<< 3. Общие свойства моделей | Оглавление | 5. Популяционный синтез одиночных НЗ >>

Разделы

• 4.1. Перепись компактных звезд и их распределения
• 4.2. Катаклизмические переменные
• 4.3. Двойные белые карлики
• 4.4. Аккрецирующие рентгеновские источники и миллисекундные пульсары
• 4.5. Ультрамощные рентгеновские источники
• 4.6. Вклад двойных звезд в гравитационно-волновой фон
• 4.7. Темпы слияний двойных нейтронных звезд и черных дыр
• 4.8. Двойные в плотных звездных скоплениях

---

4. Популяционный синтез тесных двойных

В этом разделе мы описываем ПС двойных звезд. Основное внимание при этом будет уделено системам с компактными объектами (нейтронными звездами и черными дырами). Детальное описание эволюционного сценария для двойных звезд можно найти в [8].¹ Мы начнем с очень краткого описания эволюции звезд. Более детальное описание вы сможете найти в стандартных учебниках (см., например, [9] и ссылки там).

В жизни звезды можно выделить две существенно различающиеся стадии: когда звезда является нормальной невырожденной звездой, и когда она превращается в компактный звездный остаток (белый карлик, нейтронную звезду или черную дыру). Источником энергии в нормальных звездах являются термоядерные реакции. В некотором смысле эволюцию нормальной звезды можно свести к смене режимов термоядерного горения (горение водорода в центре, водорода в слое, гелия в центре и т.д.). Примерно 90% своей жизни нормальная звезда проводит на стадии главной последовательности, когда в ее центре происходит превращение водорода в гелий. После ухода с главной последовательности звезда существенно изменяет радиус, поверхностную температуру и теряет значительную часть своей массы (потеря массы на стадии главной последовательности существенна только для самых массивных звезд). В конце ядерной эволюции звезда превращается в компактный остаток. Объекты с начальной массой - становятся белыми карликами (конечно, звезды с не успевают превратиться в белые карлики, так как время их ядерной эволюции превышает возраст Вселенной). Более массивные звезды взрываются как сверхновые и образуют нейтронные звезд или черные дыры. Граница, разделяющая прародителей этих двух типов компактных объектов, плохо известна. Расчеты грубо указывают на интервал вблизи 25-35 . С другой стороны эта граница может зависеть от вращения и магнитного поля звезды (детальное обсуждение поздних стадий звездной эволюции см. в [10]).

Главный параметр, от которого зависит эволюция одиночной нормальной звезды (а в некотором смысле и одиночного компактного объекта), - ее масса. Одиночная звезда может только терять свою массу лишь за счет звездного ветра. В двойной системе ситуация совершенно иная: звезда может быть донором или аккретором, т.е. отдавать вещество второй компоненте системы или принимать его. Наличие этой возможности показывает, что эволюция звезд в двойных системах существенно более сложна и разнообразна.

Некоторая доля массы звезды в тесной двойной системе может быть унесена звездным ветром, но основной канал переноса вещества - аккреция на стадии заполнения полости Роша. Например, в некоторых случаях массивная нормальная звезда может потерять всю свою внешнюю, богатую водородом оболочку и превратиться в так называемую звезду Вольфа-Райе - голое массивное гелиевое ядро. Другой пример - образование яркого рентгеновского источника при аккреции вещества заполняющей полость Роша нормальной звезды на компактный компаньон.

Разные типы компактных объектов эволюционируют по-разному. Черные дыры увеличивают свою массу за счет аккреции в двойных системах. Одновременно растет их угловой момент. В то же время одиночные черные дыры можно считать практически не эволюционирующими объектами.

Основной вид эволюции одиночных белых карликов - их остывание.

