<< PhD 2. Динамика звездного диска >>

Subsections

1. Данные наблюдений

=0.95

В главе 1 приведены основные сведения наблюдательного характера, дающие представление о различных системах, содержащих диски. В первых трех разделах рассматривается крупномасштабная структура плоских галактик; в четвертом сведения касаются только центральных областей галактик, ответственных за активность некоторых типов звездных систем. Ситуации, когда в тесных звездных двойных системах могут возникать аккрецирующие газовые диски, приведены в § 1.5. И наконец, § 1.6 посвящен протозвездным (протопланетным) дискам. Мы не ставили задачу всеобъемлющего изложения наблюдательного материала. Главная цель заключалась в том, чтобы дать представление об основных фактах, которые, с одной стороны, позволяют строить теоретические модели, а с другой -- стимулируют желание понять и объяснить наблюдения. Мы не претендуем на полноту библиографии по затрагиваемым вопросам. Задача первой главы -- дать представление о порядках физических величин и основных структурных особенностях реальных объектов, что позволит нам при построении теоретических моделей не очень сильно отрываться от действительности.


1.1 Звездные диски плоских галактик

Большинство наблюдаемых галактик могут быть в соответствии с классификацией Хаббла отнесены к плоским. Эти галактики обладают ярким и довольно тонким вращающимся диском с теми или иными структурными особенностями (спирали, перемычки, кольца и т. п.) и сфероидальной подсистемой. Дисковая подсистема обычно состоит из довольно массивного звездного диска и существенно менее массивного газового. Приведем здесь необходимый для дальнейшего изложения (гл. 2-4, 6) краткий обзор основных характеристик подсистем плоских галактик. Более подробное изложение данных наблюдений по плоским галактикам можно найти, например, в книгах Воронцова-Вельяминова [28], Горбацкого [35], Засова [52], Ефремова [45, 47], Ходжа [202], Решетникова [178] (см. также обзор Засова [49]), а по Галактике -- в книге Марочника и Сучкова [107].


1.1.1 Распределение поверхностной плотности

Усредненное в азимутальном направлении распределение яркости $I(r)$ вдоль радиальной координаты в звездных дисках галактик, как правило, хорошо описывается экспоненциальным законом

\begin{displaymath} I(r)/I(0) \simeq \exp (-r/L_\s) \,, \end{displaymath} (1.1)

где характерный радиальный масштаб $L_\s$ в каждой галактике близок в разных спектральных диапазонах [403]. Поэтому обычно считают, что и распределение поверхностной плотности в звездных дисках $\s_\ast(r)$ тоже является экспоненциальным
\begin{displaymath} \s_\ast(r) = \s_0\, \exp(-r/L_\s) \,, \end{displaymath} (1.2)

где $\s_0=\s_\ast(0)$ и $L_\s\simeq 1\div 6$ кпк [404, 557]. В частности, в Галактике, по данным разных авторов, $L_\s \simeq 2 \div 5$ кпк и в окрестности Солнца величина поверхностной плотности составляет $\sim 40 \div 100$ ${\rm M}_\odot/$пк$^2$ ([213, 361, 406, 408, 432, 458, 536, 736, 871], см. § 3.6). Экспоненциальный характер дисков легко обнаруживается, например, в рамках модели образования галактик из однородно вращающейся сферической системы при ее сжатии с сохранением углового момента [557, 623]. Имеются и другие, вязкие сценарии эволюции галактик, приводящие к (1.2) [473, 584].

Отклонения от закона (1.1) обычно имеют место как в центральных частях галактик размером $r\,\lee \,L_\s$ [403], так и на их периферии. Первые обусловлены, по-видимому, наличием либо яркого балджа или линзы в центральных областях плоских галактик [329, 403], либо ``дыры'' в центральной части звездного диска [12, 48] 1.1. Другое отклонение от закона (1.1) по данным фотометрии галактик, видимых с ребра, состоит в том, что в области $r\,\gee\,(3 \div 5) L_\s$ яркость диска убывает заметно быстрее, чем по закону (1.1). Тем самым звездные диски имеют фактически достаточно резкую границу в радиальном направлении [560]. Есть основания считать, что внешняя граница звездного диска Галактики находится на расстоянии 12-15 кпк от центра [736].

Массы звездных дисков плоских галактик лежат в пределах $10^9 \div 10^{12}\, {\rm M}_\odot$ (эта величина для Галактики не превышает $\sim 10^{11}\ {\rm M}_\odot$).


1.1.2 Структура диска поперек его плоскости

Объемная плотность вещества (звезд и газа) $\rho_d(r,z)$ в дисках галактик максимальна в плоскости их симметрии $(z = 0)$. С удалением от этой плоскости убывание плотности звездной компоненты диска $\rho_\ast(r,z)$, судя по распределению яркости вдоль $z$-координаты [560], удовлетворительно описывается законом

\begin{displaymath} \rho_\ast(r,z) \propto \hbox{\rm {ch}}^{-2}(z/\Delta_\ast)\,, \end{displaymath} (1.3)

где $\Delta_\ast$ -- эффективная полутолщина звездного диска 1.2. Заметим, что при такой зависимости $\rho_\ast(r,z)$ поверхностная плотность звездного диска $\s_\ast(r) = 2\,\Delta_\ast\rho_\ast(r,z=0)$. Величина $\Delta_\ast$ в большинстве плоских галактик лежит, по-видимому, в пределах $0,\!2 \hbox{{\rm\ кпк}} \,\lee\, \Delta_\ast\,\lee\,1,\!0$ кпк и слабо зависит от радиальной координаты. В частности, аппроксимация разных данных по $\rho_\ast (z)/\rho_\ast(0)$ в окрестности Солнца в Галактике функцией (1.3) приводит к оценке $\Delta_{\ast\odot} \simeq 0,\!2 \div 0,\!6$ кпк. Причем, результаты, полученные COBE$\backslash$DIRBE и 2MASS, приводят к вертикальному масштабу диска Галактики около 0,28 кпс. Рост вертикальной шкалы с радиусом на периферии является характерной особенностью многих галактик [452, 453], включая нашу [238].

Выделяют также толстый диск, характеризуемый вертикальным масштабом $\simeq 1,\!5$ кпк; его объемная плотность в окрестности Солнца составляет около 2 % от плотности дисковой системы [407]. Следует сказать, что дисковую систему обычно разделяют на старый диск (звезды поздних классов) и плоскую подсистему, которая является наиболее тонкой и состоит из газа, пыли и молодых звезд.

Из сравнения характерных масштабов звездных дисков плоских галактик ( $\Delta_\ast \ll L_\s$) ясно, что равновесный гравитационный потенциал $\Phi_0(r,z)$ гораздо резче изменяется в $z$-направлении, чем в радиальном. Поэтому в окрестности плоскости $z=0$ естественно полагать $\mid\Vert^2\Phi_0 / \Vert z^2\mid \gg \mid\Vert(r\,\Vert\Phi_0/\Vert r)/r\Vert r\mid$ и, следовательно, уравнение Пуассона можно записать в виде $\Vert^2\Phi_0 / \Vert z^2 \simeq 4\,\pi\,G\,\rho_D$. Отсюда в простейшем приближении однородного по толщине диска следует оценка частоты колебаний звезды (или другого объекта) поперек плоскости диска

\begin{displaymath} \omega_z \simeq \sqrt{4\,\pi\,G\,\rho_D(z=0)} = \sqrt{ 2\,\pi\,G\,\s_D/\Delta_\ast } \,. \end{displaymath} (1.4)


1.1.3 Вращение диска

Основным движением объектов как звездных, так и газовых дисков галактик является их вращение. Хаотические движения звезд и газовых облаков обычно характеризуются существенно меньшими скоростями, и в первом приближении ими можно пренебречь. В соответствии с этим центробежная сила, приходящаяся на единицу массы на заданном расстоянии от центра диска и компенсирующая градиент общего гравитационного потенциала, оказывается практически одинаковой как для звезд, так и для газовых облаков. Поэтому скорость вращения измеряют, как правило, по межзвездному газу. И приводимое ниже разбиение кривых вращения на два типа в равной мере применимо как к звездному, так и к газовому диску [747].

К настоящему времени опубликованы хорошие обзоры кривых вращения большого числа спиральных галактик (см., напр. [747, 748, 750]). Имеются подробные данные по кривой вращения Галактики [14, 31, 160, 201, 242, 277, 305, 812]. Из этих результатов следует, что кривые вращения плоских галактик можно разделить на два типа.

Figure: =0.9Кривые вращения плоских галактик (схематично): a -- одногорбая кривая; б -- двугорбая; в -- примеры кривых вращения для большой выборки галактик [819]
\includegraphics[width=0.3\hsize, height=0.38\hsize]{k-1-1.bmp} \includegraphics[width=0.65\hsize, height=0.3\hsize]{Vrot_Sofue.bmp}

=0.63

Первый из них характеризуется почти твердотельным вращением центральной части диска ( $V_\textrm{вр} \propto r$), с удалением от центра диска постепенно переходящим в кривую вращения типа ``плато'' [ const]. На дальней периферии такого диска величина $V_\textrm{вр}$ может медленно расти, убывать или оставаться приближенно постоянной (M 33, NGC 157, 300, 681, 1055 и др. -- см. рис. 1.1$\!$а). Такие кривые вращения можно условно назвать ``одногорбыми''.

