Звездные скопления
<< 9.6 Изотермические ядра скоплений. Определение относительных масс звезд в звездных скоплениях | Оглавление | 9.8 Использование ЭВМ для решения проблемы динамической эволюции звездных скоплений >>
9.7 Динамическая эволюция звездных скоплений
Следуя Агекяну (1960), можно рассматривать три основные стадии динамической эволюции звездных скоплений: 1) нестационарность в полях регулярных и иррегулярных сил, быстрое изменение фазовой плотности и потенциала системы в процессе ее возникновения и формирования; 2) стационарность сформировавшегося скопления в поле регулярных сил, нестационарность в поле сил иррегулярных; 3) квазистационарность системы в целом, достижение во всех ее точках наивероятнейшего распределения фазовой плотности.
Описание первой стадии было бы сейчас преждевременным. Мы коснемся ее в последней главе, когда будем говорить о возникновении звездных скоплений. Лишь недавно появилась возможность приоткрыть завесу этой тайны (см. § 9.8), а до этого лишь воображение и интуиция позволяли исследователям удовлетворять свое естественное любопытство. Так, например, Хернер (1957) считал, что достаточно хорошим приближением к истине является, по-видимому, следующая динамическая модель шарового скопления. Вначале скопление состоит только из одного ядра. По истечении одного времени релаксации в ядре устанавливается максвеллово распределение скоростей, ядро становится изотермическим, в нем наступает равнораспределение энергии. По истечении нескольких времен релаксации скопление будет состоять из нескольких зон. В центре его сохранится изотермическая область, которая будет окружена областью звезд - выходцев из ядра, так называемой областью радиального обмена, ибо звезды, выбрасываемые из ядра со скоростями, меньшими скорости отрыва, будут удаляться от него по очень вытянутым орбитам и возвращаться обратно. С течением времени здесь также должно установиться некоторое равновесие. Можно показать, что при таком равновесии распределение плотности в области радиального обмена (которую мы можем отождествить с областью короны системы) должно подчиняться закону
|
(9.44) |
являющемуся частным случаем закона (8.34) при β = 2 и r 》 r0. В свое время еще Джинс (1916) нашел, что этот закон справедлив для внешних областей восьми шаровых скоплений (47 Тuс, М 2, М 3 и др.).
Между центральной изотермической областью и областью радиального обмена должна существовать некоторая переходная область, свойства которой Хернер не конкретизировал. Граница скопления определяется действием внешних приливных сил. Аналогичные представления развиты в исследовании Оорта и ван Херка (1959).
В связи с идеями Хернера следует сказать, что скопление, по-видимому, не возникает в виде одного ядра. Как показывают предварительные данные (см. гл. 12), оно уже с самого начала, в процессе формирования, занимает практически весь свой объем. Об этом свидетельствует хотя бы тот факт, что двойное ядро молодого скопления χ и h Персея окружено столь же обширной и богатой короной, как и ядро более старого скопления М 37. При возникновении скопления происходит как образование и диссипация его ядра, так и встречный процесс - образование и гравитационный коллапс корональной области. Область радиального обмена должна состоять не только из звезд, выброшенных из ядра скопления, но и из звезд, находившихся в этой области в эпоху возникновения скопления и периодически возвращающихся в нее после падения к центру масс системы и прохождения мимо этого центра.
Уместно отметить, что по данным Джонса (1970а; 1070б) в корональной области Плеяд действительно преобладают именно радиальные собственные движения членов скопления. Об этом же свидетельствует и уменьшение дисперсии лучевых скоростей звезд с удалением от центра скопления М 3, отмеченное Гунном и Гриффином (1979).
Динамическая эволюция скоплений, по-видимому, сопровождается диссипацией и сжатием ядер этих систем - процессом, описанным в конце § 9.5. Однако конечный результат динамической эволюции ядра типичного рассеянного скопления остается пока неясным.
Сжатию ядер скоплений могут препятствовать сближения со звездами поля, проходящими с большими скоростями через ядра и передающими их членам часть своей энергии. Даже члены короны скопления, участвующие в радиальном обмене и проходящие через область ядра с повышенной скоростью, способны замедлить сжатие ядра, отдавая излишек своей энергии его членам. Не исключено, что очень бедные звездами скопления с очень малой степенью концентрации к центру, подобные скоплению Большой Медведицы, в результате взаимодействия со звездами поля могут даже начать расширяться. Если при этом средняя плотность подобных систем упадет низко критической, то дальнейшая их судьба будет решена приливными силами Галактики.
Спитцер (1958) обратил внимание на большую роль, которую играют в разрушении рассеянных скоплений приливные силы, возникающие при сближениях этих систем с массивными облаками межзвездной среды - диффузными туманностями. По оценке Спитцера, сближения с такими облаками должны разрушать скопления, подобные Гиадам, в 30 раз быстрее, чем сближения этих скоплений со звездами поля. Спитцер принимал, что средняя масса облаков межзвездной среды составляет 2 · 105 масс Солнца. Действительно, по современным данным (Соломон и др., 1977) в галактической плоскости существуют тысячи гигантских облаков молекулярного водорода, размеры которых достигают 10-80 пс, а массы 105 - 5 · 105 масс Солнца!
<< 9.6 Изотермические ядра скоплений. Определение относительных масс звезд в звездных скоплениях | Оглавление | 9.8 Использование ЭВМ для решения проблемы динамической эволюции звездных скоплений >>
|
Публикации с ключевыми словами:
звезды - Скопление
Публикации со словами: звезды - Скопление | |
См. также:
Все публикации на ту же тему >> | |
