Целта на настоящата бакалавърска теза бе да разгледа свойствата на сините бегълци, различните механизми за тяхното образуване и доколко тези механизми описват реалните наблюдения. В раздел 4 сравнихме теоретичните модели за образуването на BSSs с наблюденията. Теоретично изчислените стойности за популациите на BSSs от Davies et. al.(2004), са в много добро съответствие със статистическото изследване на Piotto et. al. (2003).
От наблюденията на 76 СЗК, Piotto et. al. (2003) показаха, че броя BSSs в СЗК е ограничен в относително тесни граници (между 40 – 400 BSSs за СЗК). Aко наблюдаваните BSSs са резултат само от еволюция на двойни звездни системи, то тогава очакваният брой BSSs трябва да нараства линейно със пълната маса на купа. От друга страна ако всички BSSs са резултат от звездни сблъсъци, тогава би трябвало да се наблюдава строга връзка между броят BSSs и честотата на сблъсъци за даден куп. Това не се наблюдава.
В относително широките двойни звездни системи, BSSs се формират чрез пренос на маса, когато по-масивната звезда напусне ГП и еволюира в червен гигант. Това е най-вероятният механизъм за образуване на BSSs, които са наблюдавани в най-крайните области на СЗК (Carney et. al. 2001, Sneden et. al. 2003). Такива двойни системи са податливи на „размяна” при срещи със други звезди в СЗК, където звездите са гъсто населени. При размяната, по-малкомасивната компонента на системата е изместена от по-масивна звезда. С увеличаване на средната маса на главната (по-масивната) звезда в системата се увеличава и вероятността за „среща”. Резултатът от тези „срещи” между двойни системи и еднични звезди е намаляването на броя двойни системи, съдържащи главни звезди с маси близки до масите на звездите, намиращи се в „turn off” точката на СЗК (този ефект е забележим когато броят на „срещите” е над 20). Откъдето следва, че популацията BSSs е намалена в по-плътните (и по-масивни) СЗК.
Честотата на сблъсъци е свързана пълната маса на СЗК. Откъдето следва, че броят „динамични” BSSs ще се увеличава с масата на купа. Това компенсира намаляването на „първичните” BSSs.
В раздел 5 се разгледаха модели за еволюцията на BSSs. Оказа се, че еволюциата на нормалните звезди и „динамичните” BSSs е почти еднаква. Разбира се има някои незначителни разлики в цветовете между двата типа звезди когато те се намират върху клона на гигантите . Разликата е около няколко десетки градуси за дадена светимост и е почти ненаблюдаема. Най-голямата разлика е ~ 300 градуса и се наблюдава на върха на клона на гигантите на. Но дори такава разлика трудно би могла да се регистрира.
Видяхме още, че еволюцията на „динамичните” BSSs не е много различна от тази на „първичните”, тъй като еволюцията на звездите след ГП се променя слабо от влияния върху тях, докато са на ГП. Също така продължителността на етапът ГП за „първичните” BSSs е несигурна – тя е тази която ще изиграе важна роля в решаването на въпроса, дали броят на „първичните” E-BSSs ще бъде от същият порядък както броя на „динамичните” E-BSSs. Бъдещите модели за двойни системи с последвала еволюция на тези BSSs вероятно биха могли да дадът отговор на този въпрос.
Благодарности
Накрая искам да благодаря за огромната помощ на моя дипломен ръководител – доц. д-р Петко Недялков и моята приятелка Веселина.
