WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
-- [ Страница 1 ] --

МОСКОВСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ им. М.В.ЛОМОНОСОВА Государственный Астрономический институт им. П.К.Штернберга

На правах рукописи

КРЫЛОВ АЛЕКСАНДР ВИКТОРОВИЧ УДК 524.386:358 ВЫСОКОТОЧНАЯ

ЭЛЕКТРОФОТОМЕТРИЯ ЗАТМЕННЫХ ДВОЙНЫХ СИСТЕМ С ЭЛЛИПТИЧЕСКИМИ ОРБИТАМИ RR РЫСИ И AR КАССИОПЕИ Специальность 01.03.02 астрофизика, радиоастрономия Диссертация на соискание ученой степени кандидата физикоматематических наук

Научный руководитель доктор физ.-мат. наук Х.Ф.ХАЛИУЛЛИН МОСКВА 2003 СОДЕРЖАНИЕ ВВЕДЕНИЕ........................................................................................................... 5 ГЛАВА I. ИССЛЕДОВАНИЕ ВОЗМОЖНОСТИ И ТОЧНОСТИ ОПРЕДЕЛЕНИЯ ФИЗИЧЕСКИХ И ГЕОМЕТРИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ ЗАТМЕННЫХ СИСТЕМ С ЭЛЛИПТИЧЕСКИМИ ОРБИТАМИ НА ПРИМЕРЕ АНАЛИЗА КРИВОЙ БЛЕСКА RR РЫСИ............................... 13 § 1.1. Основные теоретические соотношения, определяющие скорость вращения эллиптической орбиты изза приливной и вращательной деформации компонент и эффектов общей теории относительности.............................. 13 § 1.2. Краткое описание итерационного метода дифференциальных поправок для решения кривых блеска систем с эксцентричными орбитами.............................. 21 § 1.3. Оценка доверительных элементов, интервалов определенных для из фотометрических ГЛАВА II. § 2.1. § 2.2.

анализа фотоэлектрических кривых блеска RR Рыси............. 28 РАЗРАБОТКА ЧЕТЫРЕХКАНАЛЬНОГО ЗВЕЗДНОГО WBVR- ЭЛЕКТРОФОТОМЕТРА................................... 39 Обоснование конструкции фотометра и постановка задачи............................................................................................. 39 Основные узлы и принцип работы четырехканального фотометра на основе полупрозрачных алюминиевых слоев: а). Светоделительный блок.......................................................... 41 б). Оптическая схема.................................................................... 44 в). Электрическая схема............................................................... г). Фотометрическая система....................................................... 48 §2.3. Четырехканальный WBVR-электрофотометр с дихроичными светоделителями:................................................ 52 а). Основные свойства дихроичных покрытий и светоделительный блок фотометра............................................. 53 б). Оптическая схема на основе дихроичных светоделителей.............................................................................. 60 в). Спектральные кривые чувствительности каналов............... 63 г). Оценка поляризационных эффектов...................................... 65 § 2.4. Эффективность работы четырехканального электрофотометра как при индивидуальных, так и массовых, каталожных, измерениях звезд................................. 67 ГЛАВА III. ВЫСОКОТОЧНАЯ WBVR ЭЛЕКТРОФОТОМЕТРИЯ ЗАТМЕННОЙ ДВОЙНОЙ СИСТЕМЫ RR РЫСИ....................................................................................... 73 § 3.1. § 3.2. § 3.3. Краткая история иследований системы и постановка задачи............................................................................................. 73 Многоцветные фотоэлектрические наблюдения RR Lyn в фотометрической системе WBVR.............................. 75 Определение фотометрических элементов системы итерационным методом дифференциальных поправок......................................................................................... 80 § 3.4. § 3.5. § 3.6. Абсолютные параметры и эволюционный статус компонент...................................................................................... 84 Эффекты бланкетирования и оценка "металличности" компонент...................................................................................... 90 Основные результаты исследования системы RR Рыси......................................................................................... ГЛАВА IV.

МНОГОЦВЕТНАЯ ФОТОМЕТРИЯ ЗАТМЕННОЙ ДВОЙНОЙ ЗВЕЗДЫ AR КАССИОПЕИ В ФОТОМЕТРИЧЕСКОЙ СИСТЕМЕ WBVR......................................... § 4.1. § 4.2.

Библиографический обзор фотометрических и спектроскопических исследований AR Cas............................... 95 Абсолютная и дифференциальная фотометрия AR Кассиопеи в Тянь-Шаньской обсерватории ГАИШ МГУ с четырехканальным WBVR-электрофотометром.......... § 4.3. § 4.4. § 4.5.

Решение кривых блеска и определение фотометрических элементов системы................................................ 99 Оценка возраста системы и исследование природы ультрафиолетового избытка главной компоненты................. 110 Исследование вращения эллиптической орбиты AR Касиопеи и определение апсидального параметра главной компоненты................................................................... § 4.6.

Основные выводы по результатам исследования AR Cas.......................................................................................... ЗАКЛЮЧЕНИЕ................................................................................................... 120 СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ.................................................................................. 123 ПРИЛОЖЕНИЕ................................................................ ВВЕДЕНИЕ Трудно представить развитие современной астрофизики без открытия затменных двойных систем. Эти системы являются основным источником информации о количественных характеристиках звезд, составляющих звездную пару: массах, радиусах, светимостях, температурах и других данных, без которых невозможно построить цельную картину жизни звезд: их образование, развитие и конечные стадии эволюции. А без теории эволюции звезд нельзя судить об эволюции галактик, да и всей Вселенной в целом, поскольку звезды являются основными кирпичиками, их составляющими. Хотя история переменных звезд, в том числе и затменных систем, уходит в далекие древние века (например, еще в IX X веках арабы знали о переменности яркой звезды Персея и присвоили ей сохранившееся до сих пор название Алголь), история исследования затменных систем началась, повидимому, в конце XVIII века и это начало связывают с именами двух англичан Эдварта Пиготта (1750-1807) и Джона Гудрайка (1764-1786), которые на основе систематических визуальных наблюдений Персея открыли периодичность в изменениях блеска этой звезды и впервые выдвинули гипотезу о ее двойственности и затменной природе изменений ее блеска. Уже в конце XIX века предлагались первые алгоритмы и формулы, позволяющие получить размеры компонент систем типа Алголя с помощью анализа их кривых блеска. (Пикеринг, 1880) Однако общую теорию затменных переменных разработал, в основном, Рессел (1912 а, б). Эта теория, служившая в течение более полувека для практических работ по решению кривых блеска, модифицировалась и уточнялась во многих работах (Фетлаар, 1923;

Пиотровский, 1937, 1948;

Копал 1946, 1950, 1959;

Ирвин, 1947, 1962;

Рессел и Мерилл 1952;

Серковский, 1961). В нашей стране изучение затменных систем имеет глубокие корни благодаря, в основном, многолетней и плодотворной деятельности в этой области выдающихся советских астрофизиков: А.М. В.П.Цесевича, Ими С.М.Блажко, были В.А.Крата, школы Д.Я.Мартынова, Черепащука. основаны исследователей затменных звезд в Одесской астрономической обсерватории (ОАО), в Астрономической обсерватории им. В.П. Энгельгардта (АОЭ), Государственном астрономическом институте им. П.К.Штернберга (ГАИШ), успешно работающие до настоящего времени. Итоги работы этих школ изложены в фундаментальных статьях и монографиях (Зверев и др., 1947;

Мартынов, 1939, 1948, 1981;

Цесевич, 1971;

Шульберг, 1971;

Гончарский, Черепащук и Ягола, 1978, 1985;

Халиуллин, 1997 и др.). В 60-х годах использование ЭВМ привело к коренной ломке старых классических методов анализа кривых блеска двойных звезд, основанных на вычислениях фотометрических фаз затмения с помощью предварительно вычисленных обширных таблиц. Первые попытки применения ЭВМ были тесно связаны с традиционными схемами вычисления, то есть это были те же алгоритмы, но введенные в вычислительную машину (Табачник и Шульберг, 1966;

Табачник, 1971). С появлением более мощных вычислительных средств исследователи все дальше отходили от классических методов (Горак, 1968;

Лавров, 1978). Для затменных систем с сильно деформированными компонентами методика вычисления фотометрических элементов в модели трехосного эллипсоида была предложена Вудом (1971), а в модели Роша Хиллом и Хатчингсоном (1970);

Вилсоном и Девинеем (1971);

Бочкаревым, Карицкой и Шакурой (1975, 1979);

Балог, Гончарским и Черепащуком (1981а,б). Для систем с протяженными атмосферами принципиально новый метод с использованием мощных ЭВМ впервые разработан Черепащуком (1974). Для решения кривых блеска затменных систем с эксцентричными орбитами Халиуллиной и Халиуллиным (1984) был разработан итерационный метод дифференциальных поправок именно этот метод был использован в нашей работе и поэтому более подробно описан в § 1.2 диссертации. В настоящее время известно более 4000 затменных переменных (Холопов и др., 1990, ОКПЗ) и число их постоянно растет. Следует отметить тот факт, что они представляют единственный широкий класс объектов среди двойных звезд, которые могут быть открыты на больших расстояниях не только в нашей Галактике, но и в других галактиках. В то же время, например, спектрально-двойные звезды трудно обнаружить на расстояниях больше 1 2 кпс от Солнца, а для визуально-двойных этот предел составляет всего 100 пс (Копал, 1950). В качестве компонент затменных двойных систем выступают звезды, по-существу, всех известных типов: от звезд главной последовательности различных спектральных классов до пекулярных объектов, находящихся на конечной стадии своей эволюции (гиганты и сверхгиганты, нейтронные звезды и белые карлики, звезды типа ВольфаРайе и кандидаты в “черные дыры” и т. д.). Поэтому любой астрофизик, интересующийся проблемой того или другого класса объектов, может, как правило, найти затменную систему, содержащую такой объект, и досконально исследовать ее, используя преимущества, предоставляемые затменным характером звезды. Почему же в нашей диссертации были выбраны выбраны две системы RR Рыси и AR Кассиопеи из многих других? Дело в том, что кроме многих физических параметров, перечисленных (а еще больше не перечисленных) выше, единственно затменные двойные звезды позволяют как бы "заглянуть" в недра звезды и оценить распределение ее плотности (r) по радиусу. Это связано с тем, что из-за приливной и вращательной деформации компонент эллиптическая орбита системы (большая полуось, или линия апсид) вращается в пространстве с угловой скоростью, зависящей от (r). Поэтому измеряя, мы можем оценить (r). Правда, оцениваются на сегодняшний день только квадрупольные моменты от этого распределения, называемые апсидальными параметрами второго порядка k2. Кроме того, вращение линии апсид происходит также за счет эффектов общей теории относительности (ЛевиСивита, 1937;

Руджобинг, 1959), динамического влияния третьего тела (Мартынов, 1948) и других. При определении апсидального параметра k2 все эти эффекты необходимо учитывать. Теория вращения линии апсид была развита в работах Рессела (1928), Чандрасекхара (1933), Коулинга (1938), Стерна (1939), Мартынова (1948), Копала (1978) и в современных обозначениях популярно изложена в работе Халиуллина (1997 а). Основные формулы, используемые в нашей работе, приведены в параграфе 1.1. К настоящему времени исследовано около 50 затменных систем с эллиптическими орбитами на предмет измерения скорости апсидального вращения их орбит и определения параметра k2 их компонент (Кларет и Гименез, 1993;

Халиуллин, 1997 а, б;

Петрова и Орлов, 1999). Сделаны важные астрофизические выводы на этой основе о соответствии наблюдаемых параметров k2 современным теоретическим моделям для большинства типов звезд. Однако есть ряд систем, для которых наблюдаются значительные несоответствия между теорией и наблюдениями. Особое место в этом ряду занимают AR Cas и RR Рыси, которым посвящено много работ, как фотометрических, так и спектроскопических, и обе были открыты как двойные системы еще в начале ХХ века. Однако, несмотря на почти столетний ряд исследований этих двух ярких звезд Северного неба (V = 4m.89 и 5m.54 для AR Cas и RR Lyn, соответственно), окончательные модели этих систем не были построены и данные разных авторов часто значительно противоречат друг другу. Поэтому.

.

затменные двойные системы с эксцентричными орбитами AR Сas и RR Рыси были включены в тему моей работы и стали основными объектами исследования диссертации. С целью выяснения основных причин несоответствия выводов и результатов работ разных авторов, исследовавших эти двойные системы, мы в Главе I провели анализ кривой блеска RR Рыси с целью оценки доверительных интервалов для фотометрических элементов, определенных из решения фотоэлектрических кривых блеска этой системы. Этот анализ показал, что точности фотоэлектрических наблюдений с obs 0m.010 не достаточно для определения основных фотометрических элементов (r1;

r2;

;

e;

L1 и L2). Вариации этих элементов даже в пределах ±20% (!) удовлетворяют кривой блеска с точностью ±0m.005! Усреднение и накопление разнообразных данных для повышения точности сводной кривой блеска плохо решают задачу как из-за большого и очень "неудобного" орбитального периода (Р=9d.95), так и заметных ошибок редукции (0m.005) разных данных, полученных в разных фотометрических системах в разные периоды времени. Проблема повышения точности наблюдений для второй выбранной нами звезды, AR Cas, стоит не менее остро, поскольку глубины минимумов для этой системы составляют лишь 0m.10 и 0m.03 для MinI и MinII, соответственно. Поэтому для решения задачи построения непротиворечивой системы физических и геометрических характеристик системы AR Cas и RR Рыси, поставленной перед автором диссертации, необходимо было повысить точность фотоэлектрических измерений до obs 0m.003 0m.004. Проблема повышения точности измерений была решена в диссертации, во-первых, за счет наблюдения в лучшие астроклиматические ночи, в основном, в условиях Высокогорной Тяньшаньской обсерватории ГАИШ МГУ и, во-вторых, за счет использования для фотоэлектрических измерений четырехканального звездного электрофотометра, разработанного и изготовленного автором диссертации совместно с В.Г. Корниловым. Поэтому в Главе II диссертации приведены конструктивные особенности основных узлов этого фотометра. Именно, благодаря наблюдениям в лучшие астроклиматические ночи и использованию четырехканального фотометра и эффективного итерационного метода анализа кривых блеска нам удалось решить основную задачу и впервые построить непротиворечивую модель систем AR Cas и RR Lyn. На защиту выносятся следующие основные результаты 1. Разработка конструкции и иследование четырехканального звездного WBVR-электрофотометра, изготовленного как на основе светоделителей с полупрозрачными алюминиевыми слоями, так и на базе дихроичных светоделителей. С участием автора диссертации коллективом сотрудников ГАИШ на этом фотометре проведены абсолютные фотометрические измерения всех звезд Северного неба (до = 16° ) ярче 7.m2 и опубликован Каталог WBVR величин 13 586 звезд и кратных систем. Точность этого каталога для абсолютных наземных измерений уникальна и в полосе V составляет примерно 0.m005. 2. Высокоточные многоцветные фотоэлектрические измерения (obs 0m.004) затменных двойных систем RR Рыси и AR Кассиопеи в фотометрической системе WBVR. 3. Фотометрические и абсолютные параметры систем RR Рыси и AR Кассиопеи, найденные итерационным методом дифференциальных поправок из решения полученных автором кривых блеска. Из-за высокой точности фотометрических измерений впервые удалось построить непротиворечивую систему геометрических и физических характеристик этих систем и установить их эволюционный статус: t = (1.08 ± 0.15)109 лет для RR Рыси, и t = (60 ± 3)106 лет для AR Кассиопеи.