Другой тип кривых вращения (в дальнейшем называемых ``двугорбыми'') характерен тем, что в центральной части диска вместо пологого участка почти твердотельного вращения имеет место резкий рост в области $0 < r \,\lee\, 0,\!5 \div 1$ кпк, затем следует область убывания $V_\textrm{вр}$, после чего вновь возрастает и выходит на плато, как и у галактик с одногорбыми кривыми вращения. Весь внутренний ``горб'' кривых вращения этого типа как бы накладывается на участок почти твердотельного вращения галактик с одногорбыми кривыми (см. рис. 1.1$\!$б). При этом абсолютная величина $V_\textrm{вр}$ на внутреннем горбе обычно мало отличается от уровня $V_\textrm{вр}$ на плато. К этому типу можно уверенно отнести кривые вращения Галактики [201, 812], галактик М31 [746], М81 [446] и многих других.

До недавнего времени почти все галактики считались обладающими одногорбыми кривыми вращения. Однако с возрастанием разрешающей способности наблюдений в ряде из них отчетливо проявилась двугорбость кривых вращения -- например, в галактиках NGC 1566, 2590, 2608, 2708, 3200, 4321, 1553 и др. [158, 551, 748, 749]. Действительно, нетрудно видеть, что интервал между центром диска и внутренним горбом кривой вращения ($0,\!5 \div 1$ кпк) уже на расстоянии, большем $10 \div 20$ Мпк, виден под углом, меньшим 10 угловых секунд. По этой причине выявление внутренних горбов на кривых вращения не очень близких галактик представляет собой довольно сложную наблюдательную задачу.

В 1986-1992 гг. на 6-метровом телескопе (САО) была реализована наблюдательная программа по исследованию вращения внутренних областей спиральных галактик [5, 6, 7, 8, 60]. Среди изученных объектов, по крайней мере у половины, кривая вращения может иметь локальные экстремумы.

Причина двугорбости кривых вращения плоских галактик окончательно не ясна. Укажем, однако, два варианта объяснения этого феномена. Во-первых, концентрированное и в то же время массивное центральное образование (балдж) в не очень плотном диске создает в своей внешней части такой градиент гравитационного потенциала, в котором величина должна убывать [62]. Если же такой балдж еще и сплюснут (типа линзы), то может убывать быстрее, чем по кеплеровскому ( $V_\textrm{вр} \propto r^{-1/2}$) закону. На эту возможность впервые было указано в работе [146], а подробное ее обсуждение содержится в монографии Фридмана и Поляченко [420]. Другой вариант был предложен Засовым [48] (см. также -- [12]) и состоит в том, что плотный диск с ``дырой'' в центральной его части позволяет создать двугорбую кривую вращения даже при относительно умеренной концентрации плотности балджа в центре.

Типичные значения максимальной скорости вращения галактик лежат в пределах $100 \div 300$ км/с. Для Галактики эта величина составляет $200 \div 240$ км/с (см. § 3.6).

Важнейшей особенностью подавляющего большинства галактик является неубывание кривой вращения на далекой периферии ($r \gg 2 L_\s$), где плотность вещества диска уменьшается на порядок и больше. Так, например, у Галактики не обнаруживается заметного уменьшения величины вплоть до $16 \div 18$ кпк ([31, 107, 740], см. п. 3.6.1), а возможно, и до $\sim 60$ кпк [242]. Этот наблюдательный факт свидетельствует о наличии массивного гало за пределами оптического радиуса галактик.

Вернемся теперь к вопросу об отклонениях движения объектов диска от чисто круговых траекторий, характеризуемых радиусом орбиты $r = r_0 =$ const и угловой скоростью $\Omega(r) = V_\textrm{вр}(r)/r\!$. Пусть равновесный гравитационный потенциал, создаваемый распределением всего вещества галактики в ее плоскости, есть $\Phi_0(r)\!$, а орбитальный момент объекта единичной массы ${\cal L} = r^2\Omega(r)$. Тогда движение такого объекта в радиальном направлении происходит в эффективном гравитационном потенциале $\Phi_\textrm{эфф} = \Phi_0(r) + {\Oo{{\cal L}^2 \o 2 \, r^2}}$ [93]. Соответствующее уравнение движения имеет вид

\begin{displaymath} \ddot r = -{\Vert \Phi_\textrm{эфф} \o \Vert r} = -{\Vert \Phi_0 \o \Vert r} + {{\cal L}^2 \o r^3} \,. \end{displaymath}

Однако в точке минимума $\Phi_\textrm{эфф}(r)$ (круговая орбита $r = r_0$)

\begin{displaymath} {\Vert\Phi_0 \o \Vert r}_{\biggl\vert\biggr. r=r_0} \equiv {{\cal L}^2_0 \o r^3_0} = r_0\,\Omega^2(r_0) \,. \end{displaymath}

Поэтому при $\mid r - r_0 \mid \ll r_0 $ уравнение движения принимает вид

\begin{displaymath} \ddot r = - \left[4\,\Omega^2 + 2\,r\,\Omega\,{d\Omega \o dr}\right] \cdot \bigl( r - r_0 \bigr) \,, \end{displaymath}

откуда следует, что движение рассматриваемого объекта в радиальном направлении при малых $\mid r - r_0 \mid$ оказывается гармоническим и характеризуется частотой
\begin{displaymath} \varkappa = 2\,\Omega\, \sqrt{ 1 + {r\, d\Omega \o 2\,\Omega\,dr} }\,, %\eqno(1.5) \end{displaymath} (1.5)

называемой эпициклической. Отметим, что в случае твердотельного вращения $\varkappa = 2\,\Omega $, для кеплеровского вращения частоты вращения и эпициклическая совпадают, а на участках кривых вращения типа ``плато'' $\varkappa \simeq \sqrt{2}\,\Omega $.

Интересно хотя бы в первом приближении оценить соотношение частот колебаний звезды в плоскости диска (1.5) и поперек ее плоскости (1.4). Очевидно, что в центральной части диска, где распределение вещества с учетом балджа близко к сферическому, эти частоты сравнимы. Однако на периферии галактики это не так. Действительно, внутри сферы радиусом $R \simeq (4 \div 5) L_\s $ масса экспоненциального $[\s_\ast(r) = \s_0 \,\exp(-r/L_\s)]$ диска равна $M_d \simeq 2\,\pi\,\s_0\,L^2_\s$ и, следовательно, по порядку величины

\begin{displaymath} \varkappa \sim \Omega \sim (M_d\,G/R^3)^{1/2} \simeq (2\,\pi\,G\,\s_0\,L^2_\s /R^3)^{1/2} \end{displaymath}

(в этих оценках полагаем массу сфероидальной подсистемы порядка или меньше массы диска). Тогда

\begin{displaymath} {\varkappa \o \omega_z} \simeq \left({\Delta_\ast \o L_\s}... ...,L_\s} \simeq \left({\Delta_\ast \o L_\s}\right)^{1/2}\ll 1. \end{displaymath}

В частности, по данным наблюдений в окрестности Солнца в Галактике $\varkappa /\omega_z \sim 0,\!3$. Этот результат позволит нам при построении теории равновесия и устойчивости звездного диска рассматривать отношение $\varkappa / \omega_z$ как малый параметр.


1.1.4 Дисперсия скоростей звезд

Звезды в дисках плоских галактик движутся, испытывая отклонения от круговых орбит. В галактиках без бара 1.3 или вдали от него эти отклонения невелики и могут характеризоваться наличием у звезды компонент $v_r$, $v_\varphi$, $v_z$ пекулярной (за вычетом вращательной ) скорости. Распределение звезд по остаточным скоростям удовлетворительно описывается шварцшильдовской функцией распределения (максвелловские распределения по каждой из компонент скоростей с различными ``температурами''):

\begin{displaymath} f(v_r,v_\varphi,v_z) \propto \exp\left\{-{v^2_r \o 2\,c^2... ...2\,c^2_\varphi} - {v^2_z \o 2\,c^2_z}\right\}\,, %\eqno(1.7) \end{displaymath} (1.6)

в которой дисперсии скоростей $c_r$, $c_\varphi $, $c_z$ являются функциями координаты $r$.

В солнечной окрестности Галактики для наиболее старого звездного населения диска $(c_r,c_\varphi,c_z)=(38,24,20)$ км/с [369] 1.4. Более ранние исследования Вилена [897, 898], Огородникова и Осипкова [156] приводили к более высоким значениям дисперсии скоростей $(c_r,c_\varphi,c_z)=(48,29,25)$ км/с ( $c_r /c_\varphi /c_z = 1/0,\!60/0,\!52$). Наблюдаемое соотношение между $c_r$ и $c_\varphi $ (см. также [73, 190]) близко к вытекающему из условия равновесия диска $c_\varphi /c_r = \varkappa / 2\Omega $ (см. гл. 2). Величина отношения $c_z/c_r$ зависит от возраста звезд [190]. Для наиболее старых (возраст которых не меньше $9 \cdot 10^9$ лет) звезд диска Галактики $c_z /c_r \simeq 0,\!4$ [897]. Наблюдательные данные по молодым звездам дают $c_z /c_r \simeq 0,\!7 \div 0,\!85$ [74, 75, 76]. Выделяют дополнительно толстый звездный диск, который характеризуется большими значениями дисперсии скоростей звезд. Анизотропия функции распределения (1.6) подчеркивает бесстолкновительность звездных дисков галактик [215] и, следовательно, диктует способ описания их динамики с помощью бесстолкновительного кинетического уравнения.

