Оптические характеристики магнито-центробежного дискового ветра в визуальной, ультрафиолетовой и рентгеновской областях спектра

Texto integral

1. ВВЕДЕНИЕ

Как известно, протопланетные диски почти на всем протяжении имеют низкую температуру и, как следствие, низкую степень ионизации. Исключением является атмосфера диска, которая ионизуется и нагревается излучением звезды. Благодаря этому возникает фотоиспаряющийся ветер (см., например, Эрколано и др., 2009, и ссылки там), а магнитное поле диска становится способным контролировать движение ионизованного газа. На этом основана модель магнито-центробежного дискового ветра, предложенная Блэндфордом и Пэйн (1982) и развитая в работах многих авторов (Кенигл, 1991; Кенигл, Пудриц, 2000; Феррейра, 2013; Роденкирх и др., 2020). В этой модели ионизованный газ ускоряется при движении вдоль магнитных силовых линий. При этом он увлекает нейтральные атомы и нагревается за счет амбиполярной диффузии до температуры порядка 10⁴ K (Сафье, 1993а, б). Кроме газа ветер поднимает с “поверхности” диска также мелкую пыль (Сафье, 1993а), которая сохраняется в ветре, несмотря на высокую температуру газа и может быть источником околозвездной экстинкции (Тамбовцева, Гринин, 2008; Гринин и др., 2009) и инфракрасного (ИК) излучения (Бэнс, Кенигл, 2012).

Согласно интерферометрическим наблюдениям молодых звезд в частотах линии Br_γ (см., например, Гарсия Лопез и др., 2015; Креплин и др., 2018) основной вклад в образование дискового ветра вносит область протяженностью от нескольких до нескольких десятков радиусов звезды. Представляет интерес, как эта область влияет на распространение излучения звезды в направлении на наблюдателя, а также на освещенность периферийных областей диска. Последнее актуально в связи с моделированием фотоиспаряющихся дисковых ветров (см., например, Холленбах, Горти, 2009; Эрколано и др., 2010). Другой важный вопрос связан с условиями для внешнего наблюдения, а именно, каковы предельные углы наклона диска относительно направления на наблюдателя, при которых дисковый ветер становится прозрачным для излучения центрального источника. С этой целью мы рассчитали оптические характеристики дискового ветра для видимой (полоса V), ультрафиолетовой и рентгеновской областей спектра. Основной акцент в наших расчетах сделан на звезды типа Т Тельца. Их средняя температура порядка 4000 K. Поэтому пыль в околозвездном диске сохраняется вплоть до расстояний 5–10 радиусов звезды. Это обстоятельство имеет важное значение, поскольку близость дискового ветра к звезде увеличивает область телесных углов, в которой ветер способен эффективно поглощать ее излучение. По этой причине запыленный дисковый ветер значительно эффективнее перерабатывает излучение звезд типа Т Тельца в ИК-излучение по сравнению со звездами АеВе Хербига (Тамбовцева, Гринин, 2008), у которых внутренняя граница пылевого диска находится на расстоянии порядка 0.5–1 а.е. от звезды. Примеры применения дискового ветра в качестве источника околозвездной экстинкции звезд типа Т Тельца можно найти в статьях Гринина и др. (2009), Шенаврина и др. (2015), Петрова и др. (2015), Додина и др. (2019). В первых двух статьях запыленный дисковый ветер рассматривался как источник переменной околозвездной экстинкции и одновременно как источник теплового ИК-излучения.

2. ВХОДНЫЕ ПАРАМЕТРЫ МОДЕЛЕЙ

Для расчета оптических характеристик дискового ветра, обусловленных поглощением пылью, было принято, что по своим оптическим характеристикам околозвездная пыль близка к межзвездной пыли. Такое приближение оправдано, поскольку дисковый ветер образуется в поверхностных слоях околозвездных дисков, в которых доминирует мелкая пыль (см., например, Натта, Уитни, 2000; Шульман, Гринин, 2019). Для видимой области спектра (полоса $V$) были использованы значения коэффициента поглощения пылью из указанной выше статьи: $k_V$ = 225 см²/г. Для ультрафиолетовой области спектра мы использовали данные из статьи Карделли и др. (1989) вблизи линии L_α : k_Lα = 720 см²/г. Значения коэффициента поглощения в рентгеновском диапазоне для газопылевой смеси с нормальным химическим составом взяты из статьи Моррисон и Маккаммон (1983) и приведены в табл. 1.