4. Заключение, что химический состав атмосфер обеих компонент системы RR Рыси пекулярен: главная компонента показывает избыток тяжелых элементов ([Fe/H]I = 0.31 ± 0.08), а вторичная их дефицит ([Fe/H]II = 0.24 ± 0.06). Это заключение следует из анализа эффектов бланкетирования в полосах WBVR и находится в качественном и количественном согласии с результатами спектроскопических исследований этой системы. Анализ полученных в диссертации физических характеристик RR Рыси свидетельствует, что эффекты металличности связаны, по-видимому, лишь с поверхностными слоями звезд-компонент, а их ядра имеют нормальный химсостав. 5. Существенное уточнение периода вращения линии апсид эллиптической орбиты AR Кассиопеи (Uobs = 1100 ± 160) лет и первое определение апсидального параметра ее главной компоненты: lg k2,1obs = 2.41 ± 0.08, который оказался в близком соответствии с современными эволюционными моделями звезд. Перечисленные пункты определяют также научную новизну результатов, полученных в диссертации. По теме диссертации опубликовано пять работ. Общий вклад авторов в совместных работах мы считаем равным, однако естественно, что конкретные виды работ (постановка задачи, разработка аппаратуры, наблюдения, обработка данных, анализ результатов и их интерпретация, публикации и др.), как правило, выполняются авторами не в равной степени. В список результатов, вынесенных на защиту, включены те результаты и выводы, в которых вклад автора диссертации был основным или, по крайней мере, равным вкладу других соавторов. Личный вклад автора диссертации в совместных работах можно охарактеризовать следующим образом:

Общее направление работ было задано моим научным руководителем, доктором физико-математических наук Х.Ф. Халиуллиным. Во всех совместных с ним исследованиях ему принадлежит постановка задачи и общее руководство работой, а во всем остальном - вклад равный со всеми соавторами. В совместных работах с В.Г.Корниловым по конструкции и изготовлению четырехканального звездного электрофотометра также считаю общий вклад равным, хотя я, в основном, работал по оптической и механической части фотометра, а В.Г.Корнилов по электронной.

ГЛАВА I. ИССЛЕДОВАНИЕ ВОЗМОЖНОСТИ И ТОЧНОСТИ ОПРЕДЕЛЕНИЯ ФИЗИЧЕСКИХ И ГЕОМЕТРИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ ЗАТМЕННЫХ СИСТЕМ С ЭЛЛИПТИЧЕСКИМИ ОРБИТАМИ НА ПРИМЕРЕ АНАЛИЗА КРИВОЙ БЛЕСКА RR РЫСИ § 1.1. Основные теоретические соотношения, определяющие скорость вращения эллиптической орбиты из-за приливной и вращательной деформации компонент и эффектов общей теории относительности Если представить изолированную от других тел двойную систему в виде двух материальных точек, двигающихся по эллиптической орбите, то в классической механике Ньютона орбита будет неподвижна в пространстве, а согласно общей теории относительности (ОТО) большая полуось орбиты & (линия апсид) будет вращаться с равномерной угловой скоростью rel, определяемой формулой (Леви-Сивита, 1937):

& rel = d 2 3G ( M 1 + M 2 ) =, dt P c 2 a (1 e 2 ) (1.1.1) или в более удобном виде:

P 5 / 3 (1 e 2 ), Urel [год] = 1.8110 (M 1 + M 2 )2 / (1.1.2) где долгота периастра орбиты, M1 и M2 массы компонент в M, a большая полуось относительной орбиты в астрономических единицах, Urel период релятивистского вращения орбиты в годах, е эксцентриситет орбиты, P орбитальный период двойной системы в сутках. Сферические массы сводимы к материальным точкам, и поэтому орбита двойной системы, состоящей из сферических компонент, также должна вращаться согласно ОТО в соответствии с формулой (1.1.2). Однако из-за приливной и вращательной деформации компонент фигуры звезд деформируются и возникают дополнительные силы, приводящие к вращению орбиты. В соответствии с теорией этого вопроса, развитой в работах Рессела (1928), Чандрасекхара (1933), Каулинга (1938), Стерна (1939) и других, скорость этого вращения в современных обозначениях определяется простым соотношением (Халиуллин, 1997 а):

P = C1 k 2,1 + C 2 k 2,2, U cl (1.1.3) Здесь Ucl период вращения линии апсид за счет приливной и вращательной деформации компонент (классический член), k2,1 и k2,2 параметры апсидального вращения компонент. Индексы у постоянных Ci и вторые индексы у параметра k2,i обозначают принадлежность к главной (i = 1) или вторичной (i = 2) компонентам. Постоянные C1 и C2 зависят от наблюдаемых геометрических и физических характеристик двойной системы:

r, i R M Ci = i { 3i 15 f ( e) + a Mi k 5 M (1 + 3i ) g ( e)}, Mi (1.1.4) где f ( e) = (1 + 32 14 1, e + e) 2 8 (1 e 2 ) (1.1.5) (1.1.6) g(e) = (1 – e2) 2 Здесь R i,и r, i – радиус и угловая скорость осевого вращения i-й k компоненты, соответственно, – средняя угловая скорость орбитального вращения. Обычно принимается i = 1 и название "главная" для более массивной компоненты, хотя возможны отклонения: в затменных звездах, например, главной считается компонента с большей поверхностной яркостью. Предполагается, что векторы осевого и орбитального вращения параллельны. Случаи отклонения от этого условия и возникающие при этом эффекты рассмотрены Копалом (1978), Баркером и О'Коннеллом (1978) и Шакурой (1985). Апсидальные параметры k2, входящие в формулу 1.1.3, вводятся посредством соотношения:

kj = j + 1 j ( R) 2( j + j ( R )), (1.1.7) где функции j(r) равны нулю в центре звезды (r = 0) и определяются через следующее дифференциальное уравнение первого порядка:

r d j dr + (r) ( + 1) + j ( j 1) = j ( j + 1) (r ) j (1.1.8) Здесь индекс j определяет порядок параметра, r расстояние от центра звезды до данного слоя, (r) локальное значение плотности, (r) средняя плотность внутри сферы радиуса r, R радиус всей конфигурации (звезды) и, следовательно, j(R) значение функции j на поверхности звезды. Уравнение (1.1.8), которое часто называют "уравнением Радо", обычно решается методом Рунге-Кутта для распределения плотности (r), получаемого на основе модельных расчетов внутренней структуры звезды. Для приближенный вычислений можно воспользоваться простой формулой:

kj = 3( j + 2) 1 R ( r ) 2 j 0 r dr, 2 j + 1 R 2 j +1 ( r ) (1.1.9) справедливой при (r) /(r) << 1. Соотношение (1.1.9), хотя и весьма приближенное, дает наиболее наглядную характеристику (физический смысл) популярных и широко используемых параметров kj. В связи с тесной связью с (r), величины kj называются также параметрами внутренней структуры звезды. На сегодняшний день практическую ценность с точки зрения рассматриваемой проблемы имеют лишь величины k2 апсидальные параметры второго порядка (j = 2). Параметры других порядков дают пренебрежимо малый вклад в апсидальное движение.

Измерив все величины, входящие в (1.1.3) и (1.1.4), можно найти "наблюдаемое" значение kobs2, а из модельных расчетов (r) и последующего решения уравнения Радо (1.1.8) kth2. Сравнение kobs2 и kth2 и является наблюдательным тестом для задействованных здесь теорий. Однако, как видно из соотношения (1.1.3), мы не можем определить из наблюдений параметры k2,1 и k2,2 по отдельности.

P 1, C1 + C2 U cl Определяется лишь их средневзвешенное значение:

k 2obs = (1.1.10) где весами являются величины Ci, введенные выше соотношением (1.1.4). Очевидно, для возможности сравнения и теоретические значения величин kth2 должны быть усреднены с теми же весами Ci:

k th 2 th th C1k 2,1 + C 2 k 2, 2 = C1 + C (1.1.11) Отметим, что из-за причин, связанных с наблюдательной селекцией, физические характеристики компонент ТДС, пригодных для подобных сравнений, обычно различаются мало. Поэтому такое усреднение, как правило, не очень сильно "замывает" картины сравнения типа: (kobs2 kth2) = f(M) Следует остановиться еще на одном моменте. В связи со сложностью определения из наблюдений угловой скорости осевого вращения r,i, величины (r,i/k)2, входящие в (1.1.4), для большинства двойных систем неизвестны. Теоретические оценки показывают, что приливное трение должно приводить к быстрой синхронизации орбитального и осевого вращения в ТДС (Копал, 1978). Однако в эллиптической орбите орбитальная угловая скорость k(u) зависит от истинной аномалии u и сильно меняется по орбите. Таким образом не совсем ясно, при каком значении k(u) должно это происходить. Специально поставленные статистические исследования (Свингс, 1936) свидетельствуют, что синхронизация наступает при значении k(u) для периастра. Поэтому при неизвестных r,i обычно принимается:

r,1 r,2 1+ e = = (1 e) 3 k k 2 (1.1.12) Этот вывод подтверждается и более современными данными (Кларет и Гименез, 1993). Классическое направлению и, кроме того:

& obs = P ;

U obs движение линии апсид происходит в том же Если направлении, что и релятивистское, и оба движения совпадают по с орбитальным движением компонент двойной. обозначить через Uobs наблюдаемый (общий) период апсидального движения P ;

U rel P, U cl & rel = & cl = (1.1.13) то & & & cl = obs rel ;

U cl = P 2 & cl (1.1.14) & Очевидно, что все угловые скорости вращения линии апсид в приведенных соотношениях выражены в радианах за орбитальный период [рад./цикл]. Как & видим, учет релятивистского члена сводится к простому вычитанию rel из & общей наблюдаемой obs. В то же время, например, гравитационное воздействие третьего тела может привести как к прямому, так и к обратному апсидальному движению в зависимости от взаимной ориентации орбит (Мартынов, 1971). Возвращаясь к соотношениям (1.1.2);

(1.1.3) и (1.1.4), видим, что для определения апсидальных параметров k2 и построения полной физической и геометрической модели двойной системы с эллиптической орбитой необходимо найти наблюдаемый период вращения линии апсид Uobs, а также радиусы компонент Ri, их массы Mi, долготу периастра и эксцентриситет орбиты е. Поскольку Ci (Ri/a)5, мы должны знать относительные радиусы с высокой точностью (~ 1%), что возможно только в случае, если система является затменной, как в случае выбранных нами звезд AR Cas и RR Lyn. Относительные радиусы и светимости компонент, а также эксцентриситет и долгота периастра орбиты определяются из решения кривой блеска затменной системы, о чем пойдет речь в следующем параграфе. Здесь мы еще остановимся кратко на определении периода апсидального вращения Uobs. На рис 1.1.1 показана схема относительной орбиты главной компоненты ТДС. Здесь и далее: ° линия узлов, А и П положения апостра и периастра, соответственно, АП линия апсид, долгота периастра, истинная аномалия, i наклонность орбиты. Когда мы видим орбиту с ребра (i 90°), то при орбитальном движении компоненты периодически затмевают друг друга, и в итоге может быть построена кривая блеска ТДС, показанная ниже на этом же рисунке. Видно, что из-за эллиптичности орбиты вторичный минимум (Min II - затмение вторичной компоненты главной) обычно расположен не посередине между двумя последовательными главными минимумами, и его относительное положение определяется значениями e и. Поэтому в случае поворота линии апсид (изменения ) Min II будет циклически смещаться относительно фазы 0.5P в ту или другую сторону с периодом Uobs, равным времени полного оборота орбиты в пространстве. При этом, очевидно, будут меняться формы обоих минимумов. Подробное рассмотрение вопроса приводит к следующим соотношениям для моментов главного T1 и вторичного T2 минимумов: Min I T1 = T/2 + PE + 1(), Min II T2 = T/2 + P/2 + PE + 2(), где & = /2 + obs E, (1.1.15) (1.1.16) (1.1.17) гл. комп. А Положение гл. комп. при Min I ° П Положение гл. комп. при Min II к наблюдателю Min I Min II Рис. 1.1.1. Схема относительной орбиты главной компоненты ТДС а периодические члены, зависящие от, определяются следующим выражением:

1, 2 = m p P 2 1 + 2 1 e2 2P 1 + 3 1 e2 cos 3 (1.1.18) e cos + e e3 sin 2 ± 3 2 (1 + 1 e 2 ) 3 2 2 (1 + 1 e 2 ) и поэтому:

T2 T1 = 2P 3 1 + 3 1 e2 P 2P cos 3 + e cos e 2 3e (1 + 1 e 2 ) (1.1.19) Обозначим через PI и PII периоды следования Min I и Min II, соответственно. При вращении эллиптической орбиты эти периоды также будут меняться во времени и, как правило, различаться между собой. Дифференцируя по Е соотношения (1.1.15) и (1.1.16), получим (Халиуллин, 1977 а:

PI PII 1 + 3 1 e2 P sin 3 ) = 4 e (sin e 2 P U (1 + 1 e 2 ) (1.1.20) В приведенных соотношениях величина T/2 момент главного минимума в эпоху Е = 0, а эпоха наблюдения E = [(JD JD/2)/P]. При этом JD/2 юлианский день наблюдения, когда = /2. Вторичный минимум при JD/2 расположен посередине между главными и имеет максимальную скорость смещения. Поэтому момент JD/2 определяется из наблюдений с наибольшей точностью. Все соотношения приведены здесь для наклонности орбиты i = 90°. При i < 90° появляются небольшие поправки, подробно расписанные Мартыновым (1948, 1971). Из сравнения наблюдаемых моментов минимумов с теоретическими определяется затем Uobs. Для систем, у которых апсидальный период мал, а интервал наблюдений покрывает более 0.5 Uobs, из соотношений (1.1.15) и (1.1.16) можно определить одновременно Uobs, e и (величина P всегда считается известной). Такой метод использован для известных систем Y Сyg (Гименез и Гарсиа, 1960), HS Her (Халиуллин и Халиуллина, 1992), RU Mon (Халиуллина, Халиуллин и Мартынов, 1985), DR Vul (Халиуллина, 1987) и других. Однако в большинстве случаев значения e и определяются из решения кривых блеска при определении фотометрических элементов, к чему мы и переходим.