Литература
Статии:
1. Barnard, E.1900, ApJ, 12, 182
2. Barnard, E.1909, ApJ, 29, 72B
3. Barnard, E.1914, ApJ, 40, 173B
4. Bailyn, C. D. 1995, ARA&A, 33, 133
5. Bailyn, C.D., & Pinsonneault, M.H., 1995, ApJ, 439, 705
6. Binney, J. & Tremaine, S. 1987, Galactic Dynamics (Princeton University Press, Princeton)
7. Chaffee & Ables, 1983PASP, 95,835C
8. Carney et. al., 2001, ApJ, 122, 3419
9. Davies, M. B. & Benz, W. 1995, MNRAS, 276, 876
10. Davies, M. B. & Hansen, B. M. S. 1998, MNRAS, 301, 15
11. Davies et. al. 2004, MNRAS, 349, 129
12. Ferraro et. al. 1997, A&A, 324, 915
14. Ferraro et. al. 1997, ApJ, 484, L145
15. Ferraro et. al. 1999, ApJ, 522, 923
16. Geller et al. 2008, AJ, 135, 2264
17. Gunn, J. E. & Griffin, R. F, 1979, ApJ, 84, 752G
18. Hills, J. G. & Day, C. A. 1976, Astrophys. Lett., 17, 87
19. Latyshev, I. N., 1978, SvA, 22, 186L
20. Latham, D. W. & Milone, A. A. E, 1996, ASPC, 90, 385L
21. Liu et. al. 2008, MNRAS, 390, 665
22. McCrea, W. H. 1964,MNRAS, 128, 147
23. Preston, G. W. & Sneden, C. 2000, ApJ, 120, 1014
24. Rich, R.M. & Meylan, G., 1999, ApJ, 117, 264
25. Piotto et. al. 1999, ApJ, 117, 264
26. Piotto et. al. 2004, ApJ, 604, L109
27. Renzini, A. & Fusi Pecci, F. 1988, ARA&A, 26, 199
28. Sandage, A.R., 1953, AJ, 58, 61
29. Sandage. A.R, 1958,RA, 5, 41S
30. Sandquist, E. L. 2005, ApJ, 635, L73
31. Sills et. al. 2008, arXiv:0811.2974v1 [astro-ph]
32. Zinn, R., & King, C. R. 1982, ApJ, 262, 700
Други източници:
Кънчев, П., лекции: Основи на астрономията, катедра Астрономия, СУ, София, 2008
ПРИЛОЖЕНИЕ 1
Върху ГП се намират звезди в еволюционен етап, когато генерират необходимата за равновесие енергия за сметка на термоядрени реакции на горене на водород в своите ядра. По брой атоми водородът в звездите надвишава 90%. Такива количества са достатъчни, за да осигурят равновесно състояние на звезди за дълъг еволюционен период. Това е и причината ГП да е най-населената област (последователност) от ДХР.
Намирайки се в този етап, звездите не изменят съществено своята структура и интегрални физически параметри. Върху ДХР звездите слабо се преместват надясно като така създават естествената ширина на ГП.
Стадият „ главна последователност” има продължителност :
 г. (± 5%)
Тук масата и светимостта (М,L) са в слънчеви маси и светимости.
За червено джудже с маса ~ 0,5Мсл. и светимост ~ 0,1Lсл., времето за пребиваване върху главната последователност е 50 млрд. години. Но една масивна звезда с маса ~20 Мсл и светимост ~103Lсл.. се намира върху ГП само за 108 год.
Да разгледаме еволюцията на звезда с маса между 0.8 и 1.5 сл. маси. Веднъж започнали, водородните реакции в тези звезди продължават, докато цялото ядро не се трансформира в хелиево. За звезда с една слънчева маса хелиевото ядро има малки размери (Rя<0.1Rсл.), но поради високата си плътност половината маса на звездата е съсредоточена в него. Хелиевото ядро не генерира енергия (синтезът на хелий от водород е приключил). Следователно, ядрото не е равновесно и постепенно се свива, с което неговите температура T и плътност ρ започват да растат.
Звездата не колапсира, защото водородното термоядрено горене се осъществява в т.н „слоест“ източник, чиито размери са значителни ( Rси~10Rя). Затова отделяната енергия в звездата рязко се повишава. В този стадий звездата генерира повече енергия от необходимата й за лъчисто и механично равновесие. При тази ситуация външните слоеве не са в състояние да пренесат отделената енергия чрез лъчист пренос. В тях се включва другият преносен механизъм – конвекция. Тя е интензивна и разширява външните слоеве, чиято гравитационна връзка с ядрото отслабва. Звездата добива т.н. „хетерогенна” структура : свиващо се хелиево ядро, чиято температура расте и достига ~108 K. От друга страна, външните слоеве са разширени, охладени и следователно по-непрозрачни за излъчването.