Наиболее разнообразными физическими проявлениями обладают входящие в двойные системы нейтронные звезды. Нейтронные звезды могут наблюдаться по тепловому излучению их поверхности, по выделению энергии в процессах аккреции, по (радио)пульсарной активности или по взаимодействию магнитного поля нейтронной звезды с окружающей плазмой. Температура поверхности звезды, осевой период и напряженность магнитного поля (вместе с параметрами окружающей среды) являются основными параметрами, определяющими астрофизическую активность нейтронной звезды. Таким образом удается выделить два достаточно независимых процесса эволюции нейтронных звезд: тепловая и магнито-вращательная. У некоторых систем эти два вида эволюции идут почти независимо, у других они тесно связаны (например, у магнитаров).

Первые исследования двойных звезд методом ПС были проведены в конце 80-х [11–15]. Авторы этих работ использовали эволюционные сценарии, созданные Пачиньским, Киппенханом, Вейгертом, Ибеном и многими другими (см. обзоры [16,17]).

Перед тем, как перейти к обсуждению различных типов источников и феноменов, приведем краткий (и, конечно, неполный) список научных групп, постоянно использующих ПС в своих исследованиях тесных двойных, и ссылки на последние и наиболее интересные их работы.

• Portegies Zwart et al.: ПС плотных звездных скоплений [18–21], черные дыры промежуточных масс [22,23], рентгеновские источники [24,25] и пр.

• Podsiadlowski et al.: эволюция компактных двойных и кик нейтронных звезд [26–28], гиперновые и гамма-всплески [29,30] и другие вопросы [31,32].

• Kalogera et al.: слияние нейтронных звезд и их гравитационное излучение [33–36], радиопульсары, нейтронные звезды и черные дыры [37,38].

• Yungelson et al.: двойные белые карлики и сверхновые типа Ia [39–42], звездные источники гравитационных волн [43] и др.

4.1. Перепись компактных звезд и их распределения

ПС двойных систем - очень полезный инструмент для исследования статистических свойств звезд с компактными объектами. Типичными вопросами, ответы на которые дает ПС, являются следующие:

• Сколько рождается компактных объектов различных типов?
• Каково их распределение по массам?
• Какова связь между начальными массами звезд и конечными массами компактных объектов, образующихся в результате эволюции двойной системы?
• Каковы доли компактных объектов различной природы (нейтронных и кварковых звезд, черных дыр) при известном распределении этих объектов по массе?

ПС двойных систем - очень популярная сегодня тема в астрофизике. Различные научные группы во всем мире имеют собственные оригинальные коды эволюции двойных, результаты их исследований, посвященные различным аспектам двойных систем, мы регулярно встречаем в научных журналах (см., например, [44–50]). Ниже мы кратко коснемся некоторых полученных ими результатов и приведем ссылки на оригинальные статьи, где читатель сможет найти остальные подробности.

Полс и Маринус (Pols and Marinus) [44] рассчитали эволюцию молодых рассеянных скоплений. Основное внимание авторы уделили "голубым бродягам" (blue stragglers). Есть несколько различных гипотез, объясняющих их происхождение. Это могут быть двойные системы, состоящие их двух звезд главной последовательности или одной звезды главной последовательности и компактного объекта. Другой вариант - одиночная пекулярная звезда, возможно образовавшаяся при слиянии двойной системы. Авторы получили распределение этих объектов по возрастам, пространственным скоростям и другим параметрам.

В работе [45] рассмотрены слияния двойных нейтронных звезд и черных дыр. В ней же получена оценка количества двойных радиопульсаров (систем типа двойного пульсара Халса-Тейлора).

Работа [46] посвящена образованию и эволюции двойных нейтронных звезд. В ней рассчитано количество молодых и раскрученных аккрецией миллисекундных пульсаров при различных предположениях о кике нейтронных звезд, распределении звезд по начальному отношению масс в двойной, при наличии или отсутствии режима гипераккреции.