 

Таблица 1. Рентгеновский диапазон (Моррисон, Маккаммон, 1983)

Энергия фотона, кэВ	Коэффициент поглощения, см2/г
0.3	1770
1.0	143
3.0	8.7
10.0	0.6

 

Для оценок мы использовали также средний двухтемпературный планковский коэффициент поглощения $k_p$, рассчитанный Малыгиным и др. (2014) для газа с нормальным химсоставом. Его средние значения в интервале температур 1800–6800 K для четырех значений эффективной температуры звезды приведены в подразделе 4.3. Как следует из рис. 2 в статье этих авторов, коэффициент поглощения $k_p$ слабо зависит от температуры газа в указанном выше интервале температур. Они отмечают также, что средний планковский коэффициент поглощения слабо зависит от плотности газа. Это позволяет использовать рассчитанные этими авторами значения $k_p$ почти на всем протяжении дискового ветра за исключением наименее плотных и наиболее горячих периферийных областей, вклад которых в оптическую толщину ветра пренебрежимо мал.

3. МОДЕЛИ ВЕТРА

В качестве моделей ветра были использованы МГД-модели Сафье (1993a, b). Приведем основные формулы, необходимые для определения плотности вещества ветра:

$\begin{array}{c}\rho \varpi \mathrm{,}z{\rho }_1{\left(\frac{{\varpi }_0}{{\varpi }_1}\right)}^{-}\eta \chi \\ \chi z{\varpi }_0\mathrm{,}\\ {\varpi }_0\in \left[{\varpi }_{\min }\mathrm{,}{\varpi }_{\max }\right]\mathrm{.}\end{array}$ (1)

Здесь используются такие же обозначения, как и в статьях Сафье, $z$, ${\varpi }_0$ – высота и радиус в цилиндрической системе координат. Формулы, входящие в это выражение:

$\begin{array}{c}{\rho }_1=1.064\times {10}^{-15}\left(\frac{{\dot{M}}_w}{{10}^{-7}{M}_{\odot }/yr}\right)\times \\ \times {\left(\frac{M_{*}}{0.5M_{\odot }}\right)}^{-1/2}\times \\ \times \frac{1}{\ln \left({\varpi }_{\max }/{\varpi }_{\min }\right){\psi }_0\left(1-h_0{\xi }_0\right)}гс{м}^{-3},\end{array}$ (2)

$\eta \left(\chi \right)=\frac{{\psi }_0\left(1-h_0{\xi }_0\right)}{\xi \left(\chi \right)\psi \left(\chi \right)\left(\xi \left(\chi \right)-\chi \xi \left(\chi \right)\right)}.$ (3)

Здесь ${\psi }_0=0.035$, штрихом обозначена производная по переменной $\chi$, $h_0$ – безразмерная величина, характеризующая высоту, с которой начинается ветер. Параметр ${\xi }_0={\theta }_0$, где ${\theta }_0$ – угол между полоидальной компонентой магнитного поля в диске в точке старта ветра и нормалью к поверхности диска. В рассматриваемых ниже моделях C, E и G этот параметр принимает значения, соответствующие углам ${\theta }_0$ = 60° (С) и 75° (E,G)¹.

Для функций $\xi \left(\chi \right)$ и $\psi \left(\chi \right)$ Сафье дает простые аналитические аппроксимации, зависящие от модели ветра. Более подробную информацию о моделях и их параметрах читатель может найти в оригинальных статьях Сафье.

В итоге, исходными параметрами моделей являются: ${\varpi }_{\min }$ и ${\varpi }_{\max }$ – внутренний и внешний радиусы области запуска ветра соответственно и $M_w$ – темп истечения вещества.