Въпреки, че температурата на обвивката пада, светимостта на звездата (L*=4πR*2σT4) се повишава за сметка на „раздуването” на звездния радиус. При описаните процеси трекът (еволюционното преместване на звездата върху ДХР) се отклонява надясно от ГП (Т намалява), преминава през субгигантите (IV) и се насочва към червените гиганти (III) – звездата еволюира към червените гиганти. Този период е кратък за всички звезди tпреход ~ (10-4 - 10-5)tгп. Междувременно хелиевото ядро продължава да се свива, нагрява и уплътнява. Когато неговата температура достигне около 108 К, то започва да губи енергия чрез т.н. „неутринни загуби” . Процеси, които при тези температурни условия пораждат неутрино са :
-
γ+е-→ е-+υ+υ~ ; фотонеутринен процес
-
е- + е+ → υ+υ~ ; анихилация на електрон и позитрон
(3а) (z, A)+ е- →(z-1, A) +υ → (z, A)+ е- + υ~ ; изотопът (z-1,A) е нестабилен и претърпява β-разпад.
(3б) n° + е+ →p+ υ~ ; позитронен захват
(3в) p + е- → n° + υ → p + е- +υ~ ; електронен захват и нестабилен свободен неутрон.
Това са рядко срещани процеси, които могат да се реализират само при екстремалните условия (висока температура и плътност) в звездните ядра. Реакциите 3 а, б, в се наричат УРКА – процеси изчислени и назовани от Г. Гамов (1949) за обяснение на събития в т.нар. „ранна Вселена“.
При температура Т~108 К вероятността за всички процеси е ниска – особено за 2 и 3б. При такава температура частиците в звездното ядро все още имат ниски енергии (кТ ≈ 9-10 кеV). Освен това реакциите (2) и (3б) изискват наличие на позитрони, раждащи се в малковероятния за тази температура процес : γ + γ → е- + е+ (раждане на електрон-позитронна двойка). Важното в случая е, че възникналите в горните процеси неутрино веднага напускат ядрото и звездата (прозрачни за тях), докато преносът на фотони е силно затруднен от високия коефициент на непрозрачност в ядрото и в конвективната обвивка. Следователно неутринните загуби не променят ядрения състав на ядрото, но отвеждат част от топлинната му енергиия. Затова те рязко ускоряват свиването му, съотвено неговата плътност достига големи стойности (ρя > 105 g/сm3). По такъв начин, електронният газ в ядрото започва бързо да се изражда. Когато за всеки елемент в ядрото се изпълни условието : dPИЕГ = dfгр., свиването спира. Към този момент размерите на ядрото са: Rя ≈ 10-3R*. Звездата има изродено хелиево ядро, слоeст водороден енергиен източник, а тя самата съществува като червен гигант.
В това състояние – червен гигант, звездата съществува за време tЧГ ≈ 0.1 х tГП. Съотношението е валидно както за немасивни, така и за по – масивните звезди (2 – 3 сл. маси).
След като водородът се изчерпи и в слоя, и в прилежащите области около него, работата на водородният слоeст източник приключва, с което се нарушава равновесието на звездата -гигант. То може да бъде възстановено само, ако в изроденото хелиево ядро се включи следващият цикъл на термоядрени реакции – „горене” на хелия (вкл. на троен α-процес).
Необходимите условия за включване на тройния α-процес (3 He4→C12, O16) се осъществяват само при по-масивни ядра (0.6 – 1 сл. маси), което съответства на обща звездна маса върху главната последователност, по-голяма от 1.2 сл. маси.