Основной целью [47] было исследование слияний нейтронных звезд в предположении о связи этого процесса с гамма-всплесками (сегодня этот сценарий применяется, в основном, к коротким гамма-всплескам, а длинные гамма-всплески связываются с гиперновыми). Авторы оценили частоту рождения и слияний двойных нейтронных звезд и построили их пространственное распределение внутри хозяйских галактик.

В работе [49] рассчитано распределение масс компактных объектов (одиночных и двойных с различными типами вторичных компонент). Авторы включили в свой сценарий возможность образования кварковых звезд. Однако их результаты очень модельно-зависимы, т.к. спектр масс компактных объектов сегодня очень плохо изучен (см. также разд. 5.3 ниже).

В конце данного раздела мы хотели бы обратить внимание читателя на следующие два важных замечания. Во-первых, при проведении ПС в перечисленных выше работах использовались различные эволюционные треки нормальных звезд (в виде аналитических аппроксимаций, библиотек эволюционных треков и пр.), различные распределения начальных параметров (начальное отношение масс, кик, магнитные поля и т.д.), самые разные предположения о сложных стадиях эволюции (общая оболочка, вызванный аккрецией коллапс, слияния и т.п.). Во-вторых, несмотря на перечисленные различия результаты расчетов различаются в деталях, но общие результаты оказываются при этом очень похожими и устойчивыми.

4.2. Катаклизмические переменные

Катаклизмические переменные - двойные системы, состоящие из аккрецирующего белого карлика и маломассивной звезды главной последовательности, заполняющей свою полость Роша. Непрерывное заполнение полости Роша поддерживается уносом углового момента через магнитный звездный ветер или из-за гравитационного излучения. Магнитный звездный ветер связан с процессами конвекции в оболочке нормальной звезды, этот механизм работает для звезд с массами в интервале 0.3-1.5 . Когда масса звезды донора становится меньше, чем магнитный ветер исчезает и аккреция в системе на время прекращается. Дальнейшая эволюция системы определяется гравитационным излучением. Через некоторое время нормальная звезда опять заполняет полость Роша, и в системе снова появляется рентгеновский источник.

Под действием магнитного звездного ветра в системе происходит более мощная аккреция, чем из-за уноса момента, вызываемого гравитационным излучением. Соответственно на первой стадии в системе присутствует более яркий рентгеновский источник.

В описанной выше модели предсказывается провал в распределении катаклизмических переменных по орбитальным периодам. И такой провал реально наблюдается вблизи периодов  часа. Во всех более широких двойных системах аккреция идет под действием магнитного ветра, в более тесных - из-за гравитационных волн.

Кроме двух описанных возможностей унос углового момента может осуществляться за счет взаимодействия с диском, окружающим двойную систему. Однако обычно такой механизм еще менее эффективен.

ПС катаклизмических переменных (в частности: расчет их распределения по орбитальным периодам) в рамках классической модели был проведен в целом ряде работ (например, [51–53]). В них удалось воспроизвести наблюдаемое распределение систем данного типа. ПС катаклизмических переменных, окруженных околозвездным диском, был проделан в [54,55]. В этих работах авторы пришли к заключению, что для объяснения бимодального распределения по периодам в модели внешнего диска требуется собственная бимодальность вязких свойств дисков.

4.3. Двойные белые карлики

Есть два наиболее интересных результата, полученных путем применения ПС к двойным белым карликам.

Первый связан с т.н. стадией общей оболочки. Количество самых тесных двойных белых карликов дает самые жесткие ограничения на эффективность уноса орбитального углового момента на этой стадии. Двойные белые карлики с самыми короткими орбитальными периодами образуются в результате последовательного прохождения системой двух стадий с общей оболочкой. Первая из этих стадий связана с заполнением полости Роша первичной более массивной компонентой системы. Вторая наступает, когда вторичный компаньон также заполняет полость Роша. Этот тип систем является наиболее чувствительным индикатором параметров общей оболочки. Согласно [56,57] параметр эффективности -0.5. Эта оценка не согласуется с результатами ПС систем, проходящих в ходе своей эволюции только одну стадию с общей оболочкой (см. [58]).