Как отмечалось выше, скорость вращения вещества диска существенно превышает величины остаточных скоростей звезд, характеризуемых дисперсиями $c_r$, $c_\varphi $, $c_z$ (так, в окрестности Солнца $V_\textrm{вр} \simeq 200 \div 250$ км/с). Этот факт позволит нам в дальнейшем воспользоваться эпициклическим приближением (главным порядком по малому параметру $\zeta = c_r /V_\textrm{вр}\!$).

Из-за трудностей наблюдательного определения дисперсий скоростей звезд объем данных по радиальной зависимости величины $c_r(r)$ за пределами солнечной окрестности Галактики и в других галактиках невелик. В целом величина дисперсии $c_r$ убывает с удалением от центра и практически всегда убывание дисперсии с ростом $r$ оказывается более медленным, чем для поверхностной плотности звездного диска [111]. С удалением от центра отношение $\zeta = c_r /V_\textrm{вр}$, как правило, уменьшается. Для плоских галактик в области $r\,\gee\, L_\s$ типичные значения параметра $\zeta $ составляют $0,1 \div 0,3$ [50, 316, 317, 318, 551, 552].

В заключение раздела упомянем о том, что удалось выделить слабые диски в экваториальной плоскости $E$-галактик. Светимость таких дисков составляет несколько процентов от общей светимости, и они являются достаточно толстыми (10-20 % от размера галактики) [339, 774].


1.2 Газовые диски плоских галактик


1.2.1 Распределение поверхностной плотности

Газ в плоских галактиках наблюдается в основном в виде тонкого диска, плоскость симметрии которого совпадает с плоскостью симметрии звездного диска 1.5. Основными по массе компонентами газового диска являются атомарный и молекулярный водород, а также гелий. До недавнего времени в связи с трудностями оценки массы молекулярного водорода общая доля газа в галактиках систематически занижалась. Так, в 60-х годах считалось, что вклад газа в поверхностную плотность диска Галактики не превышает $2 \div 5$%, но затем эта оценка (с учетом H$_2$, гелия и уменьшения оценки плотности звезд) возросла до $10 \div 15$% [761]. Относительная доля газа увеличивается при переходе от галактик ранних морфологических типов ($S0$, $Sa$) к объектам поздних типов ($Sd$).

Усредненное в азимутальном направлении распределение поверхностной плотности в газовых дисках $\s_g(r)$ обычно заметно отличается от распределения поверхностной плотности в звездных дисках в основном в центральных областях галактик. Отсылая читателя за результатами по другим галактикам к обзорам [49, 52] и к цитированным в них работам, опишем в качестве примера характер распределения $\s_g(r)$ в Галактике [759, 761, 762]. В центральной части диска Галактики ($r\lee 1$ кпк) поверхностная плотность газового диска (состоящего из молекулярного водорода) достигает нескольких сотен ${\rm M}_\odot/\!$пк$^2$ и резко убывает к области $r \simeq 2 \div 4$ кпк, где $\s_g \simeq 6 \div 8\, {\rm M}_\odot/$пк$^2$. Затем следует широкое и довольно плотное ( $\s_g \simeq 20 \div 30\, {\rm M}_\odot/\!$пк$^2$) молекулярное кольцо в области $r \simeq 5 \div 8$ кпк, за пределами которого (фактически начиная с $r \simeq 6$ кпк) $\s_g \propto \exp(-r/L_g)$, где $L_g \simeq 4$ кпк ($\simeq L_\s$). В области $12$ кпк $\lee r \lee 15$ кпк величина $\s_g(r)$ остается практически постоянной ( $\simeq 5 \div 6 \ {\rm M}_\odot$/пк$^2$). Качественно аналогичный характер распределения $\s_g(r)$ имеет место и в M 81 [745]. Заметим, что аналогичные молекулярные кольца наблюдаются в других спиральных галактиках на расстоянии $3 \div 8$ кпк от центра [364, 383].

Гигантские молекулярные облака. Важно отметить также тот факт, что существенная доля массы газового диска Галактики (по разным оценкам $20 \div 90$%) содержится в облаках [821]. Массы отдельных облаков могут достигать величины порядка ($2 \div 5$) $\cdot 10^6\,{\rm М}_\odot$, а их диаметры -- до $80 \div 100$ пк. Такие объекты называют гигантскими молекулярными облаками (ГМО). Концентрация молекулярного водорода в ГМО составляет $n \simeq 10^3$ см$^{-3}$, а температура газа всего $T \sim 10 \div 100 $ К. Средние значения диаметра и массы составляют соответственно $d \simeq 30 \div 40 $ пк и $М \simeq 5 \cdot 10^5$М$_\odot$, а их общее количество в Галактике оценивается в 4000. Нет оснований считать, что наша Галактика в этом отношении является уникальной; например, в М 31 обнаружено ГМО размером 160 пк и массой $1,\!3 \cdot 10^6\,$М$_\odot$ [340].

Общая масса ГМО в кольце $2 < r < 10$ кпк составляет по данным [822] (и ссылки там на другие работы) ( $0,\!7 \div 3,\!9$)$\cdot 10^9\,$М$_\odot$. Однако вопрос о полном количестве газа в Галактике до конца не решен, так как имеется ряд трудностей в интерпретации наблюдений. Поскольку облака холодные ($10\div 100 $ К), молекулы водорода не могут быть обнаружены прямо. Переходы между соседними вращательными уровнями энергии у молекулы водорода запрещены, а чтобы молекула получила энергию, соответствующую разности между двумя вращательными уровнями, газ является недостаточно горячим. Поэтому основным источником информации являются молекулы окисла углерода, для которых переход между соседними вращательными уровнями разрешен ( $\lambda_{CO}=2,\!6$ мм).

По-видимому, можно считать, что отношение массы газа в Галактике к массе звездного диска составляет $\sim 10$ %. Обращаясь к наблюдениям других плоских галактик, можно сказать, что встречаются достаточно разнообразные ситуации: по данным [701] масса нейтрального водорода составляет около 20 % массы NGC 289 и всего 2 % массы NGC 7496. Есть основания полагать, что в некоторых галактиках поздних типов (NGC 7793, 6946, 5457, 2403) доля газа может достигать $\sim 30$ % от массы диска [258].

Интересная особенность отмечается в работе [371]: ГМО во внешней области Галактики имеют больший размер и массу, чем облака во внутренней части Галактики. Массу молекулярного газа при $r > 11$ кпк они оценивают в ($1 \div 7$)$\cdot 10^8 \,$М$_\odot$.


1.2.2 Эффективная ``температура'' газового диска

=0.95

Помимо ГМО газ образует небольшие молекулярные облака ($d \sim 10$ пк), диффузные облака нейтрального водорода HI ($n \simeq 40$ см$^{-3}$, $T \simeq 50 \div 100$ К), межоблачный газ HI ( $T \simeq (7 \div 9)\cdot 10^3$ К), области ионизованного водорода (зоны HII) и области разреженного горячего газа (корональный газ, $T \sim 10^6$ К).

Поскольку большая часть массы газа заключена в облаках, естественно рассматривать их как своеобразные макромолекулы и определить эффективную ``температуру'' газового диска через дисперсию скоростей газовых облаков. Последняя по данным наблюдений в Галактике составляет $5 \div 7$ км/с [263, 428, 761, 833]. Этот результат характеризует одномерную дисперсию скоростей $c^{(1)}_g$. В то же время общее распределение газовых облаков по скоростям оказывается практически изотропным -- соответственно трехмерная дисперсия скоростей $c^{(3)}_g \simeq 9 \div 12$ км/с. Последнее обстоятельство говорит о столкновительности газового диска, состоящего из ``макромолекул'' - газовых облаков, и, следовательно, о необходимости описания его динамики системой газодинамических уравнений.

Важно отметить еще два аспекта обсуждаемого вопроса. Во-первых, дисперсия скоростей газовых облаков, в отличие от величины $\s_g$, как правило, очень слабо зависит от радиальной координаты, оставаясь близкой к постоянной величине на большей части диска, за исключением областей интенсивного звездообразования. Так, например, в Галактике, по данным Бартона [330], характерный пространственный масштаб убывания величины $c^{(1)}_g$ к периферии диска при аппроксимации экспоненциальным законом $c^{(1)}_g \propto \exp(-r/L_{cg})$ составляет $L_{cg} \simeq 16 \div 17$ кпк (ср. с $L_g \simeq 4$ кпк [759]). Во-вторых, величина дисперсии скоростей газовых облаков слабо зависит от типа и массы галактики (см., например, данные Унвина по M31 [858] и обсуждение этого вопроса ван дер Круитом [556]), и для оценок можно, по-видимому, полагать, что в плоских галактиках $c^{(3)}_g \simeq 8 \div 12$ км/с.

