Астронет > Звездный ветер

Астронет: Г. С. Бисноватый-Коган, "Физика Космоса", 1986 Звездный ветер
http://variable-stars.ru/db/msg/1189172

Звездный ветер

- стационарное истечение вещества (плазмы) из звезды со скоростями порядка сотен и даже тысяч км/с. 3. в. аналогичен солнечному ветру. У горячих О- и В-звёзд 3. в. был обнаружен по доплеровскому уширению спектральных линий (см. Доплера эффект) в УФ-области спектра, у звёзд типа Вольфа-Райе и Т Тельца - по линиям оптич. диапазона. 3. в. образует вокруг относительно холодной звезды горячую корону, подобную солнечной короне. Существование у звёзд поздних спектральных классов горячих корон было предсказано на основе модели звёзд с конвективной оболочкой. Рентг. телескоп спутника НЕАО-В (США, 1978 г.) позволил обнаружить короны этих звёзд по их рентгеновскому излучению.

У горячих звёзд с эффективной темп-рой $T_э\approx$ 30000 К причиной истечения явл. давление излучения, частота к-рого соответствует частотам сильных спектр. линий. Фотоны с частотами, близкими к частотам резонансных линий ионов звёздных атмосфер, обладают значит. сечением взаимодействия с веществом. Ионы С, N, О и др. поглощают излучение звезды на соответствующих резонансных частотах. В результате они приобретают импульс, направленный от звезды. Столкновения ионов быстро распределяют направленный импульс по всему веществу, и начинается истечение. Вещество 3. в. ускоряется до скоростей $\approx (1-3)\cdot 10^3$ км/с, но почти не нагревается, так что темп-ра его должна быть близкой к темп-ре фотосферы. Однако рентг. наблюдения горячих звёзд показали наличие излучения, тепловой спектр к-рого соответствует $T_э\approx 5\cdot 10^6$ К. Столь высокую темп-ру 3. в. можно объяснить существованием тонкого горячего слоя вблизи поверхности звезды, нагреваемого механич. волнами, возникающими в процессе колебаний звезды как целого. Если звезда обладает сильным магн. полем, то в её магнитосфере могут развиваться также различные магнитогидродинамич. и кинетич. неустойчивости, приводящие к появлению горячих областей в сравнительно холодном 3. в. Потери массы из-за 3. в. у горячих звёзд составляют $10^{-6}-10^{-7} {\mathfrak M}_\odot$ в год.

У звёзд с низкой поверхностной темп-рой ( $\approx$ 6000 К) наличие горячей ( $10^6-5\cdot 10^6$ К) истекающей короны связано с существованием в оболочках этих звёзд конвективных движений, являющихся источником волн различного типа. Волны выходят в атмосферу звезды и переносят механическую и магн. энергию. Из-за диссипации энергия движущихся наружу волн переходит в теплоту. Это поддерживает высокую темп-ру расширяющейся короны. Нагрев короны тесно связан с магн. полем звезды. При наличии магн. поля генерируются магнитогидродинамич. волны. Распространение волн по атмосфере звезды в направлении уменьшения плотности вещества приводит к росту амплитуды первоначально слабой волны, она превращается в ударную волну, для к-рой диссипация особенно сильна. Как следует из наблюдений за короной Солнца, источники нагрева в ней имеются вплоть до расстояний $\approx 5 R_\odot$ . Слабее всего затухают волны альвеновского типа (см. Альвеновские волны), к-рые прогревают удалённые от звезды области короны. Помимо генерации волн конвективные движения приводят к усилению и закручиванию магн. поля, выходящего в корону. При этом развиваются явления, приводящие к выделению энергии магн. поля (подробнее об этом см. в ст. Вспышки на Солнце) и нагреву близких к фотосфере областей короны. Скорости истечения вещества у звёзд типа Солнца составляют $\approx$ 400 км/с. У звёзд холоднее Солнца конвективные движения более интенсивны и корона оказывается более мощной. Потери массы из-за расширения короны у молодых сжимающихся звёзд типа Т Тельца составляют $\sim 10^{-8} {\mathfrak M}_\odot$ в год (эта величина для Солнца равна $\sim 10^{-14} {\mathfrak M}_\odot$ в год). Скорости истечения у молодых звёзд могут быть несколько меньше ( $\approx$ 200 км/с).