Второй важный вопрос - слияния двойных белых карликов. Этот процесс является одним из эволюционных каналов, приводящих к взрывам сверхновых звезд типа Ia.² Эта тема исследовалась во многих работах [33–36,59]. Было показано, что слияния белых карликов позволяют объяснить вспышки термоядерных сверхновых с частотой  лет в галактике с массой равной массе Млечного Пути. Этот результат верен как для молодых, так и для старых звездных населений, т.е. и для спиральных, и для эллиптических галактик. Второй канал образования подобных сверхновых (аккреция с нормального компонента на белый карлик в тесной двойной) дает сравнимую частоту событий:  лет, причем частота в этом канале гораздо выше для молодых популяций. Современные наблюдения показывают, что частота вспышек сверхновых Ia на единицу массы гораздо выше для молодых звездных популяций [60]. Это может быть аргументом против сценария со слиянием.

4.4. Аккрецирующие рентгеновские источники и миллисекундные пульсары

Современные орбитальные рентгеновские обсерватории, подобные Chandra и XMM, имеют чувствительность, достаточную для регистрации всех ярких и большей части умеренных рентгеновских источников в нашей Галактике. Существует много типов двойных рентгеновских источников с постоянным или транзиентным излучением: рентгеновские пульсары, барстеры, "атолловые" и Z-источники с квазипериодическими осцилляциями, рентгеновские новые, кандидаты в черные дыры и т.д. Некоторые источники могут принадлежать к нескольким перечисленным типам одновременно. Обсуждение наблюдательных свойств различных типов источников читатель сможет найти в следующих обзорах [61–66].

Первые расчеты эволюции массивных рентгеновских двойных методом ПС были проведены примерно 20 лет назад. К ПС двойных систем со вторичными компонентами малой и промежуточной массы, обладающих более сложной эволюцией, приступили несколько позднее. В последнее время различные исследователи начали включать в расчеты индивидуальные свойства исследуемых областей или объектов, например, историю звездообразования в конкретной галактике или спектр масс и металличность конкретной области звездообразования. Ниже мы приведем краткий список последних публикаций, посвященных ПС двойных рентгеновских источников.

В работах [67–69] и в серии публикаций [69] были рассчитаны темпы аккреции, светимости, пространственные скорости и частоты образования массивных рентгеновских источников со сверхгигантами и звездами Вольфа-Райе. В работе [68] рассчитана популяция рентгеновских источников в парах с Be-звездами. В [67] - популяция объектов Торна-Житковой (красный гигант с нейтронной звездой в качестве ядра - возможный результат слияния компонентов массивной двойной на стадии с общей оболочкой). В статье [70] была рассчитана популяция рентгеновских источников вблизи центра нашей Галактики. Сравнение наблюдаемого распределения светимостей рентгеновских источников и результатов ПС [71] указывает на существование нескольких популяций рентгеновских двойных в ближайших галактиках. Каждая популяция имеет собственную историю образования и эволюции, зависящую от условий в хозяйской галактике.

В работе [72] авторы попытались воспроизвести примерно 140 наблюдаемых маломассивных двойных рентгеновских источников нашей Галактики в рамках стандартного эволюционного сценария двойных звезд малых и средних масс. В более поздней работе [73] представлены результаты более продвинутого аналогичного исследования, проведенного той же группой. В этой работе также рассмотрены свойства миллисекундных пульсаров.

В конце данного раздела хотелось бы обратить внимание читателя на две группы особо интересных, по нашему мнению, источников.

Двойные рентгеновские системы различаются не только в физическом смысле, но и в контексте ПС. Одинаковое число наблюдаемых источников может породить как многочисленная популяция короткоживущих объектов, так и малочисленная с долгоживущими объектами. ПС второго типа систем - существенно более тяжелая задача. Одной из наиболее интересных групп, обладающих подобными свойствами, являются маломассивные аккрецирующие предшественники миллисекундных радиопульсаров. ПС миллисекундных пульсаров и их прародителей обсуждается в [74,75].