Влючването на хелиеви реакции има характер на светлинно избухване (не твърде мощно, но достатъчно отчетливо). А това означава рязко повишаване на светлинното налягане (тройният α-процес е на порядък по-ефективен от водородните реакции). Налягането изтласква хладните външни слоеве, които и без това имат отслабена връзка с ядрото. Те плавно се отделят, разширяват се и образуват планетарна мъглявина. Процесът е кратък и за 105 години мъглявината се разсейва. По неизвестни и досега причини, обаче по-често мъглявина не се образува – доминира непрекъснато и интензивно изтичане на маса, които за маломасивни червени гиганти има темп около 10-8 сл. маси годишно.
Оголеното ядро – остатък от гиганта – има твърде малки размери, но висока температура ≥ 105 К. Звездата (практически скокообразно) еволюира наляво от червените гиганти.
Включването на хелиеви реакции и отхвърлянето на обвивката бележат следващият еволюционен стадий на звездата – „пост червен гигант”. Този етап е на порядък по-кратък от етапът червен гигант, защото хелиевите реакции са бързи (с голямо сечение). Трековете за маломасивни звезди (≤2 сл. маси) в този етап са крайно неуверени – влияят се от незначителни колебания в хим. състав на остатъка след хелиевото избухване.
След тази сложна еволюция, трековете все пак се насочват към изродените (белите) джуджета. Последните, естествено, ще бъдат „въглеродно–кислородни”, защото са продукт на хелиеви реакции. Ако ядрото-остатък е маломасивно (Mя≤0.6Мθ), тройният α–процес (дори и започнал) веднага затихва. Температурата Тя и налягането ρя не са достатъчни за поддържането му. Такъв остатък, губейки разсейващата се обвивка, еволюира направо към хелиево изродено джудже.
Късните еволюционнни етапи за немасивни звезди се познават неуверено. От друга страна, възрастта на СЗК е достатъчна голяма (7–12)х109 г. Това позволява да се прави анализ на тези етапи чрез ДХР за СЗК. Всички масивни звезди в тези групировки са приключили еволюцията си до изродени джуджета и неутронни звезди. Червените гиганти в СЗК имат малки маси – (1.2 – 1.5 Мsol), а звездите-остатъци, които „изгарят” своя хелий са върху HB.
Приложение 2
Повърхност на Рош
Повърхността на Рош е основно понятие при двойните звездни системи. За единични звезди повърхностите с еднакъв гравитационен потенциал ( ) са сфери. Друг е техният вид за двойна система (Фигура 2).Потенциалът включва както гравитационните сили на двойката, така и възникващата центробежна сила. Всеки газов елемент в системата е подложен на 3 сили – 2 гравитационни и 1 центробежна.
фиг.2 Триизмерно представяне на повърхността на Рош. Долното изображение е сечение на повърхността на Рош с равнина, минаваща през центровете на двете звезди. По-голямата звезда има по-голяма повърхност на Рош, а по-малката е на звезда с двойно по-малка маса. Двете повърхности се пресичат в първата точка на Лагранж, L1
Вътрешната плътна линия показва т.н. вътрешна гранична (критична) повърхност на Рош. Външната тънка линия изобразява външната критична повърхност на Рош. Фигурата илюстрира тези повърхности за една двойна система със съотношение на масите (М1/М2)=2. L1 е първата точка на Лагранж. В нея сумата от горните три сили е нула и следователно, през тази точка газът от по-бързо еволюиралата звезда може да протича от едната част на повърхността в другата без загуба на енергия – протича пренос на маса. Тази точка е по-близо до звездата с по-малка маса. Областта (I) се нарича обем на Рош за компонентата. Газът, който се намира в тази област, принадлежи гравитационно на съответната компонента. Областта (II) е обем на Рош за двойката. В последната област газът принадлежи на цялата система. През втората точка на Лагранж (L2), газът може без загуба на енергия да напусне системата, преминавайки в областта (III). Там газът вече е загубен гравитационно за двойната система като цяло. Разбира се, със загуба на енергия (с ускорение), газът може да попадне в областта (III) напряко, а не задължително през т. L2. При еволюция компонентите обикновенно запълват обемите (I). По-рядко се образува обща газова обвивка в обема (II). Тогава двойната система необратимо губи маса.
Сподели с приятели: |