В 3. в. происходит гидродинамич. ускорение вещества, при к-ром энергия теплового движения частиц горячего газа превращается в энергию направленного истечения. Воздействие радиац. давления, к-рое доминирует у горячих звёзд, а также дополнит. нагрев на начальном участке течения явл. факторами, способствующими ускорению. По мере роста скорости и потока удельная энергия направленного движения v²/2 становится порядка удельной энергии хаотич. (теплового) движения частиц газа $3R_0 T/2\mu$ . При этом поток достигает т.н. звуковой точки, в к-рой скорость потока v сравнивается со скоростью распространения в нём малых возмущений, т.е. скоростью звука $v_{зв}=\sqrt{\gamma R_0T/\mu}$ ( $\gamma$ - показатель адиабаты, равный 5/3 для одноатомного газа). Для ур-ний газодинамики, описывающих характер течения 3. в., звуковая точка явл. особой: переход частиц из области v < v_зв в область v > v_зв накладывает ограничения на параметры потока. Эти ограничения свойственны всем газодинамич. течениям.

Зависимость квадрата скорости истечения вещества
v² от радиуса r (расстояния от звезды) для
различных начальных значений $v_0^2(r_0)$ .
Жирная кривая - зависимость для звёздного ветра.

Напр., при ускорении потока газа в трубе (сопле Лаваля) точка, где достигается скорость звука, находится в самом узком сечении трубы-сопла. Для 3. в. в гравитац. поле звезды, как следует из ур-ний, звуковая точка находится на расстоянии $r_K=G{\mathfrak M}/2v_k^2$ от центра звезды (v =v_k= v_зв, G - гравитац. постоянная). Как показывают наблюдения, вдали от звезды течение плазмы становится сверхзвуковым. Для перехода от дозвукового течения (v < v_зв) к сверхзвуковому (v > v_зв) требуются особые начальные условия. На рис. приведена зависимость квадрата скорости от расстояния r при различных начальных значениях $v_0^2(r_0)$ . Видно, что только одно значение скорости v₀=v_0K приводит к достижению скорости звука и дальнейшему росту скорости в ускоряющемся потоке. Именно это течение реализуется в действительности. Объяснить это можно тем, что при $v_0\ne v_{0K}$ переход через скорость звука происходит в условиях нестационарного течения, а возмущения, распространяющиеся от звуковой точки к начальной точке по нестационарному потоку, приводят к тому, что при r=r₀ устанавливается скорость v₀=v_0K. Это связано с устойчивостью данного режима течения.

Расстояние от звезды до критич. точки зависит от темп-ры короны T_K и массы ${\mathfrak M}$ звезды:
$r_K={G{\mathfrak M}\over {2v_K^2}}=2,5 R_\odot\;\left({2\cdot 10^6 (K)\over {T_K}} \right)\;\left( {{\mathfrak M}\over {{\mathfrak M}_\odot}}\right)$ .
В 3. в. у звёзд с массой, близкой к ${\mathfrak M}_\odot$ , критич. точка расположена на расстоянии $r_K=(3-5) R_\odot$ , у горячих массивных звёзд $r_K\approx 100 R_\odot$ . Вдали от звезды при $r\gg r_K$ скорость 3. в. примерно постоянна и плотность вещества $\rho$ в стационарном потоке падает ~ 1/r². 3. в. вытягивает магн. поле звезды, к-рое при наличии вращения образует форму слабо закрученной спирали. При этом напряжённость поля H ~ 1/r², а его энергия ~ H² ~ 1/r⁴, т.е. быстро убывает и обратного влияния на движение газа не оказывает. Когда динамич. давление 3. в. $\rho v^2$ сравнивается с давлением межзвёздного газа, поток резко тормозится. При этом образуются ударная волна и тонкий уплотнённый граничный слой (см. Гелиосфера). Сильный 3. в. может создавать вокруг звезды высокотемпературную зону с небольшой плотностью газа.

Лит.:
Паркер Е., Динамические процессы в межпланетной среде, пер. с англ., 1965; Космическая газодинамика, пер. с англ., М., 1972.

(Г.С. Бисноватый-Коган)

Г. С. Бисноватый-Коган, "Физика Космоса", 1986
Глоссарий Astronet.ru