Вторым примером являются рентгеновские новые - аккрецирующие тесные двойные, состоящие из черной дыры и маломассивной звезды главной последовательности. Чтобы получить такую систему необходимо стартовать с двойной с огромным начальным отношением масс. Предшественник черной дыры должен иметь массу по крайней мере 25- . Конечно, столь массивная звезда теряет значительную часть своей массы до образования компактного объекта. За это время маломассивный компонент практически не изменяется. Оказалось, что воспроизвести наблюдаемое количество источников данного типа в рамках стандартного сценария эволюции двойных звезд очень нелегко. В 1986 году Игглтон и Вербунт [76] предложили сценарий образования рентгеновских новых в иерархической тройной массивной системе. Эволюционный сценарий для иерархических тройных и кратных систем содержит гораздо большее разнообразие возможных проявлений, чем сценарий эволюции двойных систем (см., например, [77]). Компьютерная реализация эволюции тройной системы очень сложна. Нам известна только одна реализация подобного кода. Сравнение ПС для сценариев образования рентгеновских новых в двойных и тройных системах приведено в [78].

4.5. Ультрамощные рентгеновские источники

"Ультрамощные рентгеновские источники" - очень яркие точечные рентгеновские объекты вне околоядерных областей хозяйских галактик (см. каталог источников данного типа в [79] и последний обзор в [80]). Обычно эти объекты определяются как источники с рентгеновской светимостью превышающей  эрг с (от до  эрг с). Первые ультрамощные источники были открыты космической обсерваторией Einstein [81], большое число таких систем было обнаружено спутниками ROSAT и Chandra. В нашей Галактике ультрамощные рентгеновские источники отсутствуют.

Существует две популярные модели ультрамощных источников. В одной из них в двойной системе идет околоэддингтоновская аккреция на черную дыру промежуточной массы -  [82] (детальное обсуждение свойств черных дыр промежуточных масс см. в [83]). Согласно другой гипотезе мы имеем дело с черными дырами обычных звездных масс, излучение которых не симметрично, а собрано в два джета. Если мы смотрим вдоль джета, то наблюдаем очень яркий источник. В этой модели ультрамощные источники могут быть обычными представителями яркого конца распределения черных дыр звездных масс по светимости [84,85].

Обе гипотезы имеют достоинства и недостатки. Вполне возможно, что популяция ультрамощных рентгеновских источников сформирована двумя (или, возможно, большим количеством) объектов различной физической природы [86].

Подзядловский и др. [87] провели систематическое исследование образования и эволюции черных дыр в двойных системах и пришли к выводу, что их модель находится в согласии с наблюдаемой функцией светимости этих источников (включая ульрамощные). В этой же работе было найдено типичное количество подобных источников, приходящееся на одну галактику. Оно составляет примерно 0.01. В данной работе также учитывались различные эффекты селекции.

4.6. Вклад двойных звезд в гравитационно-волновой фон

Новое поколение наземных (LIGO, VIRGO, GEO) и космических (LISA) интерферометрических детекторов гравитационных волн будет работать в интервалах частот - и - Гц, соответственно. На этих частотах гравитационные волны испускают три типа звездных источников³:

1. сверхновые с коллапсирующим ядром (типа II, Ib или Ic);
2. быстро вращающиеся неосесимметричные нейтронные звезды;
3. тесные двойные и сливающиеся компактные звезды.

Оценки вклада в фон, полученные для двух первых типов источников, не очень точны. Частота вспышек сверхновых определена достаточно хорошо (1/30-1/50 лет), но для них очень велика неопределенность их гравитационно-волновой светимости. К сожалению завершенной самосогласованной теории подобных сверхновых на сегодняшний день нет.

