вмороженное в магнитное поле вещество стекает под действием силы притяжения к звезде, и этот падающий газ также может проявлять себя в спектре в виде широких компонент линий (см., например, Петров и др., 2014), которые должны быть смещены в красную сторону на величину, не превышающую скорость падения вещества у поверхности звезды:
/2СМГД пл1/2
где М*, К* — масса и радиус звезды, Е0 — расстояние, с которого вещество начало свободно падать вдоль магнитного поля.
Долетев до плотных слоев звездной атмосферы, вещество тормозится в аккреционной ударной волне (АУВ), переводя в тепло большую часть
своей кинетическом энергии, поток которой равен:
р —
^ псе —
цтрКо^ 2
где N0 — концентрация частиц перед фронтом АУВ, ^ & 1.26 — средний молекулярный вес атомного ядра в веществе солнечного химического состава, тр — масса протона. Нагретое вещество за фронтом АУВ остывает, теряя энергию на излучение в УФ и рентгеновском диапазоне, и оседает на звезду, постепенно уменьшая свою скорость практически до нуля. Это излучение АУВ и излучение налетающего газа облучают атмосферу звезды, что приводит к образованию на ее поверхности горячего пятна, которое проявляется в спектрах в виде узких эмиссионных линий, и которое вызывает уменьшение глубин линий поглощения в спектрах СТТБ в сравнении со спектрами звезд главной последовательности того же спектрального класса.
Излучение горячего пятна в континууме было рассчитано в работе Кальвета и Гуллбринга (1998), а учет многочисленных спектральных линий при расчетах структуры и спектра горячего пятна был произведен в ЛТР-приближении в работе Додина и Ламзина (2012). В последующей работе Додина и др. (2013) было показано, что линии Не II показывают большие отклонения от ЛТР и являются информативными для диагностики параметров ударной волны. Большие отклонения от ЛТР в Не I и Не II, которые являются основными поглотителями входящего излучения, могут приводить к изменению распределения параметров в атмосфере, однако в работе Додина и др. (2013) распределения параметров и поле излучения брались из ЛТР модели, что в итоге не позволило использовать для диагностики линии Не I и дало толчок к построению не-ЛТР модели атмосферы.
Моделирование структуры горячего пятна, рассматриваемое в этой работе и в работе Додина и Ламзина (2012), относится к числу задач о прогреве атмосферы внешним излучением, которые неоднократно решались различными авторами (см., например, Мицкевич, Цымбал, 1992; Сахи-буллин, Шиманский, 1996; Гюнтер, Вавжин, 2011). Однако в применении к СТТБ эта задача имеет ряд особенностей, которые в итоге качественно меняют результаты. Главная особенность состоит в наличии лобового давления налетающего газа на внешнюю границу атмосферы, что должно приводить к увеличению плотности в облучаемой атмосфере и к уменьшению отклонений от ЛТР по сравнению со случаем, когда внешнее давление отсутствует. Кроме того, в нашей задаче источник ионизующего излучения непосредственно прилегает к прогреваемой атмосфере, облучая ее одновременно со всех сторон, в отличие от двойных систем, где источник
внешнего излучения находится на значительном расстоянии от звезды, а следовательно, излучение входит в атмосферу из существенно меньшего телесного угла.
МЕТОДЫ РАСЧЕТОВ
В настоящей работе мы условно разделим аккреционную зону по высоте на три части: зона перед фронтом ударной волны, зона оседающего газа за фронтом ударной волны и горячее пятно. Если между зоной свободно-падающего газа и зоной за фронтом ударной волны существует физическая граница в виде фронта АУВ, то между зоной оседания газа и горячим пятном строгую границу провести нельзя. Поэтому здесь под зоной оседания газа понимается зона за фронтом АУВ, рассчитанная в работе Ламзина (1998). Газ этой зоны является прозрачным в континууме и постепенно высвечивает почти всю энергию, выделившуюся в АУВ, практически достигая статистического и лучистого равновесия на нижней границе зоны, которая одновременно будет являться верхней границей горячего пятна. Рассматриваемые в работе значения оптических толщин отсчитываются от этой границы, и поэтому они не охватывают ни зону оседания газа, ни зону перед фронтом АУВ. Эти области рассматриваются как внешние оболочки и учитываются отдельно. Совместное моделирование всех зон пока остается слишком сложной вычислительной задачей, и на данном этапе взаимное влияние зоны свободно-падающего газа и горячего пятна учитывается последовательными приближениями из двух шагов: сначала рассчитываются структура и спектр зоны перед фронтом ударной волны с использованием примитивной модели горячего пятна, а затем полученное излучение используется для моделирования самого горячего пятна (см. Приложение в работе Додина, Ламзина, 2012). Выполнение еще одной итерации приводит к изменению интегрального потока примерно на 5% в худшем случае, и поэтому не производилось ввиду остальных неопределенностей подобного масштаба.
В рамках такого деления аккреционной зоны горячее аккреционное пятно будет рассматриваться как плоскопараллельная звездная атмосфера, находящаяся в гидростатическом и лучистом равновесии. Тем самым мы пренебрегаем остаточным движением вещества и адвективным переносом энергии как из зоны охлаждения в горячее пятно, так и внутри горячего пятна. Для расчета модели такой атмосферы проводится численное самосогласованное решение системы уравнений, описанной ниже.
1. Уравнение гидростатического равновесия, которое решается с учетом внешнего давления, вызванного падающим газом. Уравнение
учитывает газовое давление и давление излучения. Давление, вызванное магнитным полем или турбулентностью, не рассматривается.
2. Уравнения Саха и Больцмана для всех атомов и ионов элементов H—Zn.
3. Уравнения статистического равновесия для атомов и ионов, рассчитываемых без предположения об ЛТР. Уравнения решаются только для нескольких избранных элементов, соответствующие атомные данные приведены в следующем разделе.
4. Уравнение переноса излучения, которое решается с учетом наличия входящего излучения на внешней границе.
Для получения модели, адекватно описывающей реальные звездные атмосферы, необходимо корректно рассчитать непрозрачность вещества. В наших моделях при решении уравнения переноса учитывается непрозрачность в линиях и в континууме (ЬЬ и М) для элементов, рассчитываемых в ЛТР и не-ЛТР, непрозрачность, связанная с Нрэлеев-ское и томсоновское рассеяние. Непрозрачность, связанная с молекулами, не учитывается, поэтому программа не может применяться для моделирования атмосфер холодных звезд, однако в рассматриваемом нами горячем пятне молекулы должны отсутствовать. Для ЛТР-элементов при расчете моделей атмосферы непрозрачность в многочисленных линиях учитывается методом выборочной непрозрачности для числа точек по частоте более 60 000. При итоговом расчете спектра число точек было увеличено на интересующем нас участке от 3000-12 000 К до 180 000, что уже позволяет грубо прописывать профили отдельных линий. Для не-ЛТР-элементов непрозрачность в линиях учитывается напрямую: профили всех линий детально прописываются на собственной для каждой линии частотной сетке.
Внешнее излучение, выступающее в качестве граничного условия в уравнении переноса, рассчитывается аналогично тому, как это было сделано в работе Додина и Ламзина (2012), за тем только исключением
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.