Ниже приняты следующие значения модельных параметров:

1. ${\varpi }_{min}=$ 0.05 а.е., ${\varpi }_{\max }=$ 10 а.е. Хотя наиболее активная область истечения ветра достаточно компактна: 0.1-1 а.е., такой выбор позволяет более аккуратно учесть вклад ветра в непрозрачность вещества.
2. Предполагается, что пыль и газ в ветре хорошо перемешаны в соотношении 1:100.
3. Следуя Сафье (1993b), мы принимаем параметр $h_0$ = 0.1.
4. $M_w={10}^{-10}-{10}^{-7}{M}_{\odot }$/год.
5. Параметры звезд типа Т Тельца (см., например, Музеролле и др., 2001):
   $M_{*}=0.5M_{\odot },R_{*}=2R_{\odot },T_{eff}=4000$ К.
6. Звезда рассматривается как точечный источник излучения.

Кроме моделей с $T_{eff}$ = 4000 K мы рассчитали также ряд моделей с более высокой температурой звезды. Необходимость в таких расчетах вызвана тем, что при аккреции газа на звезду типа Т Тельца на ее поверхности образуются горячие аккреционные пятна с температурой порядка 10⁴ K (см., например, Додин, 2018). При высоком темпе аккреции светимость таких пятен может быть сравнима со светимостью звезды. С учетом этого были рассчитаны также модели с $T_{eff}$ = 6000, 8000 и 10 000 K.

4. РЕЗУЛЬТАТЫ

На рис. 1 представлены графики с изоденсами. Они показывают, что распределение плотности может сильно отличаться в разных моделях ветра. Модель С характеризуется крутым подъемом ветра над плоскостью диска и наибольшей плотностью вещества, а модель G – наименьшей. Модель E занимает промежуточное положение.

 

Рис. 1. Распределение плотности газа в моделях дискового ветра при темпе истечения вещества $M_w={10}^{-7}{M}_{\odot }$ в год.

 

Посмотрим теперь, как зависит поглощение $A_V$ в полосе $V$ от темпа истечения $M_w$ и угла наклона диска к лучу зрения $\alpha =90-i$. На рис. 2 показаны зависимости $A_V$ от $M_w$ в модели C для четырех углов $\alpha$ в интервале от 20° до 50°. Сравнение с аналогичной зависимостью из статьи Гринина и др. (2009) показывает, что модель C дает при прочих равных условиях примерно в 6 раз более высокие значения $A_V$, тогда как в модели G поглощение ветром получается примерно таким же, как и в указанной выше статье.

 

Рис. 2. Поглощение в дисковом ветре (модель C) в полосе $V$ как функция темпа истечения для четырех наклонов плоскости диска к лучу зрения.

 

Величина $A_V$ связана с оптической толщиной в полосе $V$ соотношением $A_V\approx 1.07{\tau }_V$.

Видно, что поглощение сильно зависит от темпа истечения, и такая зависимость будет прослеживаться во всех дальнейших результатах.

4.1. Критические углы для оптического и ульрафиолетового диапазонов

Используя описанные выше модели, можно получить оценки непрозрачности дискового ветра в разных участках спектра. В частности, интересно рассчитать поверхности одинаковой оптической глубины $\tau =1$ для центрального источника излучения.

Оптическая толщина ветра является функцией угла $i$ между осью симметрии диска и лучом зрения (угол $i$ = 0 соответствует наблюдениям с полюса) и зависит также от модели ветра, темпа истечения вещества $M_w$ и выбранной длины волны излучения. Расстояние $R\left(i\right)$ от звезды до любой точки такой поверхности определяется соотношением

${\int }_0^{R_i}{k}_{\nu }\rho (r,i)dr=k_{\nu }{\int }_0^{R_i}\rho (r,i)dr=\tau \left(R_i\right)=1.$ (4)

Здесь использовано предположение, что коэффициент поглощения на единицу плотности вещества $k_v$ постоянен в ветре. Полученная зависимость $R_i$ определяет искомую поверхность. Очевидно, что минимальный угол $i$, при котором $\tau =1$, соответствует предельному углу для внешнего наблюдателя.