Быстро вращающиеся нейтронные звезды излучают монохроматическое гравитационное излучение. Поток излучения от таких объектов зависит от их несферичности. Очень быстро вращающиеся нейтронные звезды теряют осевую симметрию из-за неустойчивости Чандрасекара-Фридмана-Шутса [88,89] или из-за неустойчивости r-моды [90,91]. В этом случае отклонения от осевой симметрии (и, следовательно, поток гравитационных волн) зависят от вязкости и температуры в коре и ядре нейтронной звезды. Эти параметры, особенно вязкость, плохо известны. Результаты различных исследований все еще очень противоречивы.

Гравитационное излучение от двойных звезд - это точно известное и неизбежное следствие общей теории относительности. Первую оценку гравитационно-волнового фона от галактических двойных получил в 1965 году Мироновский [92]. Его оценка безразмерной амплитуды метрики составляла и базировалась на подсчете систем типа W UMa. Спектр звездного фона гравитационных волн был впервые рассчитан в 1987 в [93] с помощью ПС. Уже в этой работе было отмечено присутствие в спектре двух различных частей: спектр на низких и промежуточных частотах с максимумом на - Гц порождается системами, эволюция которых не зависит от их гравитационного излучения. Вторая часть спектра - высокочастотный хвост. Он создается двойными, сливающимися под действием гравитационных волн. Основной вклад в эту часть спектра дают белые карлики (а на частотах выше герца - нейтронные звезды). Последние результаты по данному направлению читатель найдет в [94–96].

Сливающиеся нейтронные звезды также рассмотрены в следующем разделе.

4.7. Темпы слияний двойных нейтронных звезд и черных дыр

Компоненты релятивистских двойных систем с орбитальными периодами короче примерно 14 часов успевают сблизиться и слиться за Хаббловское время под действием собственного гравитационного излучения. Слияния нейтронных звезд широко обсуждались как возможные источники гамма-всплесков и как источники мощных импульсов гравитационных волн, которые будут регистрировать наземные антенны.

Частота слияния нейтронных звезд - ключевой параметр моделирования наблюдаемой картины гравитационных вспышек. Есть два различных подхода к оценке этой величины: один из них базируется на ПС двойных нейтронных звезд, другой основывается на наблюдаемых параметрах двойных радиопульсаров с короткими орбитальными периодами (подобных знаменитому пульсару Халса-Тейлора PSR B1913+16). В течение последних двадцати лет существовало некоторое противоречие между результатами этих двух подходов. Начиная с первой работы [93] и во всех более поздних (см. [97] и ссылки там) исследования методом ПС предсказывали частоту слияния нейтронных звезд порядка  лет для спиральной галактики, подобной Млечному Пути. Прямые оценки на основе статистики двойных пульсаров давали существенно более низкий темп слияний:  лет [98]. В более поздних работах эта величина возросла до  лет (см. например [99,35]), но, не смотря на это, противоречие не исчезло. Заметим, что этот метод принимает во внимание только двойные, в которых, по крайней мере, один из компонентов проявляет себя как радиопульсар. При проведении ПС учитываются все сливающиеся нейтронные звезды, в том числе и радиотихие. Это различие может частично объяснить расхождение указанных предсказаний. Открытие в 2003 году "дважды двойного" радиопульсара J0737-3039 с очень коротким орбитальным периодом [100] повысило наблюдательные предсказания примерно на порядок величины, так что сегодня эту проблему можно считать полностью исчерпанной (см. [101]). Краткое изложение истории данного вопроса и дополнительные ссылки даны в [102].