§ 1.2. Краткое описание итерационного метода дифференциальных поправок для решения кривых блеска систем с эллиптическими орбитами Методы анализа кривых блеска с помощью ЭВМ включают обычно три основных момента: 1. Выбор оптимальной модели двойной системы. 2. Поиск оптимальных параметров модели. 3. Оценка ошибок найденных параметров. Опыт решения кривых блеска затменных двойных систем с эксцентричными орбитами показывает, что из-за малости относительных радиусов и разделенности системы искажения формы звезд-компонент настолько малы, что к ним с высокой точностью применима модель сферических звезд (Халиуллин, 1997 б). Что касается эффекта отражения, то теория этого явления хорошо разработана (Мартынов, 1971), часто применяется и мы не будем останавливаться здесь на этом вопросе. Тем более, что эффект отражения для рассматриваемых систем меньше 1% от светимости системы. Чрезвычайно сложный и до сих пор нерешенный вопрос оценки ошибок найденных параметров мы рассмотрим в следующем параграфе. Здесь остановимся на поиске оптимальных элементов. Во Введении мы коснулись кратко столетней истории этого вопроса. Появление мощных ЭВМ оставило в прошлом многотрудные и фундаментальные теоретические работы первой половины XX века по методам решения кривых блеска, которые теперь представляют лишь исторический интерес. Для нашей модели затменной системы из двух сферических звезд, вращающихся на эллиптических орбитах, Халиуллина и Халиуллин (1984) разработали весьма эффективный итерационный метод дифференциальных поправок, с успехом применяющийся до настоящего времени. Идея метода чрезвычайно проста и состоит в следующем. Пусть задана наблюдаемая кривая блеска в звездных величинах Оi для известных моментов времени JDi. Для тех же моментов JDi с использованием необходимого для принятой модели набора фотометрических элементов вычисляем теоретическую кривую блеска Сi и составляем функционал O C (O C ) = N l 2 i, где N число точек в кривой блеска, а l число искомых параметров. Оптимальным считается набор элементов, соответствующий минимуму O-C, и задача заключается в минимизации этого функционала. В отличие от многих других способов минимизации O-C, основанных обычно на градиентном спуске, метод дифференциальных поправок дает на каждой итерации правильное направление и соотношение шагов (поправок) для изменений всех искомых параметров. Однако из-за нелинейности задачи абсолютные величины поправок могут быть искажены настолько, что мы можем далеко "проскочить" оптимальные значения элементов. Если мы теперь начнем пропорционально уменьшать найденные этим методом поправки, то в конце концов придем к наименьшему значению O-C при движении в данном направлении. Затем методом дифференциальных поправок ищется новое направление (вторая итерация) и вся процедура пропорционального уменьшения поправок повторяется. Опыт (в том числе и наш) показывает, что мы очень быстро, за 5-7 итераций, находим оптимальный набор элементов. Проиллюстрируем работу метода на примере анализа наиболее точной (obs 0m,011) и полной (N = 995 точек) фотоэлектрической кривой блеска RR Рыси, опубликованной Боцула (1960) и приведенной на рис. 1.2.1. В табл. 1.2.1. даны фотометрические элементы этой системы, найденные описанным методом при разных закрепленных значениях коэффициентов потемнений. Здесь и ниже использованы следующие обозначения: r1,2 - радиусы компонент в долях большой полуоси относительной орбиты;

L1,2,3 - светимости компонент и возможного третьего тела в долях светимости всей системы;

u1,2 - линейные коэффициенты потемнения дисков;

i, e, - наклонность, эксцентриситет и долгота периастра орбиты главной компоненты, соответственно. Кроме указанных 10 элементов, метод дает также поправку к начальной эпохе (JD0) в формуле для вычисления эфемерид, а также поправку m к принятому значению внезатменного блеска m0. Из таблицы 1.2.1 видно, что изменение как u1, так и u2 от 0.0 до 1.0 практически не меняет величину функционала O-C. Следовательно, можно сделать вывод, что коэффициенты потемнения компонент из кривой блеска, полученной Боцула, не определяются. Поэтому при следующих экспериментах они были закреплены в соответствии с их теоретическими значениями (для эф 4500): u1 u2 = 0.65 (Грыгар, 1965). В этой же таблице 1.2.1 даны также фотометрические элементы RR Рыси, полученные при разных, но закрепленных значениях r1, r2 и, соответственно. Опять видно, что в очень широких диапазонах изменения этих параметров функционал m 0, 0, 0, 1, 1, 1,03 -0,05 ~ 0 0,05 0,1 0, 0.00 0.05 0.10 0.15 0.20 0.25 0.30 0.35 0. 0. 0,2 0,25 0,3 0,35 0, 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1. 0. 0. 0. 0. 0. 0. 0. 0. 0. 0. 0. 0,45 ~ 0. 0. 0. 0. 0. 0. 0. Фaза Рис. 1.2.1. Фотоэлектрическая кривая блеска RR Рыси, полученная Боцула (1960) (N = 995 точек, obs ~ 0m.011). Непрерывной линией проведена оптимальная теоретическая кривая блеска 1.2.1. ( RR Lyn,. (1960). ). r2 r2(min) 0.0887 0.050 87.68 0.0840 201.6 0.810 0.190 0.65 0.65 0.01087 r2(max) 0.0593 0.092 86.31 0.0832 160.4 0.353 0.647 0.65 0.65 0.01084 (min) 0.0706 0.0844 86.01 0.0908 150.0 0.470 0.530 0.65 0.65 0.01084 (max) 0.0888 0.0522 87.44 0.0900 210.0 0.802 0.198 0.65 0.65 0.01085 u1(min) 0.0853 0.0603 86.80 0.0839 159.0 0.739 0.261 0.00 0.70 0.01071 u1 u1(max) 0.0915 0.0588 86.83 0.0832 199.7 0.776 0.224 1.00 0.70 0.01062 u2(min) 0.0919 0.0545 87.20 0.0901 209.6 0.793 0.207 1.00 0.00 0. OC, r1 r1(min) r1(max) 0.0960 0.0584 86.80 0.0790 184.1 0.793 0.207 0.65 0.65 0. u2 u2(max) 0.0915 0.0615 86.60 0.0796 190.1 0.764 0.236 1.0 1.0 0. r1 r2 i e L1 L2 u1 u C 0.0915 0.0588 86.83 0.0832 199.7 0.776 0.224 1.0 0.7 0. 0.056 0.0927 86.49 0.0830 160.5 0.326 0.674 0.65 0.65 0. O-С меняется очень мало. Это также проиллюстрировано на рис. 1.2.2, где приведены зависимости O-C от закрепленных значений u1, u2, r1, r2 и для кривой блеска, полученной Боцула (1960). Предложено несколько критериев для определения доверительных интервалов искомых фотометрических элементов по изменению величины O-C в окрестностях своего минимума. Однако использование всякого рода статистик типа 2 (Буддинг, 1974), или же распределения Фишера (Гончарский, Черепащук и Ягола, 1985) приводит к сильно различающимся результатам (иногда более, чем на порядок). При этом предполагается, что наблюдаемые точки независимы и подчиняются нормальному распределению. Также обычно имеется ввиду, что все искомые параметры независимы. Ни одно из этих условий для астрономических наблюдений и искомых параметров не выполняется. Во-первых, в наблюдениях всегда присутствуют коррелированные ошибки, связанные с систематическими ошибками измерений и физическими микрофруктуациями блеска звездкомпонент и стандартов. Во-вторых, известно, что сами искомые параметры сильно коррелированы (Буддинг, 1974). Кроме того, оценка ошибок параметров сильно зависит от распределения наблюдений вдоль кривой блеска.. Тем не менее, из рассмотрения таблиц и рисунков этого параграфа min можно сделать вывод, что точность даже наиболее точной ( OC = 0m.0106) и полной (N=995 точек) кривой блеска RR Lyn, полученной до нашей работы, недостаточна для построения приемлемой модели этой системы. Искомые параметры r1,2;

L1,2;

e и, u1 и u2 в очень широком интервале значении (±20%) практически одинаково удовлетворяют наблюдаемой кривой блеска. Если для оптимальных фотометрических элементов минимальная величина min OC = 0.0106, то для граничных значений элементов в таблиц 1.2. m величина этого функционала возрастает менее, чем на 3%: OC < 0m.0109.

0,0114 0m. 0,0113 0. 0.01070 0,0112 u2 0,0111 0.01060 150o 0,0110 160o 170o 180o 190o 200o u 210o 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1. u O-C 0,0109 0m. 0,0108 0. 0.0107 0, 0.0106 0,0106 0,055 0.060 0,065 0.070 0,075 0.080 0,085 0.090 0,095 0.100 0,105 0.050 0,115 0.060 0,125 0.070 0,135 0.080 0,145 0.090 0,155 0.100 0, r r Рис. 1.2.2. Зависимость функционала O-C от закрепленных значений соответствующих фотометрических элементов RR Рыси для кривой блеска, полученной Боцула (1960) Учитывая вышесказанное, вряд ли такое возрастание этого функционала можно назвать критичным. Хотя при этом r1 меняется от 0.056 до 0.096, r2 от 0.050 до 0.092, L1 от 0.326 до 0.810. То есть, изменение основных параметров до двух раз не приводит к заметному увеличению OC. Возникает вопрос, с какой же точностью необходимо провести измерения блеска этой системы для получения приемлемых физических и геометрических характеристик? Из результатов анализа наблюдаемой кривой блеска, проведенного в этом параграфе, мы вообще говоря, не можем ответить на этот вопрос, кроме общего утверждения, что obs должна быть существенно меньше 0m.010. В следующем параграфе мы постараемся ближе подойти к решению этого вопроса.

§ 1.3. Оценка доверительных интервалов для фотометрических элементов, определенных из анализа фотоэлектрических кривых блеска RR Рыси Следуя классикам советской школы исследователей затменных двойных звезд (Шульберг 1971 а;

Черепащук, 1968), введем понятие "полосы рассеяния", которая имеет в звездных величинах ширину m = ±0.5 obs и проходит симметрично относительно оптимальной теоретической кривой блеска затменной системы, для которой функционал O-C достигает минимума. В отличие от классиков, учитывая характер отклонений разных кривых блеска и некоторые другие соображения, скорее опытного, чем логического порядка, мы несколько сузили полосу рассеяния. Все фотометрические элементы, для которых теоретическая кривая блеска проходит внутри этой полосы, будем считать приемлемыми. Хотя такая постановка вопроса далека от теории статистики, однако, как отмечалось уже во Введении, из-за всякого рода систематических ошибок измерений и редукций, а также возможных и наблюдаемых микрофлуктуаций блеска звезд, теория статистики в чистом виде к проблеме определения доверительных Поэтому подход интервалов понятия еще до фотометрических "полосы элементов неприменима. нам введение позволяет рассеяния" представляется на разумным выходом из ситуации на сегодняшний день. Тем более, что такой проведения наблюдений основе предварительных данных о затменной системе и в зависимости от поставленной цели оценить необходимую точность измерений, интервалы фаз, особо "чувствительные" к тем или иным элементам, и, вообще, возможность решения поставленной задачи. На примере избранной системы RR Lyn мы проиллюстрируем возможности "полосы рассеяния", до сих пор слабо реализованные. С целью рассмотрения вопроса, с какой точностью необходимо измерять кривую блеска RR Lyn для надежного определения тех или иных фотометрических элементов, мы поставили следующий численный эксперимент. Была взята модель затменной системы, насколько возможно, близкая к RR Lyn и определяемая элементами, представленными в таблице 1.3.1. С этими элементами построена модельная кривая блеска, содержащая в каждом минимуме по 200 точек, равномерно распределенных кривой блеска по в орбитальным фазам. С этой кривой мы произвели все те операции, что и с действительно отнаблюденной фотоэлектрической предыдущем параграфе. Прежде всего, забыв про таблицу 1.3.1 и приняв наугад какой-то начальный набор элементов, итерационным методом дифференциальных поправок мы решили эту модельную кривую блеска (с поиском всех 10 элементов!) и пришли, как и ожидалось, к системе фотометрических элементов из таблицы 1.3.1 и к значению минимизируемого функционала О С (r1,2;

L1,2,3;

U1,2;

e, i, ), равному нулю. Принимая разные начальные наборы элементов, мы неизменно и очень быстро ( 10сек на Pentium-3) приходили к одному и тому же результату, что говорит об эффективности метода, а также об единственности глобального минимума и плавности функционала OC в области этого минимума. Далее мы исследовали поведение этого функционала вдоль осей координат, коими являются фотометрические элементы, перечисленные выше. Это проделывалось следующим образом. 1) Выбиралась ось, пусть это будет, для определенности, ось долготы периастра,. Значение из таблицы 1.3.1 обозначим 0. В ту и другую сторону от 0 с определенным шагом создавалась сетка значений : 1, 2, 3, … i, … n. 2) Для каждого значения из этой сетки итерационным методом дифференциальных поправок решалась модельная кривая блеска при Таблица 1.3.1. Фотометрические элементы RR Lyn для построения модельной кривой блеска и оценки их доверительных интервалов, полученные из анализа этой модельной кривой для двух вариантов ошибок измерений: obs = 0m.010 и 0m. Фотометрические элементы Модельная кривая блеска Доверительные интервалы для obs = 0m.010 Доверительные интервалы для obs = 0m. r1 r2 i e L1 L2 L3 u 0.0878 0.0541 87°.45 0.0782 185°.0 0.7835 0.2165 0.00 0. 0.058 0.090 0.052 0.088 86°.3 89°.0 0.078 0.086 155° 205° 0.362 0.795 0.201 0.638 0.00 0.26 0.0 1. 0.0874 0.0884 0.0530 0.0555 87°.2 87°.9 0.0779 0.0788 180° 190° 0.692 0.788 0.208 0.226 000 0.10 0.45 0. u 0. 0.0 1. 0.45 0. закрепленной величине = i. То есть, искомыми являлись все элементы, кроме. Ниже будем называть всю эту процедуру как "прогон по ". Правда после того, как мы убедились, что кривые блеска RR Lyn слабо чувствительны к коэффициентам потемнения u и третьему свету L3, для этих элементов были зафиксированы их модельные значения: u = 0.65 и L3 =0, и они не варьировались в дальнейшем при прогонах по другим элементам. В результате такого прогона для каждого фиксированного значения мы получаем набор оптимальных фотометрических элементов, который назовем Ф(). Соответствующую этому набору Ф() величину О-С min обозначим как OC ( ).

