Указанное заключение подтверждается фотографиями оболочек новых, на которых видны отдельные сгустки вещества в оболочках. Первоначально такие сгустки были обнаружены в оболочке Новой Живописца 1925 г. (и на основании этого была сделана не оправдавшаяся потом гипотеза об образовании кратных звёзд при вспышках новых). Два ярких сгустка наблюдались также в оболочке Новой Геркулеса 1934 г. Движением этих сгустков с разными лучевыми скоростями объясняется раздвоение эмиссионных линий в спектре новой.

Для интерпретации отклонений от сферичности оболочек новых звёзд Э. Р. Мустелем было высказано предположение о сильных магнитных полях этих звёзд. Если, например, считать, что поле имеет характер диполя, то выброшенный из звезды ионизованный газ будет испытывать наименьшее торможение в полярных направлениях, где газ движется примерно по силовым линиям. Поэтому количество выброшенного вещества в полярных направлениях будет наибольшим.

Можно также думать, что отклонение оболочек новых звёзд от сферичности вызывается вхождением этих звёзд в тесные двойные системы. Согласно В. Г. Горбацкому, выброшенная при вспышке оболочка взаимодействует с веществом, которое непрерывно истекает из системы и концентрируется в орбитальной плоскости. В результате этого взаимодействия оболочка тормозится в орбитальной плоскости и расширяется без заметного торможения в перпендикулярном направлении.

5. Новая Геркулеса 1934 г.

Одной из наиболее интересных и хорошо изученных новых является Новая Геркулеса 1934 г. Её нужно отнести к «особенным» новым, так как по изменениям блеска и спектра она значительно отличается от большинства новых звёзд.

Рис. 40

Кривая блеска Новой Геркулеса 1934 г. изображена на рис. 40. Блеск звезды, возросший сначала с 14—15^𝑚 до 1^𝑚,3 (22 декабря), затем медленно убывал в течение трёх с лишним месяцев. В это время спектр звезды принадлежал к классу F с эмиссионными линиями 𝙷, 𝙵𝚎 II, 𝙲𝚊 II и др. В апреле 1935 г. блеск новой быстра упал до 13^𝑚,1, затем поднялся приблизительно на 7^𝑚, после чего стал снова медленно убывать. После апрельского минимума спектр новой стал типичным для газовых туманностей. Увеличение интенсивностей линий этого спектра и обусловило возрастание блеска новой на семь звёздных величин.

Объяснение изменений блеска и спектра Новой Геркулеса 1934 г. заключается в следующем. В течение первых трёх месяцев после начала вспышки происходило мощное выбрасывание вещества из звезды, приведшее к образованию вокруг неё очень протяжённой оболочки. Однако самые внешние части оболочки в этот период не светились, так как до них не доходило ультрафиолетовое излучение звезды. Это излучение поглощалось ближайшими к звезде слоями оболочки, которые перерабатывали его в излучение более низких частот в непрерывном спектре, т.е. играли роль протяжённой фотосферы. В апреле мощность истечения вещества из звезды внезапно упала, протяжённая фотосфера рассеялась и блеск новой в видимой части спектра сильно уменьшился. При этом открылась очень горячая звезда (с температурой около 70 000 K ), под действием ультрафиолетового излучения которой началось свечение самых внешних, разрежённых частей оболочки, аналогично свечению газовых туманностей, благодаря чему блеск новой в видимой части спектра стал опять возрастать. Этот процесс возрастания блеска новой продолжался до тех пор, пока интенсивность эмиссионных линий спектра оболочки не пришла в соответствие с ультрафиолетовым излучением звезды. Дальнейшее медленное ослабление блеска новой связано с постепенным рассеянием небулярной оболочки.

Большой интерес представляет рассмотрение свечения оболочки Новой Геркулеса после апрельского минимума блеска. Дел в том, что в теоретической астрофизике обычно делается предположение о существовании в звёздных оболочках лучистого равновесия. Даже в тех случаях, когда изменение физических условий в оболочках происходит очень быстро, всё-таки считается, что лучистое равновесие успевает установиться. Иначе говоря, развитие оболочки мыслится как прохождение через последовательность равновесных состояний. Однако в некоторых случаях оболочки светятся при отсутствии лучистого равновесия. Одним из наиболее ярких примеров такого свечения и является оболочка Новой Геркулеса после минимума блеска в апреле. Мы уже видели, что хотя в момент минимума блеска до небулярной оболочки и доходили ультрафиолетовые кванты звезды, она ещё не светилась. Лучистое равновесие в этот момент явно отсутствовало. В дальнейшем развитие оболочки шло в направлении установления лучистого равновесия. Процесс этот можно считать закончившимся лишь к моменту вторичного максимума блеска.