На рис. 3–6 представлены центральные сечения поверхностей в дисковом ветре, соответствующих значениям ${\tau }_i=1$ для излучения центрального источника в полосе $V$ и в окрестности линии $L_{\alpha }$. Модели C и G соответствуют двум крайним случаям с наиболее и наименее крутым подъемом вещества дисковым ветром соответственно. Модель E занимает промежуточное положение. Для наглядности для $UV$ диапазона на рис. 4–6 показаны также трехмерные модели таких поверхностей. Источником непрозрачности в этих моделях является пылевая компонента ветра. Для рентгеновского диапазона аналогичная информация представлена на рис. 7.

 

Рис. 3. Два левых графика показывают сечение поверхности $\tau =1$ для моделей C и G в полосе $V$ для четырех значений $M_w$ (указаны в рамках), на правом графике приведено сравнение поверхностей $\tau =1$ для моделей C, E и G в полосе $V$ при $M_w={10}^{-8.5}{M}_{\odot }$ в год.

 

Рис. 4. Поверхности $\tau =1$ для модели G в диапазоне $UV$ для двух значений $M_w$.

 

Рис. 5. Сравнение поверхностей $\tau =1$ для моделей C и G, в диапазоне $UV$.

 

Рис. 6. Сравнение сечений поверхностей $\tau =1$ для модели C, в диапазонах $V$ и $UV$ для различных значений $M_w$, справа – трехмерные изображения поверхностей $\tau =1$.

 

Рис. 7. Слева: сравнение поверхностей $\tau =1$ для модели E для трех значений энергии фотонов при $M_w={10}^{-8}{M}_{\odot }$/год. Черным цветом изображены поверхности $\tau =1$ для рентгеновского диапазона: сплошная линия отвечает энергии 0.3 кэВ, пунктирная – 1.0 кэВ, а штрихпунктирная – 3.0 КэВ. Справа: трехмерное изображение поверхностей $\tau =1$ для модели E и энергии фотонов 0.3 и 1.0 кэВ, при темпе истечения $M_w={10}^{-8}{M}_{\odot }$/год.

 

Назовем угол $i_{\tau =1}$ критическим, если при бо́льших углах $i$ оптическая толщина дискового ветра превышает 1. Критические углы, как легко понять, совпадают для случаев внешнего наблюдателя и центрального источника и зависят от темпа истечения и модели ветра. В табл. 2 приведены значения $i_{\tau =1}$ для видимого и ультрафиолетового диапазонов спектра и четырех значений темпа истечения в интервале $M_w={10}^{-7}-{10}^{-10}{M}_{\odot }$. Заметим, что, согласно моделям магнитоцентробежного ветра (см., например, Кенигл, Пудриц, 2000), темп истечения в магнитоцентробежном ветре примерно в 10 раз меньше темпа аккреции. С учетом этого принятому интервалу значений $M_w$ соответствует интервал значений темпа аккреции ${\dot{M}}_a\approx {10}^{-6}-{10}^{-9}{M}_{\odot }$/год, характерный для основной массы звезд типа Т Тельца (см., например, Хартманн и др., 2016).

 

Таблица 2. Критические углы $i_{\tau =1}$ для полосы V и вблизи линии $L_{\alpha }$

Модель	Темп истечения,$M_{\odot }$/год
	$M_w={10}^{-7}$		$M_w={10}^{-8}$		$M_w={10}^{-9}$		$M_w={10}^{-10}$
	$V$	$L_{\alpha }$	$V$	$L_{\alpha }$	$V$	$L_{\alpha }$	$V$	$L_{\alpha }$
C	16	4	43	29	79	60	–	–
E	14	5	54	32	80	72	–	–
G	22	10	64	44	81	75	–	84

 

4.2. Критические углы в рентгеновском диапазоне

Рассмотрим теперь такую же задачу для рентгеновского диапазона. В табл. 3 приведены критические углы, определяющие условия видимости источника излучения для внешнего наблюдателя в зависимости от энергии фотонов. Заметим, что в таблице отсутствуют значения для энергии фотона 10 кэВ, так как в этом случае поглощение в дисковом ветре оказалось слишком малым для всех рассмотренных моделей.