В окрестности $r \simeq 0,\!4$ кпк в Галактике имеется область резкого изменения величины $c^{(3)}_g$ от $\simeq$ 20 км/с до 8 км/с на участке протяженностью $\simeq 0,\!3$ кпк. Эта особенность совпадает с областью, где имеется понижение плотности газа и где $V_\textrm{вр}$ достигает внутреннего максимума, хотя область значительного изменения скорости существенно шире ( $0,\!2 \div 1,\!2$ кпк).


1.2.3 Структура газового диска поперек его плоскости

Как правило, распределение объемной плотности газа (молекул - облаков) поперек плоскости диска удовлетворительно описывается гауссовым законом [739, 761]

\begin{displaymath} \rho_g(z) \propto \exp\left\{ -\left[z/(1,\!2\,h)\right]^2\right\}\,, %\eqno(1.8) \end{displaymath} (1.7)

где $h$ -- характерная полутолщина газового диска ( $\rho_g(h)/\rho_g(0) = 1/2$). В связи с тем, что дисперсия скоростей газовых облаков много меньше дисперсии скоростей звезд поперек плоскости диска 1.6 (например, $(c^{(1)}_g/c_z)_\odot \simeq 0,\!2 \div 0,\!3$), толщина газового диска тоже оказывается малой по сравнению с толщиной звездного диска. Так, в Галактике величина $h$ составляет $40 \div 75$ пк в довольно обширной области диска $3$ кпк  $\!\lee r\! \lee 10$ кпк [761]. В то же время на периферии плоской галактики ( $r\,\gee\, 4 \div 5\, L_\s$), где плотность звездного диска , толщина газового диска может стать довольно значительной ( $h \sim \Delta_ \ast$).


1.3 Особенности крупномасштабной структуры
плоских галактик


1.3.1 Спиральный узор

Уже по классификации Хаббла плоские галактики были разделены на подмножества (рис. 1.2): SO-галактики без каких-либо четко выраженных структур и, как правило, практически без газа; S -- собственно спиральные галактики и SB -- спиральные галактики с перемычками, в которых два спиральных рукава отходят почти под прямым углом от вращающейся в центре галактики перемычки (бара).

Figure: =0.8Классификация галактик, основанная на камертонной диаграмме Хаббла. Галактики S0 обладают плоской компонентой без спиральных ветвей
\includegraphics[width=0.99\hsize, height=0.44\hsize]{Hubblesh.bmp}

=0.999

Геометрия спиральных структур поражает своим многообразием. В обычных спиральных галактиках (типа S) чаще всего обнаруживают два глобальных спиральных рукава -- как, например, у M 51, M 74, М 81, M 100, M 106, NGC 2997. Однако нередки и галактики с многочисленными спиральными сегментами (например, М 33, NGC 5055 -- см. в книге Воронцова-Вельяминова [28]), NGC 4414, многоярусные спирали с различным числом рукавов в различных областях диска по радиусу (NGC 1232, 157), галактики с ветвлением спиральных рукавов (NGC 151, 1288, 2997, 4725, 4736, 5033, 6946, 7412 и дp.), с существованием плотного газового кольца, наложенного на спиральную структуру (NGC 1024, 2223, 3124, 3344, 7329 и дp.), с наличием спиральной структуры в центральной области бара (NGC 1512) и т. д. У NGC 4622 наблюдается редкая двухъярусная структура, у которой закрутка внешних и внутренних ветвей не совпадает.

По внешнему виду наиболее естественно разделять галактические спиральные структуры на два основных типа. К первому следует относить симметричные относительно центра длинные рукава, образующие глобальный спиральный узор, занимающий практически всю галактику 1.7. Во вторую группу можно объединять фрагментарные спиральные структуры, представляющие собой клочковатые, геометрически неправильные волокнистые образования -- короткие обрывки рукавов, которые не создают регулярного спирального узора 1.8. По данным наблюдений фрагментарных галактик существенно больше, чем галактик с регулярной структурой [45]. Хотя четкое разграничение между ними провести непросто.

По современным представлениям в большинстве случаев механизмы образования глобального и фрагментарного спиральных узоров имеют разную природу. Первый обусловлен глобальной спиральной волной плотности, распространяющейся по галактическому диску. Во втором случае основной причиной является растягивание областей звездообразования за счет дифференциального галактического вращения в обрывки спиральных рукавов. Важным фактором представляется также возможное распространение процесса звездообразования на соседние области. Следует иметь в виду, что возможно сосуществование в одной галактике регулярного и фрагментарного спиральных узоров.

Как видим, спиральная структура галактик чрезвычайно разнообразна, и трудно ожидать наличия единого физического механизма образования спиралей. Отдельные флукулентные спирали могут иметь волновую природу, часть обусловлена приливным взаимодействием. Регулярные галактики весьма сильно различаются своими характеристиками: присутствием газа, наличием спутников и/или бара, кривой вращения, активностью ядер и т. д. Даже у одной и той же галактики одновременно может действовать несколько факторов, приводящих к реально наблюдаемой спиральной структуре.

По-видимому, почти у всех спиральных галактик спиральные ветви являются отстающими -- концы таких спиралей ориентированы противоположно направлению вращения вещества диска [159]. Форму спиральных ветвей пытались аппроксимировать как логарифмическими [363], так и архимедовыми [70] спиралями. Угловая протяженность подавляющего большинства спиральных ветвей меньше $2\pi $ [70]. Возможно, лидиpующие спиpальные ветви могут возникать в тесных паpах пpи движении спутника пpотив собственного вpащения галактики [848].

Хорошо различим спиральный узор в галактиках, видимых практически ``плашмя''. С уменьшением угла наклона плоскости галактики к лучу зрения определение параметров спиральной структуры становится более трудной задачей. Особую сложность представляет выявление геометрических параметров спирального узора Галактики. Было общепринято считать, что она является спиральной галактикой без перемычки. С середины 90-х годов появились основания для сомнений в справедливости этой точки зрения. Анализ прежде всего кинематики газа в центральной области не исключает наличия бара в Галактике ([308], § 3.6).

Как правило, контраст яркости (а следовательно, и плотности) спирального узора галактик по старым звездам диска (в красной области спектра) невелик -- в пределах от нескольких процентов до $30 \div 40$% от осесимметричного фона 1.9. Но по газу перепад плотности от спирального рукава к межрукавному пространству достигает обычно величины порядка усредненной в азимутальном направлении плотности газового диска (не считая области вблизи фронта волны сжатия, где скачок плотности значительно выше). Молодые звезды ранних спектральных классов (с высокотемпературной поверхностью) концентрируются к спиральным ветвям и как наиболее яркие фактически и высвечивают спиральный узор на общем фоне диска. В целом эти факты говорят о важной роли газовых подсистем и процессов звездообразования в создании спирального узора галактик.


1.3.2 Сфероидальные подсистемы

Как уже отмечалось выше, плоские галактики обладают и сферической подсистемой, объемная плотность которой убывает с удалением от центра галактики (при этом обычно выделяют внутренний балдж, звездное гало и темное гало). Дисперсия скоростей звезд этой подсистемы сравнима с их круговой скоростью [406]. Обычно именно по этому признаку их и выделяют из общего диска звезд в солнечной окрестности Галактики, относя звезды с малыми радиальными скоростями к населению диска. По данным [651], дисперсия звезд гало в Галактике $(c_r,\,c_\theta,\,c_\varphi) = (133 \pm 8, \, 98 \pm 13, \, 94 \pm 6)$ км/с.

Прямое определение объемной плотности звезд сфероидальной подсистемы Галактики, а следовательно и ее массы, затруднено в связи с тем, что большая, по-видимому, часть звезд этой подсистемы обладает низкой светимостью. Так, по оценкам Шмидта [771], масса звезд сфероидальной подсистемы $M_h$ в сфере с радиусом солнечной орбиты не превышает 2-6 % от массы звездного диска в той же области. С другой стороны, в [649] сделан вывод о том, что в сфере радиуса солнечной орбиты на долю диска приходится не более половины полной массы Галактики $M_h /M_{d}(r<R_\odot) \gee 1$, а по оценкам Вольтера [902], $M_h /M_{d}(r<R_\odot) \gee 3$. В модели, построенной в работе [465], принято, что в пределах 15 кпк масса сфеpоидальных компонент мала по сравнению с массой плоских, но корона дает основной вклад на больших расстояниях от центра.