3) На основе каждого найденного таким образом набора фотометрических элементов Ф() вычислялась теоретическая кривая блеска С() для тех же фаз, что и фазы модельной кривой "М". Затем были составлены разности (С М). Операции, подобные перечисленным в этих трех пунктах, выполнялись для каждого фотометрического элемента. Результаты такого прогона для избранных фотометрических элементов и избранных из обширной сетки их значений представлены ниже в таблицах и рисунках. Очевидно, что невозможно представить здесь все результаты этого большого объема вычислительных работ, да это, по-видимому, и не очень целесообразно, поскольку результаты прогона кривой блеска по всем элементам RR Lyn интересны лишь с точки зрения именно этой системы. А для других звезд подобные эксперименты могут привести несколько к другой картине. Отметим, что из-за близкого сходства компонент RR Lyn (A6IV + F0V) мы решили объединить в нашем эксперименте два фотометрических элемента u и u2 в один, считая: u1 = u2, и обозначив единый коэффициент потемнения через u. Какие выводы можно сделать из анализа полученных результатов? Прежде всего рассмотрим рис. 1.3.1 а,б, где приведены графики (С М) в области главного (MinI) и вторичного (MinII) минимумов RR Lyn, соответственно, для разных закрепленных значений коэффициента потемнения дисков компонент в интервале u от 0.0 до 1.0. Напомним, что у нас было принято, что u1 = u2 = u. Из рисунка наглядно видно, что все отклонения от модельной кривой теоретических кривых для всего интервала возможных значений u лежат в пределах m = ±0m.005. То есть в соответствии с понятием "полосы рассеяния", из кривых блеска RR Lyn, стандартные ошибки которых obs = 0m.010 и больше, коэффициенты потемнения не определяются. Однако при obs = 0m.003, что соответствует полосе рассеяния шириной m = ± 0m.0015, мы можем получить хотя и грубую, но приемлемую оценку: u=0.65 ± 0.20 и делаем вывод, что для определения коэффициентов потемнения дисков компонент к краю необходимо получить еще более точную кривую блеска RR Lyn. На рисунках 1.3.2-1.3.5 в Приложении приведены подобные графики для фотометрических элементов L3, r1, r2 и, соответственно. Все они таким же образом были проанализированы и найдены соответствующие доверительные интервала для этих элементов как для кривой блеска с obs = 0.m010, так и для obs = 0.m003. Все эти доверительные интервалы фотометрических элементов, полученные таким образом, приведены в таблице 1.3.1, а в таблицах 1.3.2 и 1.3.3 даны фотометрические элементы, соответствующие границам этих доверительных интервалов, и стандартные отклонения, СМ, теоретических кривых (С) для этих элементов от модельной кривой блеска (М).

m -0,006 -0,005 -0,004 -0,003 -0,002 -0,001 u = 1.0 u = 0.9 u = o.8 u = 0. Прогон по u a b C-M 0,000 0,001 0,002 0,003 0,004 0,005 0,006 0, u = 0.6 u = 0. b' u = 0.4 u = 0. u = 0.2 u = 0.1 u = 0. Min I a' 0, 0, 1, 1, 1, Фаза 1, Рис. 1.3.1.а. Отклонение теоретических кривых блеска (С) от модельной кривой (М) в области главного минимума RR Lyn для разных закрепленных значений потемнения дисков u. Пунктирными линиями m m показаны полосы рассеяния для obs = 0.0010 (aa') и для obs = 0.003 (bb').

m -0,006 -0,005 -0,004 -0,003 -0, Прогон по u a b -0, C-M 0,000 0,001 0,002 0,003 0,004 0,005 0,006 0, u=1.0 u=0.9 u=0.6 u=0.5 u=0.4 u=0.3 u=0.2 u=0.1 u=0. b' Min II a' 0, 0, 0, 0, 0, Фаза 0, Рис. 1.3.1.б. Отклонение теоретических кривых блеска (С) от модельной кривой (М) в области вторичного минимума RR Lyn для разных закрепленных значений потемнения дисков u. Пунктирными линиями показаны полосы рассеяния для obs = 0m.0010 (aa') и для obs = 0m.003 (bb').

1.3.2.

obs RR Lyn = 0.m010. r2 r2(min) 0.0878 0.0520 87.67 0.0788 188.7 0.7942 0.2058 0.00 0.65 0.65 0m.0010 r2(max) 0.0594 0.0880 86.57 0.08332 159.3 0.3741 0.6259 0.00 0.65 0.65 (min) 0.0653 0.0840 86.39 0.0858 155.0 0.4394 0.5606 0.00 0.65 0.65 (max) 0.0872 0.0514 87.74 0.0859 205.0 0.7950 0.2050 0.00 0.65 0.65 L3(min) 0.0878 0.0541 87.45 0.0782 185.0 0.7835 0.2165 0.00 0.65 0.65 L3 L3(max) 0.0825 0.0574 88.78 0.0793 190.5 0.5385 0.2015 0.26 0.65 0.65 r,.

u u(min) 0.0837 0.0534 87.63 0.0793 169.2 0.7721 0.2279 0.00 0.00 0.00 u(max) 0.090 0.0585 87.00 0.0793 190.8 0.7703 0.2297 0.00 1.0 1. r1(min) r1 r2 i e L1 L2 L3 u1 u MC r1(max) 0.0905 0.0541 87.47 0.0779 179.63 0.7927 0.2073 0.00 0.65 0.65 0m. 0.0878 0.0541 87.45 0.0782 185.0 0.7835 0.2165 0.00 0.65 0.65 0m. 0.0580 0.0883 86.64 0.0832 159.28 0.3616 0.6384 0.00 0.65 0.65 0m. 0 m.0028 0 m.0027 0 m.0033 0 m.0000 0 m.0028 0 m.0021 0 m. 1.3.3.

obs RR Lyn = 0.m003. r2 r2(min) 0.0879 0.0530 87.56 0.0785 186.8 0.7895 0.2105 0.00 0.65 0.65 r2(max) 0.0875 0.0555 87.32 0.0780 182.9 0.7746 0.2254 0.00 0.65 0.65 (min) 0.0876 0.0556 87.31 0.0779 180 0.7744 0.2256 0.00 0.65 0.65 (max) 0.0878 0.0531 87.55 0.0791 190 0.7885 0.2115 0.0 0.65 0.65 L3(min) 0.0878 0.0541 87.45 0.0782 185.0 0.7835 0.2165 0.00 0.65 0.65 L3 L3(max) 0.0860 0.0546 87.90 0.0786 187.4 0.6922 0.2078 0.10 0.65 0.65 r1 r1(min) r1(max) 0.0884 0.0537 87.49 0.0781 184.4 0.7875 0.2125 0.00 0.65 0.,.

u u(min) 0.0865 0.0528 87.62 0.0779 180.1 0.7859 0.2141 0.00 0.45 0.45 u(max) 0.089 0.0564 87.20 0.0788 188.6 0.7767 0.2233 0.00 0.85 0. r1 r2 i e L1 L2 L3 u1 u MC 0.0878 0.0541 87.45 0.0782 185.0 0.7835 0.2165 0.00 0.65 0. 0.0874 0.0550 87.37 0.0781 184.1 0.7773 0.2227 0.00 0.65 0. 0m.00000 0 m.00041 0 m.00075 0 m.00046 0 m.00046 0 m.00067 0 m.00073 0 m.00000 0 m.00068 0 m.00062 0 m. Из анализа результатов проведенного нами численного эксперимента можно сделать следующие выводы. 1. с obs Невозможно определить фотометрические элементы с приемлемой точностью из решения кривой блеска RR Рыси, полученной 0.m010. Хотя такая величина obs при фотоэлектрических измерениях считается нормальной. В пределах своей точности (полосы рассеяния с m = ± 0.m005) кривая блеска допускает изменения r1 и r2 более, чем в полтора раза, а изменение L1 даже более, чем в два раза. Допускается третий свет до 26%, долгота периастра определяется лишь с точностью ± 25°, а коэффициенты потемнения дисков компонент не определяются вообще. Этот вывод полностью согласуется с полученными в предыдущем параграфе результатами решения фотоэлектрической кривой блеска RR Рыси, имеющей OC > 0m.011. Становится понятной причина противоречий данных разных авторов (Хаффер, 1931;

Магалашвили и Кумсишвили, 1959;

Линел, 1966;

Боцула, 1967;

Буддинг, 1974;

Лавров, 1971) относительно фотометрических элементов и споров относительно наличия или отсутствия третьего света в системе, апсидального вращения (изменения ) и эволюционного статуса компонент RR Lyn: точности полученных кривых блеска (obs 0m.010) не хватало для построения однозначной модели этой двойной. К сожалению, многие авторы не отдавали себе отчет в этом. 2. Для определения фотометрических и геометрических параметров RR Lyn и построения однозначной модели этой уникальной двойной системы необходимо получить ее кривую блеска с obs 0m.003. Из рассмотрения таблиц 1.3.1.-1.3.3 видно, что повышение точности измерения в три раза (с obs = 0m.010 до 0m.003) уменьшает доверительный интервал для в пять раз, для r2 = в пятнадцать раз, а для r1 - даже в тридцать раз! Большой и "неудобный" орбитальный период RR Lyn (P=9d.94) делает практически невозможным повышение точности ее кривой блеска за счет многократного повторения измерений на одних и тех же фазах. Поэтому единственной возможностью решения проблемы RR Lyn было именно повышение точности измерения до obs = 0m.003. Такой же численный эксперимент с другой нашей звездой AR Cas, у которой очень мелкие минимумы (MinI = 0m.10, MinII = 0m.03), также подвел нас к выводу, что все имеющиеся проблемы с этой системой можно решить лишь за счет повышения точности измерений. Кроме наблюдений в условиях хорошего астроклимата, точность фотоэлектрических измерений можно повышать, как известно (Джонсон, 1967), за счет одновременного измерения потока излучения от звезды в разных полосах. Поэтому было принято решение сконструировать и изготовить для проведения фотометрических работ четырехканальный звездный электрофотометр, описанию которого посвящена следующая глава диссертации.

Таблица 1.2.1. Фотометрические элементы RR Lyn для разных закрепленных значений параметров, найденные из решения фотоэлектрической кривой блеска, опубликованной Боцула (1960). Даны элементы для крайних значений закрепленных параметров (эти параметры выделены жирным шрифтом). Здесь OC стандартное отклонение наблюдений от соответствующей теоретической кривой.

Фотометрические элементы Оптимальные элементы Прогон по r1 r1(min) 0.056 0.0927 86°.49 0.0830 160°.5 0.326 0.674 0.65 0.65 0.01090 r1(max) 0.0960 0.0584 86°.80 0.0790 184°.1 0.793 0.207 0.65 0.65 0. Прогон по r2 r2(min) 0.0887 0.050 87°.68 0.0840 201°.6 0.810 0.190 0.65 0.65 0.01087 r2(max) 0.0593 0.092 86°.31 0.0832 160°.4 0.353 0.647 0.65 0.65 0. Прогон по (min) 0.0706 0.0844 86°.01 0.0908 150°.0 0.470 0.530 0.65 0.65 0.01084 (max) 0.0888 0.0522 87°.44 0.0900 210°.0 0.802 0.198 0.65 0.65 0. Прогон по u1 u1(min) 0.0853 0.0603 86°.80 0.0839 159°.0 0.739 0.261 0.00 0.70 0.01071 u1(max) 0.0915 0.0588 86°.83 0.0832 199°.7 0.776 0.224 1.00 0.70 0. Прогон по u2 u2(min) 0.0919 0.0545 87°.20 0.0901 209°.6 0.793 0.207 1.00 0.00 0.01063 u2(max) 0.0915 0.0615 86°.60 0.0796 190°.1 0.764 0.236 1.0 1.0 0. r1 r2 i e L1 L2 u1 u2 ОC 0.0915 0.0588 86°.83 0.0832 199°.7 0.776 0.224 1.0 0.7 0. Таблица 1.3.2. Фотометрические элементы RR Lyn для границ их доверительных интервалов, полученные из анализа модельной кривой блеска для случая obs = 0.m010. Границы интервалов выделены жирным шрифтом.

Фотометрические элементы Модельная кривая блеска Прогон по r1 r1(min) 0.0580 0.0883 86°.64 0.0832 159°.28 0.3616 0.6384 0.00 0.65 0.65 0m.0030 r1(max) 0.0905 0.0541 87°.47 0.0779 179°.63 0.7927 0.2073 0.00 0.65 0.65 0m. Прогон по r2 r2(min) 0.0878 0.0520 87°.67 0.0788 188°.7 0.7942 0.2058 0.00 0.65 0.65 0m.0010 r2(max) 0.0594 0.0880 86°.57 0.08332 159°.3 0.3741 0.6259 0.00 0.65 0. Прогон по (min) 0.0653 0.0840 86°.39 0.0858 155°.0 0.4394 0.5606 0.00 0.65 0.65 (max) 0.0872 0.0514 87°.74 0.0859 205°.0 0.7950 0.2050 0.00 0.65 0. Прогон по L3 L3(min) 0.0878 0.0541 87°.45 0.0782 185°.0 0.7835 0.2165 0.00 0.65 0.65 L3(max) 0.0825 0.0574 88°.78 0.0793 190°.5 0.5385 0.2015 0.26 0.65 0. Прогон по u u(min) 0.0837 0.0534 87°.63 0.0793 169°.2 0.7721 0.2279 0.00 0.00 0.00 u(max) 0.090 0.0585 87°.00 0.0793 190°.8 0.7703 0.2297 0.00 1.0 1. r1 r2 i e L1 L2 L3 u1 u2 MC 0.0878 0.0541 87°.45 0.0782 185°.0 0.7835 0.2165 0.00 0.65 0.65 0m. 0 m.0028 0 m.0027 0 m.0033 0 m.0000 0 m.0028 0 m.0021 0 m. Таблица 1.3.3. Фотометрические элементы RR Lyn для границ их доверительных интервалов, полученные из анализа модельной кривой блеска для случая obs = 0.m003. Границы интервалов выделены жирным шрифтом.