 

Таблица 3. Критические углы $i_{\tau =1}$ для рентгеновского излучения в зависимости от энергии фотона

Модель	Энергия, кэВ	$lg M_w, M_{\odot }$/год
		-7	-8	-9	-10
	0.3	2	19	48	82
	1.0	22	50	84	–
C	3.0	58	–	–	–
	0.3	3	19	61	82
	1.0	22	64	82	–
E	3.0	71	84	–	–
	0.3	6	28	69	82
	1.0	32	71	83	–
G	3.0	75	84	–	–

 

На рис. 7 слева показано сравнение сечений поверхностей $\tau =1$ для трех рассматриваемых энергий. Рисунок выполнен для модели E при темпе истечения $M_w={10}^{-8}{M}_{\odot }$/год, но его вид качественно отражает ситуацию во всех рассматриваемых моделях. Наибольшее поглощение достигается в мягком рентгеновском диапазоне ( $E_{ph}=0.3$ кэВ). При этом поверхности $\tau =1$ для видимого (синяя линяя) и УФ (красная линяя) диапазонов всегда расположены между поверхностями, соответствующими энергиям 0.3 и 1.0 КэВ (сплошная и пунктирные линии соответственно), для всех моделей и всех значений темпа истечения. Заметим, что мягкое рентгеновское излучение аккреционных пятен, образующееся при аккреции за фронтом ударной волны (Ламзин, 1998), частично поглощается также в магнитосферах звезд типа Т Тельца в падающем на звезду потоке газа (Додин, 2018).

4.3. Дисковый ветер, как источник собственного излучения

Предполагая нормальный химсостав газа и используя значения двухтемпературного планковского коэффициента поглощения $k_p$ из статьи Малыгина и др. (2014), оценим долю излучения звезды, поглощенную газовой компонентой ветра. Согласно рис. 2 из статьи этих авторов, при $T_{eff}={10}^{4}K$ и температуре газа в интервале $\approx$ 1800–6000 K² величина $k_p\approx 5.5\times {10}^4$ см²/г. С уменьшением эффективной температуры звезды планковский средний коэффициент поглощения быстро уменьшается при $T_{eff}=8000$ K соответствующее значение $k_P\approx 6.2\times {10}^3$ см²/г; при $T_{eff}=6000$ K величина $k_P\approx$ 280 см²/г. Характерной температуре звезд типа Т Тельца 4000 K соответствует среднее значение $k_P\approx$ 16 см²/г. Столь сильная зависимость $k_p$ от температуры центрального источника означает, что у звезд типа Т Тельца с интенсивной аккрецией основной вклад в поглощенное ветром излучение должны давать горячие аккреционные пятна на поверхности звезд. Поскольку коэффициент поглощения околозвездной пыли быстро растет с уменьшением длины волны излучения (см., например, Натта, Уитни, 2000), такой же вывод справедлив и по отношению к пылевой компоненте дискового ветра, ответственной за тепловое излучение диска в ближней ИК-области спектра.

Обозначим через $\delta L$ долю полной светимости звезды, поглощенную в ветре. Очевидно, это есть

${\delta }_L=1-{\int }_0^{\pi /2}{e}^{-\tau \left(\theta \right)}\sin \theta d\theta ,$ (5)

где $\tau \left(\theta \right)$ – планковская оптическая толщина ветра в направлении $\theta$, угол $\theta$ отсчитывается от оси диска.