Для того чтобы предсказать частоту регистрации гравитационно-волновых сигналов, ожидаемых от сливающихся компактных объектов, не достаточно знать частоту их слияний. Необходима также информация о распределении данных источников по мощности, т.е. их светимость в гравитационных волнах. При заданной чувствительности гравитационной антенны максимальное расстояние, на котором сливающаяся система может быть зарегистрирована, зависит в первую очередь от массы системы (точнее от так называемой "chirp mass" - представляющей собой некоторую степенную комбинацию масс компонент двойной). Наземные интерферометры, по достижении планируемой чувствительности, смогут детектировать слияния нейтронных звезд с расстояния в несколько десятков мегапарсек. Предсказываемый методом ПС темп слияния двойных черных дыр на 1-2 порядка ниже темпа слияния нейтронных звезд, но черные дыры более массивны (по крайней мере, в несколько раз). Из-за сильной зависимости мощности излучения (и, как следствие, максимального расстояния для обнаружения) от массы двойной системы мы будем принимать сигналы от черных дыр из существенно большего объема пространства. Последний фактор оказывается более важным и ожидаемая частота регистрации слияний черных дыр может быть даже больше, чем частота регистрации слияний нейтронных звезд [8]. Таким образом, с большой вероятностью первый зарегистрированный сигнал может прийти от слияния двух черных дыр или от черный дыры в паре с нейтронной звездой!

Заметим, что частота слияний компактных объектов существенным образом зависит от деталей эволюционного сценария. Например, поскольку черные дыры образуются из очень массивных звезд, обладающих большими размерами, то после окончания их ядерной эволюции и коллапса образуется двойная черная дыра с достаточно большой полуосью орбиты. Время слияния подобной системы под действием гравитационного излучения очень велико и превышает возраст Вселенной. Таким образом, в этой ситуации частота слияния двойных черных дыр (в настоящий момент времени) строго равна нулю. Ситуацию изменяет введение отдачи при образовании черных дыр [103]. Такой процесс вполне возможен, если черные дыры образуются в результате двухстадийного коллапса (через промежуточное метастабильное состояние горячей нейтронной звезды). Современные исследования двойных черных дыр также поддерживают идею ненулевой дополнительной скорости, приобретаемой или при рождении [104].

4.8. Двойные в плотных звездных скоплениях

Эволюция популяций двойных систем в плотных звездных скоплениях (шаровых скоплениях и центральных (т.е. околоядерных) скоплениях в галактиках) отличается от эволюции аналогичных популяций в поле галактик. Основных отличий два: воздействие на индивидуальные двойные системы коллективного нестационарного гравитационного поля скопления и тесные пролеты двойных или одиночных систем.

Взаимодействие с полем скопления сводится к тому, что в среднем тесные двойные системы (так называемые "жесткие") становятся еще более тесными, а широкие системы делаются шире. Граница между этими двумя типами систем определяется условием (здесь - орбитальная скорость двойной, - средняя скорость звезд в скоплении.

Тесные пролеты порождают целую серию возможных эффектов. Пролетающая звезда может заменить одну из компонент двойной (обмен или "перезарядка"), может разрушить двойную (диссоциация), вызвать слияние компонент двойной или просто изменить ее орбитальные параметры. Вероятности всех этих каналов были рассчитаны в работах [105,106]. Тесное взаимодействие двух двойных систем порождает еще большее разнообразие процессов (см. [107,108]).

При попытке учесть тесные пролеты, т.е. парное взаимодействие звезд или систем, мы нарушаем один из основных принципов ПС - независимость эволюции отдельных объектов. Однако если парные взаимодействия остаются достаточно редкими, то мы все еще можем использовать ПС (в несколько модифицированном виде).

Есть два возможных пути модификации стандартной схемы ПС для учета тесных сближений. Один из них использует полный сценарий эволюции двойных систем и упрощенное описание звездной динамики. В другом подходе, наоборот, динамика учитывается точно, с помощью метода N-тел, а эволюционный сценарий содержит те или иные упрощения. Второй подход использовался в серии работ группы Portegies Zwart, Aarseth et al. [19,108–111]. Конечно, это только первый шаг в реализации полного сценария эволюции звезд в плотных звездных скоплениях.

---

<< 3. Общие свойства моделей | Оглавление | 5. Популяционный синтез одиночных НЗ >>