Фотометрические элементы Модельная кривая блеска Прогон по r1 r1(min) 0.0874 0.0550 87°.37 0.0781 184°.1 0.7773 0.2227 0.00 0.65 0.65 r1(max) 0.0884 0.0537 87°.49 0.0781 184°.4 0.7875 0.2125 0.00 0.65 0. Прогон по r2 r2(min) 0.0879 0.0530 87°.56 0.0785 186°.8 0.7895 0.2105 0.00 0.65 0.65 r2(max) 0.0875 0.0555 87°.32 0.0780 182°.9 0.7746 0.2254 0.00 0.65 0. Прогон по (min) 0.0876 0.0556 87°.31 0.0779 180° 0.7744 0.2256 0.00 0.65 0.65 (max) 0.0878 0.0531 87°.55 0.0791 190° 0.7885 0.2115 0.0 0.65 0. Прогон по L3 L3(min) 0.0878 0.0541 87°.45 0.0782 185°.0 0.7835 0.2165 0.00 0.65 0.65 L3(max) 0.0860 0.0546 87°.90 0.0786 187°.4 0.6922 0.2078 0.10 0.65 0. Прогон по u u(min) 0.0865 0.0528 87°.62 0.0779 180°.1 0.7859 0.2141 0.00 0.45 0.45 u(max) 0.089 0.0564 87°.20 0.0788 188°.6 0.7767 0.2233 0.00 0.85 0. r1 r2 i e L1 L2 L3 u1 u2 MC 0.0878 0.0541 87°.45 0.0782 185°.0 0.7835 0.2165 0.00 0.65 0. 0m.00000 0 m.00041 0 m.00075 0 m.00046 0 m.00046 0 m.00067 0 m.00073 0 m.00000 0 m.00068 0 m.00062 0 m. ГЛАВА II. РАЗРАБОТКА ЧЕТЫРЕХКАНАЛЬНОГО ЗВЕЗДНОГО WBVR-ЭЛЕКТРОФОТОМЕТРА § 2.1. Обоснование конструкции фотометра и постановка задачи Несмотря на появление новых типов фотоэлектрических приемников (ПЗС, многоанодные системы и т. д.), классическая фотоэлектрическая фотометрия с использованием фотоэлектронного умножителя (ФЭУ) не собирается сдавать свои позиции. Обусловлено это простотой реализации приемной и измерительной аппаратуры фотоэлектрического фотометра и высокой, пока не достижимой с другими измеряемых звезд. В то же время приемниками, точностью многоцветной основные измерения (до 0m.001) в очень большом диапазоне (свыше 10m) блеска использование фотоэлектрической фотометрии позволяет получить характеристики излучения исследуемых объектов. Многоцветная фотометрия требует измерения блеска звезды в нескольких участках спектра, что можно осуществить или последовательно, по очереди меняя необходимые светофильтры в оптическом тракте фотометра, или одновременно, разделив исследуемый поток света на несколько пучков и направив каждый в свой измерительный канал. Большинство используемых в настоящее время звездных фотоэлектрических фотометров реализует первый, последовательный, способ измерений, поскольку он требует минимума аппаратных затрат: один фотоумножитель, один усилитель, одно регистрирующее устройство, и обладает изумительной гибкостью в применении к конкретной наблюдательной задаче.

Однако многоцветный фотометр с одновременным измерением исследуемого потока в нескольких спектральных полосах обладает рядом существенных преимуществ: как правило, уменьшаются затраты времени при наблюдениях, можно получать моментальные цвета быстропеременных объектов и надежные цвета звезд при не очень хороших атмосферных условиях (Серковский, 1970;

Зданавичюс и др., 1978), можно применять оптимальные для каждого спектрального канала приемники, поэтому различными авторами неоднократно в разрабатывались которых многоцветные поток от многоканальные электрофотометры, световой измеряемого объекта делился между спектральными каналами при помощи дифракционных решеток, пр изм (Барвип и др., 1987;

Уокер идр., 1971;

Андерсен, 1978) или дихроичных зеркал (Джиованнелли и др., 1980;

Байрон и др., 1983). Понятие "многоканальный фотометр" в данной работе используется только в таком смысле. Для фотоэлектрических наблюдений ярких звезд в фотометрической системе WBVR (Страйжис, 1973;

Халиуллин и др., 1985) нами совместно с В.Г.Корниловым был разработан четырехцветный четырехканальный звездный электрофотометр, основной особенностью которого является то, что измеряемый поток света делится между каналами при помощи светоделителей как на основе полупрозрачных алюминиевых слоев, так и дихроичных фильтров. Этот фотометр работает с 1984 г. в Тянь-Шаньской высокогорной экспедиции ГАИШ на телескопе АЗТ-4. Наблюдения с ним показали его высокую эффективность при исследовании ярких звезд и решении ряда других астрономических задач. Глава II посвящена описанию конструктивных особенностей этого фотометра.

§ 2.2. Основные узлы и принцип работы четырехканального фотометра на основе полупрозрачных алюминиевых слоев а). Светоделительный систему блок. на Конструкция прибора позволяет сравнительно легко заменить используемый светоделительный блок на светоделительную основе дихроичных многослойных диэлектрических покрытий, т. е., таких тонкопленочных структур, которые в некоторой спектральной области отражают практически все излучение с длиной волны короче некоторой 0 (граница светоделения, или лучше сказать цветоделения) и пропускают все остальное излучение. В этом случае в каждый канал проходит практически все излучение соответствующего спектрального диапазона, и прибор становится пригодным для одновременных многоцветных измерений слабых и предельно слабых астрономических объектов. Разделение света между измерительными каналами в нашем четырехканальном электрофотометре осуществляется при помощи трех светоделительных слоев (см. рис. 2.2.1). Первый светоделительный слой расщепляет исходный поток света на два пучка, которые, в свою очередь, делятся следующими слоями на две части каждый. Светоделительный вакууме на слой представляет Для собой такого тонкий, слоя частично отношение отражающий и частично пропускающий свет, слой алюминия, напыленный в прозрачную подложку. интенсивностей отраженного и прошедшего света и доля поглощенного света определяются его толщиной. Эти величины не сильно зависят от длины волны, т. е. такой светоделитель является квазинейтральным. Нужно заметить, что для уменьшения потерь света на поглощение желательно использовать слои с < 1,0. Величины для применяемых в четырехканальном фотометре светоделительных слоев определяют Рис.

2.2.1.

Схематичное блока. Блок кубиков изображение склеен 2, 3);

из (1, светотрех частично делительного светоделительных пропускающий и частично отражающий свет слой алюминия нанесен на диагональную плоскость одной из двух призм, составляющих кубик.

относительную долю светового потока, попадающего в каждый измерительный канал. При наблюдениях с многоканальным фотометром время накопления будет определяться каналом, в котором требуемая точность достигается за большее время, как правило, из-за того, что в этом канале наименьший сигнал. В отличие от случая деления света спектральными элементами при использовании квазинейтральных светоделителей, время измерения можно уменьшить, увеличив долю света в канале с меньшим сигналом. Минимальное время измерения будет реализовано, когда потоки импульсов с фотоумножителей станут примерно равны. Поскольку спектральный состав излучения звезд различен, то, естественно, такое равенство может быть обеспечено только в вероятностном смысле, например, для F-звезд, близких к медиане распределения числа звезд по спектральным классам. Для этого мы выбрали толщины слоев (т. е. отношения ) такие, чтобы доли светового потока в каналах W, B, V и R были бы примерно 0.6, 0.1, 0.15 и 0.15, соответственно. В табл. 2.2.1 приведены соотношения реально регистрируемых сигналов n в W, B, V и R каналах для разных спектральных классов. Видно, что соотношения сигналов для большинства звезд, кроме красных, порядка единицы, хотя из-за неточностей при напылении светоделительных слоев в канале B сигнал примерно в 2 раза больше, чем предполагалось. Таблица 2.2.1. Соотношения сигналов в каналах фотометра для звезд разных спектральных классов.

Спектральный класс nW/nV 5.3 3.7 1. nB/nV 3.8 3.5 3. nR/nV 0.35 0.4 0. Спектральный класс nW/nV 0.8 0.17 0. nB/nV 1.8 1.0 0. nR/nV 0.7 0.9 1. O9 B1-2 F0- G0-1 K0-1 M Основными недостатками используемого светоделителя являются: 1) собственная линейная поляризация, достигающая 10%, 2) заметное поглощение света алюминиевыми слоями, достигающее 2030%, 3) заметная селективность в отражении и пропускании алюминиевых слоев. В разделе "г)" настоящей главы, посвященном инструментальной фотометрической системе фотометра, будет показано, что она не сильно отличается от применяемых WBVR фотометрических систем, поэтому эффект селективности не существен. Второй недостаток заметное поглощение света в слоях светоделителя также не является принципиальным, хотя и уменьшает эффективность прибора. Собственная поляризация фотометра может привести к систематическим ошибкам в величинах звезд, обладающих заметной (>10%) линейной поляризацией. Кроме излучения пекулярных объектов, такой поляризацией может обладать свет звезд, имеющих значительное (AV>5) межзвездное поглощение (Хилтнер, 1956). б). Оптическая схема фотометра. Оптическая схема четырехцветного четырехканального электрофотометра приведена на рис. 2.2.2. В фотометре предусмотрены восемь переключаемых вручную диафрагм 1 с угловыми размерами 2'5, 1'5, 1'0, 45'', 30'', 20", 15" и 10". Здесь и в дальнейшем все угловые размеры приведены для телескопа с фокусным расстоянием 7.5 м. Диафрагма подсвечивается светодиодами АЛ102 (красный свет) со стороны телескопа. Такая подсветка делает видимым наблюдателю только узкое, толщиной ~ 1", кольцо края диафрагмы. При этом удобно центрировать изображение звезды в диафрагме, а малое общее количество света и сильный цветовой контраст позволяют одновременно видеть и предельно слабую звезду, и диафрагму. Яркость подсветки регулируется, причем нелинейность экспоненциального типа в схеме регулировки обеспечивает малые изменения при слабой освещенности. Подсветка диафрагмы (и креста нитей подсмотра большого поля) включается введением призмы подсмотра в световой пучок.

Рис.

2.2.2.

Оптическая и компоновочная Штриховыми схема линиями четырехканального фотометра.

изображены оптические элементы подсмотров, вдвигаемые в пучок света при необходимости.

Подсмотр позволяет визуально наблюдать звезду в диафрагме и состоит из призмы полного внутреннего отражения 2, перебрасывающего симметричного объектива 3 и стандартного 20-кратного окуляра 4. Поле зрения подсмотра соответствует 2',5. Призма подсмотра вводится вручную, так как прибор проектировался для малых, неавтоматизированных телескопов, рядом с которыми необходимо присутствие наблюдателя, хотя бы для того, чтобы поставить изображение звезды в центр диафрагмы. Далее, при выведенной призме подсмотра свет попадает на светоделительный блок 5, схематически изображенный также на рис. 2.2.1. Он состоит из трех светоделительных кубиков и дополнительной призмы полного внутреннего отражения. Каждый кубик склеен из двух прямоугольных кварцевых призм (1010 мм), на диагональной плоскости одной из которых нанесен полупрозрачный слой алюминия. Призмы склеены друг с другом оптическим клеем "Бальзамин-М", а кубики 1 и 2 клеем типа УФ-235. Для W-канала был выбран пучок, проходящий только через один слой клея, чтобы уменьшить влияние селективности клея в УФ-области спектра. Светоделительный блок находится в оправе, смонтированной на основной плите фотометра на расстоянии 2 см от диафрагмы. Максимальное сечение светового пучка, проходящего через светоделительный блок виньетирования, составляет ~8 мм. Выходящие из светоделительного блока четыре пучка направляются соответственно в измерительные оптические каналы W, B, V и R. Каналы идентичны, только в каждом из них помещен свой мм. Затем свет проходит через линзу Фабри 7 и после отражения от вспомогательного поворачивающего зеркала 8 попадает на фотокатод фотоумножителя 9. Линза Фабри может быть сдвинута перпендикулярно светофильтр 6, реализующий одну из спектральных полос фотометрической системы WBVR. Сечение пучка на светофильтре около своей оптической оси в двух направлениях на ± 3 мм для того, чтобы совместить выходной зрачок системы телескоп линза Фабри с пятном максимальной чувствительности ФЭУ. Наличие отклоняющего свет на 90° зеркала обусловлено компоновкой прибора. Фотокатоды ФЭУ при необходимости закрываются шторками. В фотометре есть подсмотр большого (20') поля, состоящий из диагонального зеркала 10 и окуляра Кельнера 11. Подсветка креста, нанесенного на стеклянной пластине, осуществляется через ее торцы светодиодами АЛ101. Общая компоновка прибора ясна из рис. 2.2.2. Использование такой схемы расположения ФЭУ позволило при небольших дополнительных потерях света (10% на отражении поворачивающих зеркал) добиться компактности фотометра. Основные размеры - 210х200х300 мм, вес 8 кг. Небольшие размеры фотометра в свою очередь увеличивают удобство и эффективность работы наблюдателя. в). Электрическая для питания схема фотометра. Питание прибора подсветок осуществляется постоянным током напряжениями +5 и -6 В. Эти напряжения используются введена". Во всех спектральных каналах в качестве приемников света используются ФЭУ-79. Для питания ФЭУ на фотометр подается постоянное высокое напряжение 1800-2200 В, конкретная величина которого выбирается обычным образом по счетной характеристике фотоумножителя. Делитель напряжения имеет общее сопротивление 4 МОм. Напряжение питания входной камеры в 1,5 раза больше, а между последним динодом и анодом втрое меньше междинодного. В фотометре использованы четыре идентичных специально разработанных усилителя-дискриминатора.

усилителей-дискриминаторов, диафрагмы и креста нитей, и формирования сигналов "призма подсмотра Усилитель, принципиальная схема которого представлена на рис. 2.2.3, состоит из двух основных частей: предварительного усилителя с коэффициентом усиления 50 (2 элемента микросхемы 100ЛП216) и дискриминатора-формирователя на микросхеме 597СА2. Его характеристики таковы: уровень дискриминации устанавливается с точностью 0,1 мВ в пределах от +5 до -20 мВ (величины приведены ко входу), амплитуда выходного импульса больше 2,5 В (соответствует TTL уровням), длительность фронта импульса на выходе не более 3 нс, полностью разделяются парные импульсы с промежутком между ними 10 нс. Исследования нелинейности фотометра показали, что величина постоянной нелинейности (мертвое время) составляют около 25-30 нс и обусловлена в основном длительностью импульса ФЭУ-79. Конструктивно два усилителя объединены в одном корпусе размерами 22х40х70 мм. К достоинствам данного усилителя можно отнести: 1) хорошие временные параметры, 2) малую чувствительность к окружающей температуре (при изменении температуры от -20 до +20° усилитель остается в оптимальном режиме), 3) при работе на согласованной 50-омный кабель амплитуда импульсов соответствует TTL-уровням, и сигнал с кабеля может непосредственно подаваться на счетные TTL-схемы, 4) компактность, простоту изготовления, не требует настройки усилителя после сборки, кроме установки необходимого порога дискриминации. Недостатком применяемой схемы усилителя является небольшая зависимость временного разрешения от уровня дискриминации. г). Фотометрическая система. В качестве основной фотометрической системы четырехканального фотометра была выбрана система WBVR, наблюдения в которой ведутся в ГАИШе с 1976 г. [Халиуллин и др., 1985;

Миронов и др., 1984). Эта система реализована с помощью стеклянных светофильтров, предоставленных нам В. Страйжисом, изготовленных в соответствии с рекомендациями (Мейштас и др., 1975).