На рис. 8 представлены результаты численного интегрирования. Видно, что доля поглощенного ветром излучения чувствительным образом зависит не только от темпа истечения в ветре и температуры звезды, но также и от модели ветра. При $T_{eff}$ = 4000 К и темпе истечения $M_w={10}^{-8}{M}_{\odot }$год, (что соответствует примерно на порядок более высокому темпу аккреции) доля поглощенного излучения в модели С $\delta L$ = 10%. С повышением эффективной температуры звезды $\delta L$ увеличивается, достигая в этой же модели 97% при $T_{eff}={10}^4$ K, что объясняется увеличением коэффициента поглощения с уменьшением длины волны излучения.

 

Рис. 8. Доля светимости звезды, поглощенной в дисковом ветре, в моделях C и G для четырех значений эффективной температуры звезды.

 

Отсюда следует важный вывод: у звезд типа Т Тельца с высоким темпом аккреции основной вклад в излучение дискового ветра дает не фотосфера звезды, а ультрафиолетовое излучение горячих аккреционных пятен на ее поверхности. По этой причине изменение темпа аккреции, определяющего светимость пятен, будет напрямую влиять на ИК-светимость звезды в ближней ИК-области спектра.

4.4. Дисковый ветер и рентгеновское излучение звезд типа Т Тельца

Отдельно отметим важность изучения влияния вещества ветра на излучение звезд типа Т Тельца (TTS) в рентгеновском диапазоне. Звезды этого типа обладают мощными магнитными полями, ответственными за аккрецию околозвездного вещества и нагрев обширных, рентгеновских корон (Фейгельсон, Монтмерль, 1999). Их высокоэнергичное корональное излучение, наряду с излучением, возникающим в результате аккреции, существенно влияет на эволюцию околозвездных дисков. Электронные температуры порядка 10⁷ K, а также мощные рентгеновские вспышки (Гюдель и др., 2004; Стельцер и др., 2006; Франсиозини и др., 2006), указывают на корональное происхождение рентгеновского излучения звезд типа Т Тельца. Тем не менее, из наблюдений давно известен факт дефицита рентгеновского излучения у TTS, находящихся на ранних стадиях эволюции (так называемых, классических звезд типа Т Тельца или CTTS) – по сравнению со звездами Т Тельца со слабыми линиями (WTTS) (Телесчи и др., 2007). Низкая рентгеновская светимость CTTS не связана ни с периодом вращения, так как в процессе наблюдений не обнаружена антикорреляция между рентгеновской светимостью и периодом обращения этих звезд (Прейбиш и др., 2005), ни с особенностями внутреннего строения TTS (Кеньон, Хартманн, 1995).

Антикорреляция между темпом аккреции и рентгеновской светимостью может быть следствием того, что: а) аккреция влияет на структуру силовых линий звездного магнитного поля, искажая их (Флаккомио и др., 2003; Телесчи и др., 2007), б) газ, движущийся вдоль силовых линий магнитного поля к поверхности звезды, эффективно поглощает УФ- и мягкий рентген (Прейбиш и др., 2005; Додин, 2018), в) рентгеновское излучение поглощается в околозвездной среде и дисковом ветре. В настоящей статье мы рассматриваем последний случай.

По оценкам Холленбаха и Горти (2009) жесткое рентгеновское излучение ( $\ge$1 кэВ) способно проникать сквозь вещество дискового ветра и ионизовать околозвездный диск при темпе аккреции ${\dot{M}}_a\le 4\times {10}^{-7}{M}_{\odot }$ в год. В то время как мягкий рентген ($\le$ 0.2 кэВ) и УФизлучение экранируются ветром и способны внести вклад в ионизацию вещества диска только при ${\dot{M}}_a\le 8\times {10}^{-9}{M}_{\odot }$ в год. Эти оценки в целом согласуются с результатами наших расчетов, представленными в табл. 3 и 4. Они показали, что кроме темпа аккреции важную роль играют также параметры магнитного поля диска, оказывающие сильное влияние на вертикальную структуру ветра.