Займёмся теоретической интерпретацией свечения оболочки Новой Геркулеса после апрельского минимума блеска. Для простоты рассмотрим водородную оболочку постоянной плотности. Допустим, что оболочка обладает сферической симметрией, причём её толщина значительно меньше её расстояния от звезды (𝑟₂-𝑟₁≪𝑟₁).

Пусть 𝑛₁(𝑟,𝑡) и 𝑛⁺(𝑟,𝑡) — соответственно число нейтральных и ионизованных атомов в 1 см³ на расстоянии 𝑟 от звезды в момент 𝑡, а 𝑛 — общее число атомов водорода в 1 см³, так что

𝑛₁(𝑟,𝑡)

+

𝑛⁺(𝑟,𝑡)

=

𝑛

.

(29.15)

В начальный момент времени, за который мы примем момент внезапного увеличения температуры звезды, все атомы оболочки не ионизованы, т.е. 𝑛₁(𝑟,0)=𝑛 и 𝑛⁺(𝑟,0)=0.

В дальнейшем происходит ионизация атомов при поглощении квантов, излучаемых звездой за границей лаймановской серии. Число таких квантов, падающих на 1 см² внутренней границы оболочки за 1 с, обозначим через 𝐻. Если обозначить через 𝑘 коэффициент поглощения, рассчитанный на один атом, то общее число ионизаций, происходящих за 1 с в 1 см³ на расстоянии 𝑟 от звезды в момент 𝑡, будет равно

𝑛₁(𝑟,𝑡)

𝑘𝐻

𝑒

^{-τ(𝑟,𝑡)}

,

где τ(𝑟,𝑡) — оптическое расстояние данного места от внутренней границы оболочки, т.е.

τ(𝑟,𝑡)

=

𝑟

∫

𝑟₁

𝑛₁(𝑟,𝑡)

𝑘

𝑑𝑟

.

(29.16)

Наряду с ионизацией в оболочке идут также обратные процессы, т.е. рекомбинации. Число рекомбинаций на 𝑖-й уровень, происходящих за 1 с в 1 см³ на расстоянии 𝑟 от звезды в момент 𝑡, равно

𝑛

_𝑒

(𝑟,𝑡)

𝑛⁺(𝑟,𝑡)

𝐶

_𝑖

𝐶(𝑇

_𝑒

)

,

где 𝑛_𝑒(𝑟,𝑡) — число свободных электронов в 1 см³.

В каждом месте оболочки изменение числа ионов равно разности между числом ионизаций и числом рекомбинаций. Поэтому мы имеем

∂𝑛⁺

∂𝑡

=

𝑛₁

𝑘𝐻𝑒

^-τ

-

𝑛

_𝑒

𝑛⁺

∞

∫

𝑖=2

𝐶

_𝑖

.

(29.17)

В уравнении (29.17) не учтены рекомбинации на первый уровень и ионизации под действием диффузного излучения оболочки, так как эти процессы компенсируют друг друга.

Таким образом, задача об определении изменения числа ионизованных атомов в оболочке сводится к решению уравнения (29.17) при условиях (29.15) и (29.16). Здесь мы не будем заниматься подробным решением этого уравнения, а приведём лишь некоторые результаты.

Пусть оптическая толщина оболочки за пределом лаймановской серии в начальный момент времени гораздо больше единицы, т.е. τ(𝑟₂,0)≫1. Пусть, далее, излучение звезды настолько сильное, что оно способно создать в оболочке степень ионизации, значительно превосходящую единицу (𝑛⁺/𝑛₁≫1). В таком случае для каждого момента времени оболочка может быть разделена на две области: «ионизованную» (𝑛⁺≫𝑛₁) и «неионизованную» (𝑛⁺≪𝑛₁) с очень резкой границей между ними, и процесс постепенного усиления ионизации в оболочке может рассматриваться как перемещение границы между указанными областями. Приблизительно упомянутая граница находится там, где в данный момент τ≈1. Такой результат вполне понятен, так как до тех пор, пока для рассматриваемого слоя τ≫1, ионизующее излучение звезды до него не доходит. Только тогда, когда благодаря ионизации ближайшей к звезде части оболочки её оптическая толщина становится порядка единицы, начинается ионизация в этом слое.