. 2.2.3.,. 597GA2, R8 Ml 100 216, 2 Поскольку светоделительный блок фотометра обладает некоторой селективностью, было проведено тщательное исследование спектральных кривых пропускания отдельных оптических элементов и кривых реакции фотометрических каналов в целом. Кривые реакции фотометра, измеренные И.М.Волковым, приведены на рис.2.2.4, где также нанесены кривые реакции WBVR системы из работы Миронова и др. (1984). Видно, что имеется некоторое различие в спектральной чувствительности, обусловленное в основном вкладом селективности светоделителя, так как сами светофильтры в обоих фотометрах практически идентичны. В полосе R кривые реакции различаются из-за разной спектральной чувствительности конкретных экземпляров ФЭУ. Отдельно была исследована роль в приборе рассеянного света, влияние которого могло бы привести к ошибкам при измерении звезд с большими показателями цвета. Доля рассеянного света оказалась меньше 210-6, что пренебрежимо даже для величины W при измерении очень красных звезд. В табл. 2.2.2 суммированы интегральные характеристики трех реализаций фотометрической системы WBVR: средняя длина волны 0 и ширина полосы. По этим данным, наибольшее различие выявилось для полосы W, однако основная особенность W - полоса практически не захватывает Бальмеровский скачок - сохранена. Таблица 2.2.2. Интегральные характеристики для трех реализаций фотометрической системы WBVR Настоящая работа Полоса 0 W B V R 3535 4380 5510 7120 465 870 890 1215 Миронов, Мошкалев и Халиуллин, 1984 0 3485 4420 5520 7070 515 905 820 1120 Мештас и др., 1975;

Страйжис, 1977 0 3500 4435 5540 6930 510 950 800. 2.2.4. (.(1984) ( ) ) WBVR Сравнение WBVR-величин звезд, измеренных четырехканальным фотометром и фотометром с системой (Миронов и др., 1984), показало, что для О- и М-звезд систематическое различие может достигать 0m,09 в полосах W и B. Величины V и R для всех звезд совпадают с точностью лучше 0m,01. Для редукции в систему (Миронов и др., 1984) по 1200 звездам получены уравнения связи. Каждое уравнение мы искали в линейном виде по B-V, V-R и квадратичном по W-B. Найденные уравнения позволяют трансформировать WBVR-величины с систематической погрешностью меньшей 0m,005, для величины W М-звезд точность редукции порядка 0m,01. Очевидно, что с такой же точностью можно осуществить редукцию в систему (Мейштас и др., 1975;

Страйжис, 1977). Поскольку точность определения заатмосферных звездных величин примерно такая же, можно считать инструментальную фотометрическую систему четырехканального фотометра близкой к двум другим WBVR-системам.

§ 2.3. Четырехканальный WBVR-электрофотометр с дихроичными светоделителями: Как было сказано выше, конструкция четырехканального фотометра позволяет сравнительно легко заменить светоделительный блок на светоделительную систему на основе дихроичных покрытий. Нами был разработан дихроичный светоделительный блок и изготовлен опытный экземпляр фотоэлектрического фотометра, конструктивно практически не отличающийся от предыдущего варианта. Изменения коснулись только конструкции самого светоделительного блока и ориентации оптических осей фотометрических каналов, то есть, положения на оптической плите фотометра фильтров, линз Фабри и отклоняющих на ФЭУ свет зеркал. В это параграфе мы опишем и обсудим особенности дихроичных светоделителей, конструкцию дихроичного светоделительного блока, оптической схемы фотометра, приведем некоторые результаты исследований прибора и наблюдений с ним. а). Основные свойства дихроичных покрытий и светоделительный блок. Дихроичный светоделитель представляет собой структуру из чередующихся тонкопленочных слоев диэлектрика с высоким и низким коэффициентами преломления, нанесенных методом вакуумного напыления на прозрачную подложку. Собственно говоря, это то же самое многослойное диэлектрическое отражающее покрытие, что и в интерференционных фильтрах и в эталонах Фабри-Перо, только используемое не в области максимального отражения, а в более широком диапазоне, включающем область максимального отражения и соседнюю область максимального пропускания. Общее число слоев дихроичного светоделителя обычно составляет 20-30, в зависимости от требований к форме кривой отражения (пропускания) и к рабочему диапазону. Известно, что кривые отражения (пропускания) в случае наклонного падения светового пучка на тонкопленочные структуры по отношению к соответствующим кривым для нормального падения сдвинуты в коротковолновую часть спектра (Кларк и др., 1975;

Пиджин, 1964). Поскольку дихроичный делитель принципиально должен работать с наклонными пучками, чтобы разделить в пространстве падающий и отраженный пучок. Этот вопрос был нами специально исследован. Для исследования особенностей пропускания и отражения света дихроичными светоделителями мы использовали алгоритм расчета оптических свойств тонкопленочных структур, приведенный в работе Кондрашова (1976). Расчет проводился для обычно используемых для видимой области веществ: сульфида цинка ZnS(nн = 2.4) и криолита MgF2(nL = 1.38), при этом для простоты было принято, что показатели преломления не зависят от длины волны и вещества не поглощают свет. На рис. 2.3.1 приведена зависимость смещения границы светоделения 15-слойного дихроичного покрытия в зависимости от угла падения светового пучка в стекле. Граница светоделения 0 определялась как длина волны,при которой коэффициенты отражения и пропускания равны друг другу. Для нормального падения 0 равна 5200. Величина смещения практически не зависит от количества слоев покрытия, а относительное смещение /0 - одинаково для любого 0. Величина смещения, как и ожидалось, растет примерно квадратично с углом падения и достигает 400 А для = 25° (39° в воздухе). Само смещение границы светоделения не сильно усложняет работы с дихроичными покрытиями в наклонных пучках, оно может быть всегда достаточно точно вычислено и учтено при нанесении тонкопленочных покрытий. Сильно усложняет дело то, что это смещение существенно различно для s- (саггитальной) и p- (параллельной) компонент поляризации света. На рис.2.3.1 показано поведение смещения границы светоделения для различных компонент поляризации. Величина смещения для p-компоненты более чем вдвое превышает величину для s-компоненты, и различие для них достигает 280 при = 25°. Такое поляризационное расщепление приводит к двум существенным эффектам: искажению кривой отражения (пропускания) для естественного света вблизи границы светоделения и изменению спектральных характеристик светоделения в зависимости от линейной поляризации излучения. На рис.2.3.2 приведены модельные кривые отражения различным образом поляризованного излучения от 15-слойного дихроичного покрытия на стекле для угла падения света в стекле 22.5°. Вторичные максимумы отражения подавлены варьированием толщин трех крайних слоев, как это.

2.3.1.. s;

.

2.3.2. R( ), s;

1522.5°. обычно и делается при коррекции спектральных характеристик многослойных покрытий (Фурман, 1977). Видно, что границы отражения дл s- и р- поляризованного излучения существенно не совпадают, расстояние между ними превышает 200. В этом случае крутизна границы цветоделения для неполяризованного света определяется в основном этим смещением. При дальнейшем увеличении числа слоев на кривой появляются характерные уступы и переколебания. Это обстоятельство должно быть учтено при заказе или изготовлении дихроичного многослойного делителя для работы в наклонных пучках. Значительное различие спектральных кривых отражения (пропускания) для р- и s-компонент света несущественно, если через светоделители проходит имеет заведомо неполяризованный линейную линейно свет. поэтому Излучение ниже мы астрономических объектов, вследствие различных причин, как правило, незначительную поляризацию, рассмотрим этот вопрос подробнее. Уменьшение поляризационного расщепления может быть достигнуто выбором других веществ для напыления. Так, например, как показывают наши расчеты, использование веществ с nH = 2.3 и nL = 1.8 более чем в 3 раза уменьшает этот эффект и величина его для = 22.5° составляет всего 60. Однако при этом для достижения необходимых характеристик дихроичного делителя требуется примерно вдвое больше число напыляемых слоев. Во всех известных нам с астрономических дихроичными фотоэлектрических светоделителями многоканальных фотометрах (Джиованнелли, 1980;

Байрон, 1983) дихроичные покрытия используются в следующей оптической схеме: дихроичные покрытия, нанесенные на плоскопараллельную стеклянную или кварцевую пластину (так называемое, дихроичное зеркало), помещены в световой поток под углом 45°. При этом обеспечивается большое пространственное разделение между падающим на светоделитель излучением, прошедшим (как правило - длинноволновым) и отраженным (коротковолновым) световыми потоками. Такая оптическая схема обладает двумя существенными недостатками, и это хорошо известно оптикам, конструирующим цветные телевизионные камеры (Фурман, 1977). Большой угол падения света на дихроичное покрытие приводит к значительным поляризационным эффектам и сильным искажениям кривой отражения. Несколько спасает ситуацию то, что угол падения света в стекле при этом 28°. Применение плоскопараллельной стеклянной пластины как основы для нанесения многослойных покрытий вызывает цветовой блик в направлении отраженных лучей. Спектральный состав блика зависит от того, где находятся дихроичные слои: на первой или второй поверхностях пластины, или заклеены в стекло, однако в любом случае в "коротковолновый" канал попадает значительная доля ( 15%) длинноволнового излучения, что накладывает жесткие требования на формирующие спектральную полосу светофильтры. Для того, чтобы уменьшить поляризационный эффект и увеличить крутизну спектральной кривой отражения на границе светоделения, требуется уменьшить наклон дихроичных слоев. С другой стороны, уменьшение наклона приводит к трудностям при разводе отраженного и падающего пучка определенного сечения. Компромисс, на наш взгляд, достигается при углах наклона около 20°. На рис. 2.3.3 а приведено изображение светоделительного блока с рабочим наклоном 22.5°, состоящего из двух склеенных призм: косой, с углами при основании 45° и 112.5°, и прямоугольной, с углом 67.5°. На гипотенузу прямоугольной призмы нанесено дихроичное покрытие. Поскольку в таком блоке используется для поворота лучей эффект полного внутреннего отражения (ПВО), то угол 22.5° близок к минимально возможному. Использование ПВО ограничивает и величину расходимости пучка. При правильной установке блока в пучке.

2.3.3..I,R.., потерь света не происходит при работе на телескопах со светосилой 1/13 и менее. Призмы изготовлены из кварца КВ (для работы при 4000 ) или стекла К8 для остального спектрального диапазона. Соответственно подбирался и оптический клей. В качестве варианта рассматривалась и схема светоделительного блока, изображенная на рис 2.3.3 б. Косая призма здесь заменена более сложной в изготовлении пентапризмой. Эта схема позволяет уменьшить рабочий наклон, правда, при этом растут размеры пентапризмы. Поскольку, как уже говорилось выше, мы опирались на разработанный ранее прибор, этот вариант использовать нам не удалось. Если на стеклянную пластину с дихроичным делителем дополнительно нанести просветляющее покрытие, значительно уменьшив этим интенсивность блика, то при углах наклона 20-25° поляризационный эффект будет примерно вдвое меньше, чем у описанного сплошного блока, так как в стекле пластины угол будет 13-17°. С точки зрения хода световых пучков этот вариант эквивалентен схеме рис. 2.3.3,б и соответственно также потребовал бы радикального изменения всей компоновки фотометра. б). Оптическая схема фотометра схема на основе дихроичных фотометра с светоделителей. Оптическая четырехканального дихроичными светоделителями приведена на рис.2.3.4. Для простоты не указаны подсмотры большого и малого полей и блок диафрагм. Прошедший через диафрагму световой пучок (на схеме - идущий снизу) попадает на первый светоделительный блок "красный-синий" 1. После этого отраженное от дихроичного делителя излучение с 5000 попадает на поворачивающую призму 2, отражается от ее зеркальной поверхности и засчет ПВО от первой поверхности Эта призма нужна для того, чтобы вернуть пучок в горизонтальную плоскость, изменив его направление на 45°.

. 2.3.4....

Второй светоделительный блок "W-B" 3 делит пришедший свет между каналом W (отраженное от дихроичных слоев излучение с 3800 ) и каналом В (прошедшее излучение с 3800 ). Все три пучка этого элемента лежат в горизонтальной плоскости. Прошедшее через светоделитель 1 излучение с 5000 попадает на третий светоделительный блок "V-R" 4, который делит свет между каналом V (отраженное от дихроичных слоев излучение с 6100 ) и каналом R (прошедшее излучение с 6100 ). Рабочая плоскость этого блока также горизонтальна. Далее свет в каждом канале проходит через формирующий полосу пропускания светофильтр 5, линзу Фабри 6 и, повернувшись на 90°, попадает на фотокатод фотоэлектронного умножителя 8. Делитель I работает в спектральной области от 3000 до 9000. Для того, чтобы обеспечить такой рабочий диапазон, дихроичное покрытие состоит из двух как бы отдельных дихроичных зеркал с 0, отличающимися в 1.25 раза. Делители II ("W-B") и III ("V-R") рассчитаны для спектральных диапазонов 3000 : 5500 и 4500 : 9000, соответственно. Все делители однотипны в том смысле, что отражают коротковолновое излучение и пропускают длинноволновое. Детально рассчитаны и нанесены дихроичные покрытия сотрудниками ГОИ им. С.Н.Вавилова. Для минимизации потерь все оптические поверхности всех оптических элементов были просветлены. Для первой грани светоделительного блока 1 это довольно трудная задача, поскольку просветление должно работать в большом диапазоне спектра, поэтому эта грань была просветлена для диапазона 3000-4000, где при измерении звезд, как правило, ощущается дефицит света. Просветление элементов в каждом спектральном канале, работающих в ограниченном диапазоне длин волн, очень эффективно и позволило снизить потери с 35 до 10%.