5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В ходе этой работы были исследованы три модели магнитоцентробежного дискового ветра из работ Сафье (1993а, б) и определен их вклад в оптические характеристики ветра в оптическом, УФ- и рентгеновском диапазонах. Коротко подведем итоги и суммируем полученные результаты:

1. Построены поверхности одинаковой оптической толщины $\tau =1$ и рассчитаны предельные углы $i_w$ между осью диска и направлением на наблюдателя, такие, что при углах, больших $i_w$, оптическая толщина на луче зрения превышает 1. Результаты представлены в табл. 3 и 4.

Эти предельные углы полезно знать при планировании наблюдений и их интерпретации. Они дают общее представление о характере распространения излучения центрального источника. Малые предельные углы означают, что излучение звезды испытывает сильное поглощение ветром, особенно в УФ- и мягком рентгеновском диапазонах, что в результате приводит к экранированию периферийных областей диска: они слабее освещаются звездой и, следовательно, вносят меньший вклад в интенсивность излучения системы и в фотоиспаряющийся ветер. Наибольший вклад в экранирование дает модель С с начальным углом подъема дискового ветра относительно плоскости диска 30˚. Расчеты показали, что для жесткого рентгеновского излучения с энергией $\ge$10 кэВ дисковый ветер прозрачен во всех рассмотренных моделях и при всех значениях темпа потери массы.

2. Мы оценили также долю излучения звезды δL, поглощенную дисковым ветром. Для звезд типа Т Тельца с высоким темпом аккреции эта доля может достигать значений, близких к 1. Как и в случае предельных углов, наибольший эффект получается в моделях С. При этом, чем выше температура центрального источника, тем выше доля поглощенного ветром излучения. Это свойство дискового ветра присуще как газовой, так и пылевой компонентам ветра. Это означает, что излучение горячих аккреционных пятен на звезде может быть важнее для термодинамики ветра, чем излучение фотосферы звезды с эффективной температурой 4000 K.

Суммируя сказанное выше, можно утверждать, что дисковый ветер звезд типа Т Тельца не только поглощает излучение центрального источника, препятствуя освещению периферийных областей диска, но и является также потенциально важным источником собственного излучения. Это излучение может компенсировать уменьшение освещенности периферийных слоев диска прямым излучением звезды из-за поглощения в дисковом ветре, и это обстоятельство необходимо учитывать при моделировании распределения энергии в спектрах звезд типа Т Тельца с интенсивной аккрецией.

При повышении темпа аккреции (а следовательно, темпа истечения вещества) растет полное поглощение, причем как в полосе $V$, так и в рентгеновском диапазоне. Корреляция этих величин действительно наблюдается у ряда звезд типа T Тельца с переменной околозвездной экстинкцией (Принсипи и др., 2016). Как следствие, у таких звезд также наблюдается антикорреляция между светимостью в рентгеновском диапазоне и темпом аккреции (Шнайдер и др., 2018). Обе этих зависимости получают естественное объяснение в рамках рассмотренных моделей: чем выше темп аккреции, тем интенсивнее дисковый ветер, тем сильнее поглощение в рентгеновском диапазоне.

БЛАГОДАРНОСТИ

Авторы благодарят анонимного рецензента за полезные замечания.

 

¹ Сравнение с результатами МГД расчетов Романовой и др. (2009) показывает, что ветер в моделях Сафье получается более пологим на начальных фазах ускорения по сравнению с коническим ветром в моделях указанных выше авторов.

² В моделях Сафье (1993) этот температурный интервал соответствует наиболее плотной области дискового ветра, в которой происходит ускорение газа.

Sobre autores

М. Альбрант

Санкт-Петербургский государственный университет

Autor responsável pela correspondência
Email: vgcrao@mail.ru
Rússia, Санкт-Петербург

В. Гринин

Санкт-Петербургский государственный университет; Главная (Пулковская) астрономическая обсерватория РАН

Email: vgcrao@mail.ru
Rússia, Санкт-Петербург; Санкт-Петербург

Т. Ермолаева

Главная (Пулковская) астрономическая обсерватория РАН

Email: vgcrao@mail.ru
Rússia, Санкт-Петербург

Bibliografia

Arquivos suplementares