Дополнительным аргументом в пользу довольно массивных сфероидальных подсистем плоских галактик служит и вид их кривых вращения на периферии диска. Если бы массы сфероидальных подсистем были пренебрежимо малы по сравнению с массой дисков в пределах оптического радиуса, то на периферии таких галактик величина заметно убывала бы, как у NGC 157 [753]. Количество таких галактик, однако, чрезвычайно мало [49]. В гораздо большем числе плоских галактик на периферии их дисков (в области $r\,\gee\, 4 \div 5\, L_\s$, где звездный диск фактически исчезает) const или даже несколько возрастает с удалением от центра галактики [160, 748, 749, 750]. Ясно, что этот факт требует наличия довольно обширных и массивных сфероидальных подсистем в плоских галактиках. Так, например, у спиральной галактики низкой светимости NGC 5585 в пределах измеренной кривой вращения ( $r \lee 7L_\s \simeq 10$ кпк) масса темного гало должна составлять $\simeq 90$% полной массы системы [356]. В работе [258] построены модели 48 конкретных спиральных галактик. Из них только 15 не содержат гало. В двадцати трех случаях гало маломассивное ( $0,\!2 < M_h /M_d < 1$), и 10 моделей включают массивные сфероидальные подсистемы ( $M_h /M_d \ge 1$).

Имеется и ряд других указаний на существование массивных сферических подсистем вокруг плоских галактик, которые легко объясняют динамическое поведение дисков. Так, например, в отсутствие гало при низкой дисперсии скоростей звезд диска развивается бароподобная структура в центре, однако не все галактики с динамически холодным диском относятся к типу $SB$; отношение величины дисперсии звезд к круговой скорости $c_r /V_\textrm{вр}$ обратно пропорционально отношению $M_h /M_d$, и для объяснения наблюдаемых значений $c_r /V_\textrm{вр}$ необходимо считать $M_h \sim M_d$. Условием длительного существования области пониженной плотности (депрессии, см. п. 1.1.1) в центральной части диска также может выступать массивная сфероидальная подсистема. Наблюдаемые с ребра тонкие галактики с отношением осей $b/a \le 0,\!1$ имеют такую геометрическую толщину, которая может быть объяснена только при наличии темного массивного гало [53]. Подробнее вышеперечисленные эффекты обсуждаются в главе 3.

Обнаруженные не так давно рентгеновские короны галактик 1.10, существенно превышающие видимые размеры систем, связаны с горячим газом ($T \sim 10^7$ К). Для гравитационного удержания газа, накапливающегося в процессе эволюции системы, необходима дополнительная массивная компонента (темная масса), излучение которой не наблюдается.

Совершенно удивительная галактика А0136-0801 имеет газовое кольцо на расстоянии приблизительно трех радиусов звездного диска, которое расположено в плоскости, перпендикулярной диску, и при этом оно вращается в своей плоскости симметрии со скоростью вращения периферии звездного диска. Этот феномен не только указывает на наличие темной подсистемы, но и свидетельствует о сферической симметрии распределения вещества в невидимой короне. О похожей картине в NGC 2787 сообщает Шостак [799], только кольцо находится на расстоянии двух оптических размеров галактики (20 кпк) и расположено под углом к плоскости галактики. Совокупность наблюдений позволяет предположить для этой системы отношение $M_h /M_d \simeq 4$ в пределах 22 кпк. Скорости вращения полярных колец и дисков для трех $SO$ галактик NGC 2685, A 0136-0801, NGC 4650A оказываются близкими друг к другу $V_{ring} /V_{disk} = 0,\!97 \pm 0,\!08$ [896]. Кинематика этих систем свидетельствует в пользу достаточно массивного сфероидального гало.

Непонятно, что представляет собой это темное вещество вокруг галактик. Разумеется, недостатка в предположениях нет. Но все они пока еще относятся к разряду гипотез. Скажем, современная теория звездообразования и эволюции звезд не позволяет рассчитывать, что суммарная масса нейтронных звезд, ушедших из диска после распада проэволюционировавших тесных двойных звездных систем, может превышать несколько процентов от величины $M_d$. Весьма популярна гипотеза о том, что темное вещество состоит из элементарных частиц. Возможно, что массивное гало состоит просто из звезд-карликов малой светимости, но не ясно, почему их там так много.

Имеются и свидетельства против невидимых сильно протяженных массивных оболочек вокруг галактик (корон). Дело в том, что у двойных галактик статистическим путем можно определить массы компонент по относительным лучевым скоростям. По отдельности массы $M_d$ и светимости $L_d$ плоских галактик могут различаться от объекта к объекту на несколько порядков. Но отношение $f = M_d /L_d$ для одиночных галактик заключено в небольшом интервале значений ( $f \simeq 2 \div 10 М_\odot /L_\odot$)1.11. Распространяя это и на двойные галактики, можно посмотреть, имеется ли превышение массы, вычисленной по относительному движению, над массой, определенной по светимости. Караченцев [71] отмечает, что примерно до середины 70-х годов считалось общепринятым наличие избытка вириальной массы, и это расценивалось даже как универсальная закономерность мира галактик. Однако в настоящее время имеются существенные сомнения в этом. И по заключению Караченцева [71] данные наблюдений свидетельствуют против предположения о существовании вокруг двойных галактик массивных невидимых сильно протяженных корон. Но, по-видимому, делать однозначные выводы о наличии скрытой массы в двойных системах еще рано [650].

Балдж. У многих плоских галактик имеется ярко выраженное шарообразное утолщение в центре -- балдж, размеры которого малы по сравнению с диском ( $R_B \,\lee\, L_\s$ и часто $R_B \ll L_\s$). Балдж состоит прежде всего из звезд и прекрасно виден. Общая масса балджа $M_b$ незначительна по сравнению с общей массой диска $M_d$ у $Sb$-, $Sc$-галактик и может быть весьма ощутимой у некоторых $Sa$-галактик. Так, например, по данным [399], у NGC 4450 $M_b /M_d \simeq 2,\!7$. Форма балджа удовлетворительно представляется сплюснутым эллипсоидом вращения. По степени сплюснутости наблюдаются как практически сферические, так и сильносплюснутые балджи -- линзы (с отношением полуосей вплоть до $\simeq 1/6$).

Бар. Примерно у половины спиральных галактик в центральной области находится яркая сильновытянутая овалоподобная твердотельно вращающаяся перемычка (бар). Такие звездные системы называют пересеченными (SB) спиральными галактиками. Длины больших полуосей баров составляют $\sim 1 \div 5$ кпк. Весьма часто бары содержат много газа и пыли, которые участвуют в достаточно сложном некруговом движении.


1.4 Активные галактические ядра

Среди наблюдаемых галактик имеется небольшая группа, которую выделяет чрезвычайная активность (нестационарность) галактических ядер -- центральных областей галактик размером не более $1 \div 10$ пк. Галактики с нестационарными ядрами обычно подразделяют на четыре типа: сейфертовские галактики, радиогалактики, лацертиды, квазары. Активность ядер проявляется прежде всего в генерации мощного излучения, которое вносит заметный вклад в общую светимость системы или даже полностью определяет ее в случае квазаров. Излучение в основном является нетепловым, и часто светимость объектов определяется не видимым светом, а радио-, ИК-, УФ-, X-диапазонами. Другой особенностью являются малые времена нестационарностей $\tau $ (типичные значения $\tau \sim 10^5 \div 10^6$ с), что позволяет оценить линейный размер источника $l \,\lee\, c\tau \simeq 3\cdot 10^{15} \div 3\cdot 10^{16}$ см ($c$ -- скорость света). Таким образом, активные ядра являются компактными объектами, они имеют очень высокую плотность энергии, которая в видимом свете соответствует эффективной температуре источника $\lee 10^{12}$ К.

Сейфертовские галактики являются обычно спиральными галактиками типа $Sa$ и $Sb$, чаще объектами с баром ($\sim$ 70 %). Спектр сейфертовских галактик состоит из яркой непрерывной составляющей, а также широких и узких линий. Ядра сейфертовских галактик одни из самых мощных ( $10^{39}\div 10^{45}$ эрг/с) источников нетеплового излучения с непрерывным спектром в диапазоне от до $10^{22}$ Гц. В рентгеновском диапазоне светимость может достигать $10^{42}\div 10^{45}$ эрг/с. По отношению к нормальным спиральным галактикам сейфертовские составляют $\sim$ 1 %, последнее позволяет предположить, что продолжительность активной фазы ядра составляет не менее $10^8$ лет.

Наблюдается быстрая переменность излучения. Скажем, у сейфертовской галактики NGC 4151 характерные времена изменения светимости составляют $(1\div 10)\cdot 10^5$ с для различных областей спектра [103, 573]. Рентгеновские наблюдения сейфертовской галактики IC 4329 показали переменность на временном интервале $\sim 2\cdot 10^4 ~c$ с амплитудой $\sim$ 12 % [811]. А у MCG 6-30-15 изменения рентгеновского потока имеют квазисинусоидальный характер с глубиной модуляции 40 $\div $ 50 % и характерным периодом $\sim 1500$ с [716]. У NGC 6814 изменения излучения в рентгеновском диапазоне происходят всего за сто секунд [844].

Имеющиеся широкие эмиссионные линии свидетельствуют о движении газа с большими скоростями (см. обзор [151]).

Отметим, что более половины сейфертовсих галактик находится в кратных системах [333]. Сравнительный анализ центральных областей сейфертовских и нормальных галактик дает в среднем для активных ядер более голубой цвет, что естественно связывать с повышенной интенсивностью звездообразования во внутренних областях сейфертовских галактик [59]. Наблюдения некоторых нормальных спиральных галактик (в том числе Галактики -- см. ниже) свидетельствуют о наличии у них слабой ядерной активности. Очевидно, существует плавный переход между ``нормальными'' и сейфертовскими галактиками.