Остальная часть оптической схемы, связанная с подсмотрами большого и малого полей зрения, осталась такой же, как и у фотометра с разделением света полупрозрачными алюминиевыми слоями: для подсмотра с полем зрения 20' - вводимое в световой пучок перед фокальной плоскостью диагональное зеркало и окуляр Кельнера с фокусным расстоянием 90 мм;

для подсмотра с полем зрения 2'30" - призма ПВО, вводимая в пучок за фокальной плоскостью телескопа, симметричный перебрасывающий окуляр и 20-кратный стандартный окуляр симметричного типа. Что касается набора диафрагм фотометра, то он увеличен до 10 диафрагм - добавлены две взаимно перепендикулярные узкие щели шириной 5" и длиной 2'30". Все угловые размеры приведены для телескопа с фокусным расстоянием 7.5 м. Щели добавлены, чтобы иметь возможность проводить многоцветные фотометрические измерения протяженных объектов или кратных звездных систем методом сканирования. в). Спектральная чувствительность фотометрических каналов. Характеристики дихроичных покрытий рассчитывались так, чтобы реализовать в рассматриваемом фотометре фотометрическую систему, как можно более близкую к WBVR. Оставляя в стороне астрофизические преимущества (Страйжис, 1977), можно сказать, что эта система более удобна для четырехканального фотометра чем UBVR, поскольку полоса W значительно меньше перекрывается с полосой В по спектральному диапазону, чем полоса U стандартной системы Джонсона. Для примененной нами оптической схемы пропускание Т всей светоделительной системы выражается следующим образом: для W-канала - ТsW = RsI RpII, TpW = RpI RsII, для B-канала - ТsB = RsI TpII, TpB = RpI TsII, для V-канала - ТsV = RsI RpIII, TpV = TpI RsIII, для R-канала - ТsR = TsI TpIII, TpR = TpI TsIII, Где TI, TII, TIII - спектральные функции пропускания I-го, II-го и III-го светоделителей, а RI, RII, RIII - соответствующие коэффициенты отражения, зависящие от длины волны света. Нижние индексы обозначают p- и sкомпоненты излучения по отношению к соответствующим элементам, для полного пропускания - по отношению к поворачивающему зеркалу 7. Эти соотношения поясняют особенности выбранной нами оптической схемы деления света между четырьмя каналми. В частности: 1) поскольку эффективность работы в зоне отражения выше, чем в области пропускания, потери для W минимальны. Это компенсирует наличие дополнительной поворачивающей призмы в "синих" каналах;

2) двойное подавление длинноволнового излучения и отсутствие бликов в направлении отражения приводит к тому, что в W-канале пропускание для излучения с 5500 менее 0.0003. Это очень важно, если вспомнить, что цветные стекла УФС, формирующие красную границу полос W и U или блокирующие длинноволновое излучение в других фотометрических ультрафиолетовых полосах, имеют второй максимум пропускания в области 6500 7000. Известно, что при работе с фотоэлектронными умножителями с мультищелочными фотокатодами (например, с используемым нами ФЭУ-79) это приводит к паразитным цветовым зависимостям (Страйжис, 1977). 3) эффект изменения спектральных характеристик светоделения в зависимости от линейной поляризации излучения влияет на красную границу полосы пропускнаия канала W и на коротковолновую границу канала R. В каналах В и V этот эффект влияет на обе границы, но так как плоскости первого делителя и делителя II (III) взаимноперпендикулярны, это приводит в первом приближении к изменению ширины соответствующей полосы пропускания, а не к ее сдвигу.

На рис. 2.3.5 приведены кривые спектральной чувствительности каналов макетного образца фотометра, измеренные в 1989 г. И.М.Волковым с помощью прокалиброванного оптическим радиометром монохроматора. Формирующие полосы светофильтры удалены, так что поведение этих кривых вызвано светоделительной системой прибора. Спад чувствительности с уменьшением длины волны света в канале W и с увеличением длины волны в каналах V и R определяется падением чувствительности собственно ФЭУ79. Каждая кривая нормирована на 1.0 в максимуме. Результаты измерений подтверждают отсутствие заметного пропускания на длинах волн 6500 7000 для канала W и, следовательно, возможность использования для W светофильтра без блокирующего (очень капризного) кристалла медного купороса. Незначительные ( 2%) максимумы пропускания в районе 3700 и 4400 на кривой чувствительности канала R без проблем блокируются красным светофильтром, формирующим фотометрическую полосу R. г). Оценка поляризационных эффектов. Следует заметить, что все многоканальные фотометры, где неизбежно присутствуют работающие под углом к световым пучкам оптические элементы, так или иначе поляризуют измеряемое излучение, и, следовательно, результаты проведенных с ними измерений частично поляризованного света астрономических объектов отягощены некоторыми систематическими погрешностями. Излучение звезд обычно линейно поляризовано менее чем на 10% и только у единичных пекулярных объектов и звезд с очень большим межзвездным покраснением (AV 5m) степень поляризации излучения может быть больше. Кроме светоделительных покрытий в четырехканальном фотометре, вносят поляризацию в 3-5% зеркала 7, направляющие свет на ФЭУ. Приближенная оценка величины поляризации, возникающей в районе границы светоделения при использовании формирующих светофильтров, дает значение от 3 до 8% в зависимости от цвета исследуемого объекта. С.

2.3.5. F( ) ( 1989.) учетом ориентации светоделительных элементов и отклоняющих зеркал в среднем мы имеем: 5% для канала W, 12% для В, 5% для V и 7% для R. В самой невыгодной ситуации оказывается канал В в нем все три вносящих поляризацию оптических элемента влияют в одном направлении. Сузив формирующий светофильтр В на 60 с каждой стороны, мы можем снизить степень вносимой поляризации до 10%. Приведенные оценки инструментальной поляризации вызывают при измерениях блеска астрономически объектов, имеющих 10% линейную поляризацию, погрешности, не превышающие 0.01m в самом неблагоприятном случае. Цветовые зависимости при этом не превышают 0.005m во всем диапазоне спектральных классов. При решении большой части астрофизических задач, связанных с исследованием изменений блеска, влияние этих ошибок не существенно. При прецизионных измерениях в прибор может быть поставлен деполяризатор любого типа, уменьшающий приведенные ошибки на порядок. Другой путь решения этой проблемы установка в каждом канале компенсатора поляризации. В любом случае желательно использовать фотометр в фиксированном положении по позиционному углу.

§ 2.4. Эффективность работы четырехканального электрофотометра как при индивидуальных, так и массовых, каталожных, измерениях звезд Первые фотометрические наблюдения с четырехканальным звездным фотометром с дихроичными светоделителями были начаты в сентябре 1992 г. Прибор был установлен на телескопе "Цейсс-600" Высокогорной Среднеазиатской обсерватории ГАИШ.

На рис.2.4.1 приведены результаты измерения блеска звезды SAO 76812 (спектральный класс К0, V = 6.6m) в полосах B, V, R с временным разрешением 1 мсек в момент ее выхода из-за диска Луны, полученные О.И.Митиным на литовском телескопе "Цейсс-1000" на горе Майданак. Результат является уникальным не только потому, что получены одновременные измерения в четырех спектральных полосах (сигнал W слаб и поэтому на рисунке не приведен), но и потому, что измерен процесс выхода из затмения, а не входа в него. Подробные исследования прибора показали следующее: 1. При работе дихроичных покрытий в наклонном пучке крутизна границы светоделения определяется поляризационным расщеплением спектральной кривой отражения. Не имеет смысла увеличивать число слоев свыше 17-19. Для уменьшения поляризационного расщепления и увеличения крутизны границы светоделения перспективным является выбор веществ с меньшим различием показателй преломления. 2. Высокое пропускание каждого канала, особенно при просветлении поверхностей оптических элементов (не менее 0.8 от пропускания обычного одноканального электрофотометра классической схемы), и, как следствие высокая эффективность четырехканального фотометра. 3. Принципиальная возможность работы без дополнительных формирующих и блокирующих светофильтров, дающая выигрыш в 1.5-2 раза по чувствительности. Это особенно ценно при исследовании предельно слабых астрономических объектов, когда близость фотометрической системы к стандартной не главное. 4. Источником основных систематических погрешностей измерений служит зависимость спектральной чувствительности прибора от степени линейной поляризации излучения. В реальных астромических наблюдениях.2.4.1. 1 V 250. /..,,V R SAO 76812, t 18 500. / 1992..

эти ошибки не превышают 0.01m. Существуют методы уменьшить их еще на порядок. 5. Подтвердилась целесообразность принятой компоновки фотометра, основная особенность которой наличие своеобразной оптической плиты для установки оптических элементов. Эффективность электрофотометра, как и любого измерительного прибора, это величина, показывающая сколько измерений можно с ним сделать за определенный промежуток времени. Ясно, что эта величина может сильно зависеть от условий измерения, и прибор, достаточно эффективный в одних условиях, в других может оказаться бесполезным. Практически же эффективность отождествляется с величиной, обратной времени измерения какого-нибудь объекта. При оценке времени измерения обычно исходят из случайного характера числа регистрируемых квантов света, подчиняющегося статистике Пуассона. Этот подход справедлив при измерении малых световых потоков. Нетрудно показать, что при этом четырехканальный фотометр на основе полупрозрачных одноканальному, алюминиевых с слоев уступает сменой по эффективности из-за последовательной светофильтров, дополнительных потерь на поглощение, неоптимального распределения света по каналам для части звезд, большего суммарного темнового тока. Совсем другая ситуация складывается при измерении ярких звезд, когда точность и продолжительность накопления практически полностью определяются эффектом атмосферного мерцания. Так, при наблюдениях на телескопе диаметром 0,5 м с точностью 0m,005 время измерения составляет 10 с и почти не зависит от блеска исследуемых звезд. В этом случае четырехканальный фотометр почти вчетверо эффективнее одноканального. Подробные расчеты и наблюдения показывают, что эффективности этих двух приборов становятся одинаковыми при измерении звезд 9-10m.

Предыдущие рассуждения касаются "потенциальной" эффективности. При реальных наблюдениях эффективность определяется также способом регистрации данных, временем наведения на измеряемый объект и т.п. Достичь высокой эффективности четырехканального фотометра нам удалось, в частности, тем, что процесс накопления осуществлялся при помощи миниЭВМ и время измерений каждый раз выбиралось оптимальным образом. Высокая подтверждена производительность на базе работы опытом в наблюдений 1985-1987 на гг. четырехканальном слоев в Тянь-Шаньской электрофотометре полупрозрачных алюминиевых высокогорной экспедиции ГАИШ при массовых каталожных измерениях звезд. Электрофотометр использовался в составе автоматизированного фотометрического комплекса на основе УВК 15ВУМС-28-025 на телескопе АЗТ-14. За этот период было проведено 100000 измерений звезд и получены высокоточные WBVR-величины 15000 звезд. На рис. 2.4.2 представлена двуцветная диаграмма 13586 звезд Северного неба, построенная по оригинальным наблюдениям, проводившимся в Тянь-Шаньской Высокогорной экспедиции ГАИШ МГУ в 1984-88 гг. с использованием разработанного нами четырехканального электрофотометра. На основе этих наблюдений был опубликован "Каталог WBVR-величин ярких звезд Северного неба" (Корнилов, Волков, …, Крылов и др., 1991). Поводя итоги Главы II, мы заключаем, что в итоге многолетних работ и исследований в условиях конкретных астрономических наблюдений была разработана конструкция четырехканального WBVR-фотометра, эффективно работающего как при массовых многоцветных абсолютных измерениях звезд, так и при исследованиях отдельных уникальных объектов, в том числе и затменных двойных систем. Следующие две главы посвящены высокоточной электрофотометрии именно двух таких систем: AR Cas и RR Lyn.

ГЛАВА III ВЫСОКОТОЧНАЯ WBVR - ЭЛЕКТРОФОТОМЕТРИЯ ЗАТМЕННОЙ ДВОЙНОЙ СИСТЕМЫ RR РЫСИ § 3.1. Краткая история иследований системы и постановка задачи Затменная двойная система RR Lyn (HR 2291 = Boss 1607 = BD+56°1125 = HD 44691;

P = 9.d945;

A6IV + F0V;

V = 5.m54;

e = 0.08) была открыта Боттлингером и Гутником (1923) из наблюдений с электрофотометром в 1923 г. Эти "древние" фотоэлектрические наблюдения ставить в один ряд с современными, конечно, невозможно: они скорее относятся к типу фотографических. В 1923-25 гг. хорошая фотоэлектрическая кривая была получена Хаффером (1931) и использована для вывода элементов орбиты сначала самим автором, затем Некрасовой и Иршенко (1940). Точность этих наблюдений близка к современной. Эта система интересна прежде всего тем, что ее главная компонента имеет ярко выраженные признаки, так называемых, "металлических" звезд, природа которых до настоящего времени не имеет однозначного объяснения (Любимков, 1995). Наиболее полные спектроскопические исследования и кривые лучевых скоростей RR Lyn даны в работах Поппера (1971), Кондо (1976), Любимкова и Рачковской (1995 а, б). Фотоэлектрические кривые блеска этой системы опубликованы Хаффером (1931), Магалашвили и Кумсишвили (1959), Боцулой (1960), Линнеллом (1966) и Лавровым и др. (1988). В 1977 г. звезда была предложена в качестве теста для исследования релятивистского вращения орбит затменных систем (Кох, 1977). Лавров и Лаврова (1981) заподозрили в этой системе вращение линии апсид с периодом U 2000 лет, однако этот результат, во-первых, очень далек от теоретически ожидаемого (Uth 28 000 лет) и, во-вторых, не подтверждается последующими наблюдениями. Кондо (1976), а также сравнительно недавно Любимков и Рачковская (1995 а, б) исследовали химический состав компонент RR Lyn. Оказалось, что у обеих компонент он пекулярен. При этом у более массивной и горячей компоненты (главной) обнаружены характерные признаки Am-звезды: многие химические элементы показывают избыток, который имеет тенденцию расти с увеличением атомного номера Z. У менее массивной компоненты большинство элементов оказалось в дефиците, но и в этом случае наблюдается характерный тренд химических аномалий с увеличением Z. Обнаружено систематическое различие между компонентами в содержаниях элементов, составляющее в среднем 0.6 dex. Фотометрические элементы, полученные из решения кривых блеска RR Lyn разными авторами, существенно различаются. Отмечены не объясняющиеся ошибками наблюдений расхождения между моментами минимумов, наблюденных в близкие эпохи, отклонения от модели Рессела, в частности, необходимость привлечения газовых потоков и третьего света (L 3 1530%) для удовлетворительного решения ее кривых блеска (Боцула, 1960;

Линнелл, 1966;

Лавров и Лаврова, 1981;

Боцула, 1967;

Буддинг, 1974). В то же время нет других свидетельств в пользу наличия третьей звезды в системе Линнелл (1966). В работе Некрасовой и Ирщенко (1940) была сделана попытка из решения кривой блеска Хаффера (1931) определить коэффициенты потемнения к краю компонент и найдено: u1 = u2 = 0.64±0.07, однако в работе Линнелла (1966) для обеих компонент получено: u1 = u2 = 0.295. А Хаффер (1931), получивший одну из первых фотоэлектрических кривых блеска, решал ее при u1 = u2 = 0.0.