Радиогалактики. Мощность радиоизлучения нормальных галактик ниже мощности их оптического излучения. Радиогалактиками называют обычно объекты, у которых радиосветимость сравнима с оптической светимостью. Мощность радиоизлучения составляет у них $\sim 10^{42}\div 10^{44}$ эрг/с, и их относят к гигантским эллиптическим (типа $E$), реже к неправильным ($Ir$), как, например, M 82.

Карты распределения радиояркости свидетельствуют, что в радиогалактиках (за исключением находящихся в богатых скоплениях) обычно имеются два излучающих облака (``радиоуши''). Эти облака, как правило, находятся на расстоянии $10\div 500$ кпк от галактики, далеко за пределами ее звездной составляющей. В настоящее время практически общепринято, что радиоисточники образуются в результате выделения энергии в ядре галактики, которое сопровождается выбросом струй плазмы с релятивистскими скоростями в двух противоположных направлениях. По-видимому, важную роль при этом играет биполярный характер магнитного поля ядра галактики. На это указывают обнаруженные по синхротронному излучению у некоторых радиогалактик струи (jets).

Лацертиды (по объекту BL Lacertae) являются немногочисленной группой галактик (обнаружено не более сотни). Их отличительный признак: наблюдается точечный источник, характеризующийся оптической переменностью с большой амплитудой (до 100 раз), переменным радиоизлучением и заметной поляризацией излучения. Чисто непрерывный спектр без эмиссионных линий является типичным для обычных эллиптических галактик. Характерные времена переменности излучения, составляющие недели и месяцы, позволяют оценить размер излучающей области у данных объектов в $\sim 10^{16} \div 10^{17}$ см.

Квазары. Характерными особенностями квазаров наряду со светимостью $\sim 10^{46}\div 10^{47}$ эрг/с являются их быстрая переменность и большая удаленность. Оценки их размера дают значения $\gee 3\cdot 10^{15}$ см. Один из самых ярких среди известных квазаров SS 0014$+$81 имеет абсолютную светимость, почти в $10^5$ раз превышающую светимость Галактики [33]. Список Хьюита и Бербиджа [483] содержит 3594 квазизвездных объекта, 353 из них являются переменными. Квазары представляют собой более масштабную форму сейфертовских галактик, когда сама галактика просто не видна на фоне активного ядра, которое определяет энергетику всего объекта. В единичных случаях удается вокруг близких квазаров выявить следы соответствующей галактики (например, [309, 315]).

Сверхмассивные черные дыры (СЧД). Одной из наиболее распространенных в настоящее время моделей, объясняющих активность ядер галактик и квазаров, является дисковая аккреция вещества на сверхмассивные черные дыры с массой от $10^5$ до $10^9$ M$_\odot$ (например, [22, 27, 359, 726]). Таким образом, наблюдаемая светимость (до $10^{47}$ эрг/с) и компактность легко объясняются, если предположить, что в аккреционный диск поступает в год $10$ M$_\odot$ вещества, которое затем аккрецирует (падает) на черную дыру с массой $\sim 10^9$ M$_\odot$. Некоторые спектральные особенности излучения активных ядер свидетельствуют о дисковой аккреции на массивную черную дыру. К таковым можно отнести избыток мягкого рентгеновского излучения в области $\lee 1$ кэВ, который связывают с хвостом УФ-излучения аккреционного диска [717]. Данные о дисперсии скоростей звезд $c$ в области $r\lee 1\div 10$ пк являются прямым свидетельством существования СЧД у многих галактик [217]. Зависимость $c(r)$ дает оценки массы СЧД для разных галактик в интервале $M_{BH}=10^6\div 6\cdot 10^9\,M_\odot$ [602, 855]. Число обнаруженных СЧД составляет несколько десятков [217], но не исключено, что в центре большинства галактик находятся достаточно массивные ЧД.

Центр Галактики. Ядро нашей Галактики также проявляет признаки активности, однако светимость центральной области ($\!\!\lee\,1$ кпк) не превосходит, по-видимому, $10^{42}$ эрг/с. В этой области находится вращающийся газовый диск радиусом $\simeq 600$ пк и массой $\simeq 2\cdot 10^7\,M_\odot$. Во внутренней области ($r \lee 150$ пк) водород ионизован и имеются дискретные источники теплового излучения размером $\sim 10$ пк и массой $\sim 10^3\div 10^4\,M_\odot$. Темп звездообразования весьма высок. Динамику газа в самом центре Галактики можно объяснить наличием массивной ( $\!\!\gee 10^6\,M_\odot$) черной дыры. Присутствие СЧД в нашей Галактике можно считать доказанным, учитывая прямые наблюдения за движением звезд в самом центре по кеплеровским орбитам.

Согласно распространенной точке зрения, несомненная активность (хотя и слабая в настоящее время) центра Галактики свидетельствует о том, что наша Галактика прошла  лет назад сейфертовскую стадию в своей эволюции.

Как видим, активность галактических ядер во многом определяется наличием газа. Необходим механизм доставки газа в центр Галактики (см. подробнее п. 4.6.3). Радиальное движение вещества может быть связано с неосесимметричным потенциалом (баром), гравитационной неустойчивостью газа в ядре. Немаловажным источником газа может являться разрушение звезд.


1.5 Тесные двойные системы (ТДС)

Наиболее эффективно процесс аккреции может происходить в двойных системах 1.12, когда одна из звезд превращается в компактный релятивистский объект (белый карлик, нейтронную звезду, черную дыру), а другая заполняет свою область Роша [175]. В настоящее время считается, что такие системы обязательно образуются на определенных стадиях эволюции достаточно близких массивных двойных систем 1.13 [175, 720]. Через внутреннюю точку Лагранжа ($L_1$) вещество покидает нормальную оптическую звезду и оказывается в области Роша компактного объекта. Благодаря наличию углового момента газ не падает сразу, а образуется вращающееся вокруг релятивистской звезды кольцо, которое при наличии эффективных механизмов переноса момента может расплываться в аккреционный диск (АД). Газовая струя, истекающая из оптической звезды через внутреннюю точку Лагранжа, ударяет в диск с выделением большого количества энергии. Эта область АД наблюдается как яркое пятно (bright spot или hot spot). Схематично структура такого рода аккрецирующих систем изображена на рис. 1.3.

Figure: Схематичное изображение структуры тесной двойной системы в режиме дисковой аккреции: 1 -- оптическая звезда; 2 -- компактная звезда; 3 -- газовый диск; 4 -- струя; 5 -- яркое (горячее) пятно
\includegraphics[width=0.53\hsize, height=0.32\hsize]{k-1-2.bmp}

=0.44

Как известно, компактные объекты имеют следующие радиусы [222]:

1) для черной дыры $R_{BH} = R_g = 2GM_1/c^2$;

2) для нейтронных звезд $R_{NS} \simeq (1\div 2)\cdot 10^6$ см;

3) радиусы белых карликов примерно в 100 раз меньше радиуса Солнца $R_{WD} \simeq 7\cdot 10^8$ см.

Если релятивистская звезда не обладает магнитным полем, то можно считать, что внутренняя граница АД $r_1$ простирается до поверхности звезды. Магнитное поле может разрушать АД на расстояниях, существенно превышающих радиус аккрецирующего объекта. По данным [718, 856, 893], магнитные поля у нейтронных звезд могут достигать $(2\div 6)\cdot 10^{12}$ Гс. Еще Прингл и Рис [720] заметили, что диск должен разрушаться магнитным полем на расстояниях порядка альвеновского радиуса $r_1 \sim 10^8 \div 10^9$ см.

Значения радиуса внешней границы аккреционных дисков $R$ определяются параметрами двойной системы, прежде всего орбитальным периодом $P$ и массой оптической звезды $M_2$, темпом потери ее массы, а также процессами, происходящими в АД [719]. Вследствие большого различия физических условий в тесных двойных системах встречаются любые ситуации, и аккреционный диск может занимать почти всю полость Роша компактного объекта. Расстояния между компонентами могут лежать в широких пределах .

Наблюдаемые проявления ТДС весьма разнообразны, прежде всего потому, что различные объекты сильно отличаются друг от друга по своим физическим условиям. И, естественно, построить сколько-нибудь универсальную модель АД невозможно. Поэтому мы ниже кратко опишем, исходя из данных наблюдений, некоторые типы ТДС, в которых весьма вероятно наличие газовых дисков, и они могут быть ответственны за некоторые наблюдаемые особенности.


1.5.1 Звезды типа U Близнецов, или карликовые новые

Отличительной особенностью данных объектов является квазипериодическая вспышечная активность с характерными временами $T_U$, существенно превышающими орбитальный период $P$. В настоящее время известно более 300 объектов данного типа [33]. Карликовые новые (звезды типа $U$ Близнецов) обычно различаются по своим фотометрическим характеристикам.

Figure: Визуальные кривые блеска карликовых новых различных типов ( -- интенсивность в произвольных единицах): a -- звезды типа SS Лебедя; б -- звезды типа SU Большой Медведицы; в -- звезды типа Z Жирафа
\includegraphics[width=0.59\hsize, height=0.39\hsize]{k-1-3.bmp}

=0.39

-- Объекты типа SS Лебедя (типичные представители U-Gem, SS-Cyg, BV Cen, RU Peg, VY Aqr, SS Aur, T Leo, VZ Aquarii и др.). Отличаются достаточно длительными интервалами покоя между вспышками (рис. 1.4$\!$а). Продолжительность цикла у объектов типа SS Aur может быть различной: приблизительно 43 дня у VZ Aquarii, 57 дней у SS Aur, 103 дня у U-Gem, 558 дней у ЕX Hya.

-- Отличительной особенностью вспышек у объектов типа SU Большой Медведицы (TU Men, YZ Cnc, SU UMa, VW Hyi, HT Cas и др.) является то, что кроме обычных максимумов блеска через 3-10 циклов наблюдаются так называемые сверхмаксимумы, отличающиеся более высоким блеском и продолжительностью (рис. 1.4$\!$б). Обзор звезд типа SU UMa дан Харлесом [341].

-- У звезд типа Z Жирафа время покоя сравнимо со временем вспышки. Средняя длина цикла составляет 9-40 суток. Но иногда возникают продолжительные интервалы времени, в течение которых активность отсутствует (рис. 1.4$\!$в).

Часто выделяют подгруппу карликовых новых, отличающуюся большой амплитудой вспышек (6-9 звездных величин), их называют звездами типа WZ Sge. Несмотря на количественные отличия, между звездами типа WZ Стрелы и типа SU Большой Медведицы нет принципиальных различий, и карликовые новые типа WZ Sge являются предельным случаем звезд типа SU UMa [680].

Вне больших вспышек фотометрическое поведение звезд типа U Близнецов является очень сложным. Выделяют как нерегулярные флуктуации блеска, так и периодические, обусловленные орбитальным движением. Следует заметить также, что нет строгой корреляции между продолжительностью квазипериодических циклов $T_U,\!$ амплитудой переменности блеска и орбитальным периодом $P$.

Помимо наблюдаемого нестационарного поведения светимости у некоторых карликовых новых удалось проследить динамику внешнего радиуса диска $R$ во время вспышки. Так, например, у U-Gem в неактивном состоянии (между вспышками) величина $R$ составляет $0,\!3\,a$, увеличиваясь до $R \simeq 0,\!4\,a$ во время вспышки и затем возвращаясь к исходному значению. Весьма похоже ведет себя Z Cha и OY Car [352, 353, 679, 876]. Об интересной детали в поведении $R(t)$ сообщает О'Донахью [679] -- в самом начале вспышки происходит резкое кратковременное уменьшение величины $R$ (диск сжимается) и только затем происходит увеличение размера диска.


1.5.2 Новые звезды

Для новых звезд характерно быстрое увеличение блеска (на 6-13 звездных величин), яркое состояние держится несколько суток, после чего начинается спад, длящийся обычно несколько недель 1.14. В соответствии с характерными временами кривой блеска новой обычно различают четыре типа:

1) Na -- быстрые новые. Подъем блеска очень крутой (за $\!\lee 5\cdot 10^5$ с). После достижения максимума уменьшение блеска на $3^m$ происходит не дольше, чем за $10^7$ с.

2) Nb -- медленные новые. Спад блеска на $3^m$ занимает больше 100 сут.

3) Nc -- очень медленные новые. К этой группе относится, например, упомянутая выше RT Ser.

4) Nr -- повторные новые, у которых наблюдаются повторные вспышки, разделенные десятками лет.

Распространено мнение, что все новые в конечном счете являются повторными.

Обычно через несколько лет после максимума блеска вокруг новой звезды наблюдается газовая оболочка, расширяющаяся со скоростью $\sim 100 \div 1000$ км/с. Массы оболочек оцениваются в $10^{28} \div 10^{29}$ г. Все это свидетельствует о том, что на звезде произошел сильный взрыв, в результате которого система теряет $0,\!001 \div 0,\!01~$% своей массы и излучает энергию $\sim 10^{45}$ эрг.


1.5.3 Системы с белым и красным карликами

Непосредственно из наблюдений в большинстве случаев не удается доказать двойственность катаклизмических переменных (к которым относятся в том числе карликовые новые и новые), и сложные кривые блеска были поняты на основе следующих модельных представлений. Новые звезды и карликовые новые являются маломассивными системами, состоящими из белого карлика (первичная компонента) и красной звезды с $M_2\! \lee\! M_\odot$, которая заполняет свою критическую полость Роша и при этом теряет массу через внутреннюю точку Лагранжа $L_1$ (см. рис. 1.3). Ввиду сохранения момента количества движения вокруг компактного объекта образуется АД. Вклад первичного компонента в непрерывный спектр системы очень мал. Проявления вторичного компонента в спектре связаны в основном с абсорбционными линиями. Основной вклад в непрерывный спектр и эмиссионные линии дают диск и яркое пятно. Скорость движения вещества в струе $v$ может достигать нескольких сотен км/с, а темп перетекания вещества $\dot M\! \lee\! 10^{-8}\div 10^{-7}$ $M_\odot$/год, тем самым для $v = 300$ км/с нетрудно оценить светимость яркого пятна $L_{bs} = \dot M\,v^2/2 \simeq 3\cdot 10^{33}$ эрг/с $\!\lee\! L_\odot$. В результате аккреции в стационарном случае половина потенциальной энергии переходит в тепловую и затем излучается. Естественно, для катаклизмических переменных стационарная модель дает оценку значения светимости АД сверху. В неактивном состоянии $L_{AD}\! \ll\! \dot M\,G\,M_1/2r_1 \simeq 100 L_\odot$, но можно считать $L_{AD} \sim L_\odot$, в то время как светимость карликов много меньше величины $L_\odot$.

Одной из наблюдаемых особенностей у новых и карликовых новых звезд являются колебания блеска в минимуме (неактивном состоянии). Выявлены четыре составные такой переменности. С диском и/или ярким пятном связаны, по-видимому, быстрые нерегулярные мерцания ( rapid flickering) с характерным временем $\sim 10\div 10^4$ с. Мерцания полностью исчезают во время затмения пятна и внутренних частей АД оптической звездой [33, 511, 616]. У объектов со слабым потоком вещества доминирует яркое пятно, это отчетливо видно у U-Gem [666]. Напротив, у объектов с сильным потоком вещества, что типично для новых (UX UMa), доминирует диск [737].

Интересной особенностью катаклизмических переменных является то, что у объектов гало амплитуда вспышки больше и орбитальные периоды короче, чем в галактическом диске [496, 497].


1.5.4 Диски вокруг нейтронных звезд

Остановимся кратко на аккреторах -- замагниченных нейтронных звездах, находящихся на стадии аккреции. Речь идет о рентгеновских пульсарах (источниках пульсирующего рентгеновского излучения) и рентгеновских барстерах (источниках переменного непериодического излучения). У рентгеновских источников наблюдается сложное временное поведение блеска: выделяют периодические, квазипериодические и случайные изменения. Причины их весьма разнообразны, и требуется специальный анализ для каждого объекта [100].

Рентгеновские пульсары. Известно несколько десятков рентгеновских пульсаров, среди которых встречаются системы как с массивными ОВ-звездами, так и с красными карликами и гигантами. Первичной компонентой является вращающаяся нейтронная звезда с сильным магнитным полем $\sim 10^8\div 10^{12}$ Гс (см. обзор [656]), у Her X-1 величина магнитного поля достигает $\simeq 3\cdot 10^{12}$ Гс [888]. Конвективные движения и быстрое вращение во время образования нейтронной звезды могут приводить к появлению полей вплоть до $10^{15}$ Гс. Такие объекты назвали магнитарами и данные наблюдений за источниками SGR 1806-20, SGR 1900+14, XTE J1810-197 указывают на столь мощное магнитное поле [504].

Отличительной особенностью рентгеновских пульсаров является переменное периодическое рентгеновское излучение с характерными временами $0,\!7 \div 10^3$ с (наиболее типичны значения $\!\!\gee 100$ с). Практически общепринято, что переменность излучения связана с мощными магнитными полями. Наблюдается и долгопериодическая переменность, которая, например, у Кентавра X-3 свидетельствует о том, что оптическая звезда заполняет свою критическую полость Роша. Светимость рентгеновских пульсаров составляет $10^{33}\div 10^{39}$ эрг/с, для чего необходим темп аккреции $10^{-13}\div 10^{-7}$ M$_\odot$/год. И если в случае сверхгигантов истечение в виде квазисферического звездного ветра обеспечивает наблюдаемые светимости, то в системах с $Be-$ и маломассивными звездами истекающее вещество образует аккреционный диск.

Другим наблюдаемым фактом, указывающим на существование АД, является ускорение вращения нейтронной звезды со временем. Этот эффект наблюдается у большинства рентгеновских пульсаров и может быть объяснен тем, что в режиме дисковой аккреции вещество, попадая в магнитосферу, передает ей свой момент количества движения.

Рентгеновские барстеры. Для рентгеновских барстеров характерна вспышечная активность в рентгеновском диапазоне ($\!\!\lee 1$ кэВ). Обнаружено около сотни барстеров. Наблюдаются вспышки типа I, повторяющиеся с интервалами в несколько часов, и более быстрые вспышки типа II 1.15. Светимость барстеров во время вспышки составляет $\sim 10^{38}$ эрг/с, а полная энергия, излучаемая за это время в рентгеновском диапазоне, $\sim 10^{39}$ эрг. Между вспышками рентгеновские барстеры являются медленно меняющимися рентгеновскими источниками со средней светимостью $\sim 10^{36}\div 10^{37}$ эрг/с. Вся совокупность данных свидетельствует о том, что причина вспышек связана с ядерными взрывами вещества, накопившегося между вспышками на поверхности нейтронной звезды в результате аккреции. У большинства рентгеновских барстеров отсутствуют затмения и яркие оптические двойники, что говорит в пользу того, что оптические звезды являются маломассивными красными карликами ($M_1 \gg M_2$), заполнившими полость Роша, так что аккреция идет в дисковом режиме. Таким образом, излучение барстеров между вспышками обусловлено существованием ``стационарного'' аккреционного диска. Наблюдаемое излучение рентгеновских барстеров не испытывает строго периодических пульсаций, что можно объяснить малостью магнитных полей нейтронных звезд ($B_0 \ll 10^8$ Гс). В такой ситуации АД может достигать поверхности звезды [590].

Вспышки типа II могут быть объяснены выделением энергии при аккреции вещества на нейтронную звезду с магнитным полем вблизи поверхности $B_0 \sim 10^{8}$ Гс, когда вещество порциями проникает внутрь магнитосферы за счет развития какой-либо неустойчивости на границе магнитного поля и аккрецирующей плазмы [456].

Квазипериодические осцилляции (КПО). В галактическом балдже наблюдаются рентгеновские источники без вспышечной активности, но обнаруживающие квазипериодические осцилляции (КПО) рентгеновского потока с характерными частотами $\nu = 1\div 40$ Гц. КПО, открытые рентгеновским спутником EXOSAT [546], в большом количестве наблюдаются на ИСЗ Ginga [702, 704]. КПО наблюдаются и в рентгеновских спектрах некоторых рентгеновских пульсаров, причем на низких частотах, например у X 1627-673, которая является маломассивной двойной системой, $\nu = 0,\!04$ Гц [796], а также у источников с ультрамягким рентгеновским спектром, у кандидатов в черные дыры (по сообщениям [377], у LMC X-1 $\nu = 0,\!08$ Гц). Наличие квазипериодических осцилляций у кандидатов в черные дыры свидетельствует о том, что КПО связаны с процессами во внутренних частях АД и не зависят от твердой поверхности звезды или ее магнитного поля. Однако это справедливо, если природа у КПО для всех объектов едина.

Современная классификация КПО основана на двухцветной рентгеновской диаграмме, где четко различаются так называемые горизонтальная ветка, нормальная и вспыхивающая ветви, образующие характерный Z-образный рисунок. Часто у одного источника выделяют несколько гармоник. Мощность, частота центроида и ширина пика в спектре мощности сильно зависят от интенсивности источника.


1.5.5 Диски вокруг черных дыр

Список кандидатов в черные дыры постоянно пополняется, в то же время новые наблюдения иногда приводят к снятию подозрений в отношении некоторых объектов. Наиболее надежны следующие кандидаты в черные дыры: A 0620-00, Cyg X-1, LMC X-3, LMC X-1, SS 433 [216, 217], имеются и другие кандидаты. Примечательной особенностью является то, что масса оптической звезды в A 0620-00 не превышает $0,\!7$ M$_\odot$. А это довод в пользу наличия аккреционного диска вокруг релятивистского компонента, поскольку мощность звездного ветра у маломассивных звезд невелика. По свидетельству [522], эмиссионные линии имеют характерные для АД двухпиковые профили. Наблюдаемая асимметрия может быть связана с ярким пятном на краю диска. Однако в этом случае диск должен иметь размеры, близкие к критической полости Роша, что не типично для маломассивных двойных систем.

Пожалуй, объект SS 433 наиболее известен благодаря своим релятивистским биполярным струям. Открытие оптических затмений в системе SS 433 позволило сделать вывод, что данный объект является ТДС, состоящей из массивной ( $M_2 \simeq 5\div 10\,M_\odot$) ОВ-звезды и релятивистского объекта ( $M_1 > 4\,M_\odot $), окруженного ярким, оптически толстым для рентгеновского излучения прецессирующим аккреционным диском [342, 603, 604, 836].

Объект Лебедь X-1 (Cyg X-1) является наиболее ``старым'' кандидатом в черные дыры (см. обзоры [217, 603, 677]). Интервал временной переменности огромен: от $10^{-2}$ с до $10^7$ с. В рентгеновском диапазоне у источника Cyg X-1 наблюдаются переходы из ``спокойного'' в ``возбужденное'' состояние. В первом режиме излучается в основном жесткая рентгеновская компонента ($\sim 100$ кэВ). Время пребывания в ``возбужденном'' состоянии -- около месяца. При этом появляется интенсивная мягкая спектральная компонента в полосе 3-6 кэВ, а полная светимость возрастает примерно в два раза. Наблюдаемый рентгеновский спектр удовлетворительно моделируется излучением от АД [793, 850]. В то же время приемлемого объяснения причины переходов из ``спокойного'' в ``возбужденное'' состояние пока нет. Длительность процессов, по-видимому, означает, что они связаны с переносом вещества по АД.

Переменность излучения является общим свойством компактных звездных рентгеновских источников. Однако хаотическое постоянное изменение в досекундных интервалах наблюдается у немногих: Cyg X-1, GX 339-4, Cir X-1. Возможно, эти источники являются АД вокруг черных дыр. Такое временное поведение обычно объясняют вращающимися в самых внутренних областях АД ($r \sim R_g$) неоднородностями [791]. Обнаружение КПО у LMC X-1 свидетельствует также о наличии аккреционного диска в системе (см. п. 1.5.4).


1.6 Протозвезды

Звезды рождаются из газопылевых облаков. Если среда первоначально обладает моментом количества движения, то в процессе сжатия может возникать диск. Без него трудно представить механизм образования достаточно тесных двойных звезд и планетных систем. Наблюдения протозвезд (звезды типа Т Tau) подтверждают наличие газовых дисков вокруг центрального объекта [331, 462, 593, 654]. Однако о физических условиях и структуре наблюдаемых дисков известно пока еще недостаточно.

Статистическая обработка наблюдений подтверждает наличие затемнения и освещения звезд околозвездными дисками [537]. Получены прямые изображения дисков у молодых звезд при помощи ПЗС-приемников [278]. Однако основные сведения об околозвездных пылевых дисках дают поляризационные и ИК-наблюдения, поскольку основным источником ИК-излучения является околозвездная пыль, имеющая температуру $(3\div 15)\cdot 10^3$ К [346]. По данным [449], у $\beta $ Pic диск простирается до 650 а. е., а его толщина составляет $48\div 65$ а. е. Пылевой диск вокруг HL Tau имеет диаметр порядка 270 а. е. [283]. Наблюдения объекта SS V13, включающего выброс, указывают на наличие достаточно массивного диска ( $\!\!\lee 12~M_\odot$) [758]. Наряду с массивными дисками диаметром $0,\!001 \div 0,\!1$ пк наблюдаются существенно менее массивные диски. Обзор наблюдаемых данных, указывающих на присутствие газопылевых протопланетных дисков вокруг некоторых молодых звезд, дан Рудницким [180]. Имеется большое число свидетельств существования аккреционных дисков у звезд типа Т Tau.

Косвенным свидетельством наличия дисков являются биполярные струи (jets): по-видимому, АД играют важную роль в формировании струй у молодых звезд. Объекты со струями являются звездами типа Т Таu с дисками, либо менее маломассивными протозвездами с мощными пылевыми оболочками и развитым процессом аккреции. Наблюдаемые свойства биполярного истечения вещества из молодых звезд обсуждаются в работах [331, 654, 655]. Массивные диски служат источником вещества, аккрецирующего на звездное ядро. По мнению Сато [764], многие наблюдения молодых звезд от невидимых в оптике ИК-источников до звезд типа Т Таu удовлетворительно объясняются в рамках эволюции околозвездного газопылевого диска.

Хотя процесс образования планетной системы из протопланетного диска еще весьма далек от окончательного понимания, сам факт существования протопланетных дисков под сомнение поставить трудно. В настоящее время все существующие модели образования Солнечной системы исходят из идеи о коллапсе газопылевого облака с образованием Солнца и протопланетного диска [327].

Более мелкомасштабными объектами в иерархии астрофизических дисков являются планетные кольца (Сатурн, Юпитер, Уран, Нептун). Данные наблюдений и подробное рассмотрение физики планетных колец можно найти в монографии Горькавого и Фридмана [36].


<< PhD 2. Динамика звездного диска >>