С целью разрешения имеющихся противоречий и получения более точных геометрических и физических параметров компонент, RR Lyn была включена в программу наших фотометрических исследований.

§ 3.2. Многоцветные фотоэлектрические наблюдения RR Lyn в фотометрической системе WBVR Фотоэлектрические измерения RR Lyn в фотометрической системе WBVR были проведены в Тянь-Шаньской высокогорной обсерватории ГАИШ с 50-см рефлектором АЗТ-14 и в Крымской лаборатории ГАИШ с 60см рефлектором Цейсс-600. В качестве звезды сравнения служила 11 Lyn BD + 56°1136 = HD 46590, как и в наблюдениях других авторов. Эта звезда, 11 Lyn, являлась одной из стандартных звезд при создании нашего “Каталога WBVR-величин ярких звезд северного неба” (Корнилов, Волков, … Крылов и др., 1991). Поэтому она в течение многих лет исследовалась фотометрически на переменность и показала высокую стабильность блеска. В табл. 3.2.1 даны звездные величины и показатели цвета переменной и звезды сравнения. Среднеквадратические ошибки этих абсолютных величин и показателей цвета около 0.m005. Таблица 3.2. 1. Абсолютные фотометрические величины переменной RR Lyn и звезды сравнения 11 Lyn. Звезда W B V R W-B B-V V-R Sp A2V RR Lyn 5.m880 5.m761 5.m540 5.m362 0.m119 0.m221 0.m178 A6IV + F0V 11 Lyn 5.m927 5.m882 5.m877 5.m880 0.m045 0.m005.m Ошибки дифференциальных измерений, obs, определялись каждую ночь по внутренней сходимости наблюдений стандартных звезд и звезды сравнения. Учитывая результаты численного эксперимента, проведенного Главе I, нашей задачей при проведении наблюдений было достижение точности измерений obs 0m.003. Эта задача практически была выполнена. Значения obs, например, для одной из лучших ночей JD 2444595 (по 95 измерений RR Lyn с каждым из четырех фильтров в Min II в течение более 8 часов наблюдений в Тянь-Шаньской обсерватории) составили 0.m0029, 0.m0024, 0.m0020 и 0.m0023 для фильтров W, B, V и R, соответственно. Такая высокая точность индивидуальных измерений, характерная для многих ночей наблюдений RR Lyn, связана с уникальными астроклиматическими условиями для фотометрических измерений в Тянь-Шаньской обсерватории (высота над уровнем моря около 3000 м). В то же время для наблюдений в Крымской лаборатории ГАИШ (высота около 500 м) стандартная ошибка наблюдений в одну из лучших ночей составляет лишь 0.m0033 в фильтре V (JD 2444 988, 145 измерений RR Lyn в течение 6 часов наблюдений, Min I). Всего с фильтром V получено 275 индивидуальных измерений блеска RR Lyn, а с фильтрами W, B и R – по 124 измерения. Результаты дифференциальных измерений RR Lyn представлены на рис. 3.2.1 и 3.2.2. Они исправлены за атмосферное поглощение в соответствии с методикой, описанной в работе Мошкалева и Халиуллина (1985), и редуцированы в стандартную WBVR-фотометрическую систему (Халиуллин и др., 1985). Юлианские моменты измерений, JD, приведены к центру Солнца. На рис. 3.2.3 показаны изменения показателей цвета W B, B – V и B – R с фазой орбитального цикла.

-0,010 0,070 0, -0, 0, 0, 0, 0, m 0. 0, 0. 0,170 0, 0. 0, 0. Min I 0,270 0, 0. 0, 0. 0,370 0, O-C 0.00 0, O C = 0. -0, 0. -0, 0. 0. 0, 0. 0, 0. 0,015 Фaза Рис. 3.2.1. Кривая блеска RR Lyn в полосе V в области Min I по наблюдениям в Крымской обсерватории ГАИШ МГУ. Внизу приведены уклонения, O – C, индивидуальных наблюденных точек от теоретической кривой, построенной с найденными фотометрическими элементами.

-0, m 0.00 0, W B 0.10 0, V Min II 0.20 0, R 0.30 0, 0, O-C 0. O C = O C = O C = O C = 0.0034 W 0.0026 B 0.0022 V 0.0025 R 0, 0. 0. 0, 0. 0, 0.440 0,440 0.445 0,445 0.450 0,450 0.455 0,455 0.460 0,460 0.465 0,465 0.470 0,470 0.475 0, Фaза 0, Рис. 3.2.2. Кривые блеска RR Lyn в полосах W, B, V и R в области Min II по наблюдениям в Тянь-Шаньской высокогорной обсерватории ГАИШ МГУ. Внизу приведены уклонения, O – C, индивидуальных наблюденных точек от теоретической кривой, построенной с найденными фотометрическими элементами.

-0, C -0,040 0. (B - R) -0,030 0.03 -0,020 0. 0.01 -0, 0,000 0. 0.01 0,010 0.02 0,020 0.03 0,030 0.04 0, (B - V) Min II (W - B) 0,050 0.05 0, 0.430 0.440 0.450 0.460 0. Фaза Рис. 3.2.3. Изменения с фазой показателей цвета W – B, B – V и B – R затменной системы RRLyn во вторичном минимуме. Непрерывной линией проведены теоретические кривые, построенные с найденными в работе фотометричекими элементами из табл. 3.3.1. и 3.3.2.

§ 3.3. Определение фотометрических элементов системы итерационным методом дифференциальных поправок. Фотометрические элементы были определены итерационным методом дифференциальных поправок для анализа кривых блеска затменных систем с эллиптическими орбитами (Халиуллина и Халиуллин, 1984). Прежде всего были проанализированы индивидуальные измерения в полосе V как наиболее высокоточные и полные. В табл. 3.3.1 приведены фотометрические элементы RR Lyn и оценки их ошибок, полученные нами при их свободном (одновременном) обозначения: EI – гелиоцентрический момент главного минимума (в JD );

EII – гелиоцентрический момент вторичного минимума (в JD );

O-C – среднеквадратические уклонения индивидуальных точек от теоретической кривой. Таблица 3.3.1. Фотометрические элементы RR Lyn.

Наши результаты (в полосе V) r1 = 0.0878 ± 0.0005 r2 = 0.0541 ± 0.0011 i = 87.°45 ± 0.°11 e = 0.0782 ± 0.0009 = 185° ± 5° L1 = 0.7835 ± 0.0039 L2 = 1 – L1 L3 = 0 (фикс.) u1 = 0.43 ± 0.08 u2 = 0.59 ± 0.12 Хаффер (1931) ( 4500 ) 0.080 0.050 87.°8 0.081 (фикс.) 164° 0.794 1 – L1 0 (фикс.) 0.0 (фикс.) 0.0 (фикс.) Боцула (1967) ( 4600 ) 0.090 0.057 87.°0 0.079 181° 0.780 1 – L1 0 (фикс.) 0.6 0.8 0.8 Линнелл (1966) (в полосе V) 0.082 0.066 88.°3 0.080 (фикс.) 167° (фикс.) 0.6738 0.3262 30.4% 0.2908 0. поиске.

Здесь и ниже использованы следующие Индекс “1” и определение “главная” относятся к компоненте, которая затмевается в главном (более глубоком) минимуме (Min I). Величины EI и EII находились в итерационном процессе одновременно с другими фотометрическими элементами при решении кривых блеска. Из совместного анализа найденных нами и других опубликованных фотоэлектрических моментов минимумов (Хаффер, 1931;

Боцула, 1960;

Линнелл, 1966;

Лавров и др., 1988;

Каттон и др., 1989;

Каттон и Варнс, 1993;

Ислес, 1991) методом наименьших квадратов получены следующие эфемериды для вычисления моментов минимумов RR Lyn: Е I = JD 2444 988.49594(30) + 9.9450738(7)E Е II = JD 2444 595.17240(30) + 9.9450745(7)E В скобках указаны стандартные ошибки определения соответствующих величин в единицах последнего знака. Хотя периоды следования главного и вторичного минимумов различаются, это различие находится на сегодняшний день в пределах ошибок их определения. В табл. 3.3.1 для сравнения даны фотометрические элементы, полученные другими авторами (Хаффер, 1931;

Линнелл, 1966;

Боцула, 1967). В табл. 3.3.2 представлены результаты решения наших кривых блеска в фильтрах W, B, V и R при закрепленной геометрии. Значения геометрических параметров r1,2, i, e и были зафиксированы в соответствии с результатами решения более полной кривой блеска в фильтре V, так как нет причин считать, что эти параметры могут зависеть в RR Lyn от спектральной полосы наблюдения. То есть, при решении W, B и R–кривых блеска варьировались лишь фотометрические характеристики компонент: L1, L2, u1 и u2.

Таблица 3.3.2. Результаты решения кривых блеска RR Lyn в полосах W, B, V и R при фиксированных геометрических параметрах.

Параметр L1 L2 u1 u2 O-C (Min I) O-C (Min II) W 0.7524 ± 0.0011 1 – L1 0.38 ± 0.10 0.m0034 B 0.7938 ± 0.0010 1 – L1 0.69 ± 0.08 0.m0024 V 0.7835 ± 0.0008 1 – L1 0.43 ± 0.08 0.59 ± 0.07 0.m0037 0.m0022 R 0.7656 ± 0.0009 1 – L1 0.16 ± 0.09 0.m На рис. 3.2.1 и 3.2.2, где приведены W, B, V и R-кривые блеска RR Lyn в области минимумов, даны также уклонения, ОС, наблюдаемых точек от соответствующих теоретических кривых, построенных с найденными нами фотометрическими элементами из табл. 3.3.1 и 3.3.2, и соответствующие значения O-C. Из рассмотрения полученных элементов можно сделать следующие выводы: 1. Нет каких-либо заметных систематических изменений O – C с фазой орбитального цикла. Это говорит о том, что использованная модель хорошо соответствует нашим наблюдениям и нет необходимости привлечения третьего света для интерпретации наблюдений. По-видимому, большинство заявленных ранее аномалий и противоречий в кривых блеска RR Lyn связаны с недостаточной точностью большинства ранних наблюдений. 2. Наблюдения во всех полосах W, B, V и R удовлетворительно описываются единой геометрией (r1,2, i, e и ). В кривых блеска и O – C заметны физические флуктуации блеска с амплитудой около 0.m003 и с характерным временем 1h, присущие звездам типа Sct. Для выяснения вопроса, к какой звезде (RR Lyn или 11 Lyn) относятся эти флуктуации, требуются дополнительные исследования. 3. Из табл. 3.3.1 и 3.3.2 видно, что полученные из наблюдений коэффициенты потемнения дисков компонент u1 и u2 заметно меньше затмений и теоретически ожидаемых (uth 0.60). Однако из-за частных эллиптичности орбиты величины u1, u2 и долгота периастра определяются с не очень большой точностью. Это связано, в основном, с взаимной корреляцией u1, u2, e и при их одновременном поиске. 4. Изменения показателей цвета W – B и B – V с фазой орбитального цикла, показанные на рис. 3.2.3, качественно согласуются с аналогичными кривыми для U – B и B – V из работы Линнелла (1966), однако наши кривые в несколько раз точнее и, кроме того, имеются наблюдения в полосе R. Из рис. 3.2.3 отчетливо видна парадоксальная на первый взгляд ситуация: во вторичном минимуме показатели цвета B – V и V – R "голубеют", как и должно быть при затмении более холодной вторичной компоненты (Sp II = F0V), однако величины W – B при этом сильно "краснеют". Учитывая геометрию затмений и соотношение светимостей компонент, лишь около 30% наблюдаемого эффекта можно объяснить известным “провалом” в диаграмме U – B, B – V в области А-звезд IV-V классов светимости (SpI = A6IV). Остальные же 70% необычного поведения цвета W – B, как будет ясно из дальнейшего, связаны с аномалиями содержания тяжелых элементов в атмосферах обеих компонент.

§ 3.4. Абсолютные параметры и эволюционный статус компонент На основании наших данных, представленных выше в § 3.2 и § 3.3, а также опубликованных результатов спектроскопических исследований (Поппер, 1971;

Кондо, 1976;

Любимков и Рачковская, 1995 а, б) можно вычислить физические и геометрические характеристики каждой из компонент RR Lyn, которые приведены в табл. 3.4.1. Для определения возрастов компонент t1 и t2, приведенных в табл. 3.4.1, мы на рис. 3.4.1 построили зависимости lg g (t), то есть, эволюционные треки для звезд нормального химсостава (Z = 0.02) и масс M1 = (1.89 ± 0.07) M и M2 = (1.49 ± 0.05) M. Были использованы звездные модели, построенные Кларетом и Джименезом (1992). Выбор именно этой диаграммы для определения возраста связан с тем, что ускорениe (g M/R2) весьма чувствительно к возрасту, а необходимые для его вычисления радиусы из кривых блеска определяются с лучшей точностью, чем, например, светимости или другие параметры звезд. Ширины полос эволюционных треков компонент на этой диаграмме отражают неопределенности значений их масс. Пересечение эволюционного трека с прямой y = lg gobs дает искомое значение возраста звезды. Возрасты компонент, t1 и t2, найденные таким образом и представленные в табл. 3.4.1, в пределах ошибок определения хорошо согласуются друг с другом. Поскольку t1 определяется с лучшей точностью, мы приняли его в качестве возраста всей системы RR Lyn: t = (1.08 ± 0.15) 109 лет, что хорошо согласуется со значением t = (1.1 ± 0.3) 109 лет, найденным в работе Любимкова и Рачковской (1995 б) из других данных.

lg g 4.3 4, 4, M2 = 1.49 M Вторичная компонента lg g 4.2 4, 4.1 4, M1 = 1.89 M t 4.0 3.9 3, lg g1 Главная компонента 3.8 3, t 3.7 3, 3, 0. 0, 0, 0. 0, 0, 0. 0, 0, 0. 0, 0, 0. 0, 1. 1, 1.2 1, 1, 1.4 1, 1, 1.6 1, 1, t1,8 9 1,9 [10 лет] Рис. 3.4.1. Эволюционные треки, lg g(t), для звезд нормального химсостава (Z = 0.02) и масс M1 = 1.89 + 0.07 Mо и M2 = 1.49 + 0.05 Mо, соответствующих массам компонент RR Lyn для определения их возрастов t1 и t2.

Таблица 3.4.1. Основные физические и геометрические характеристики затменной двойной системы RR Lyn.

Параметр Массы, M Радиусы, R Светимости, L Эффективные температуры, Te Сп. классы из WBVR-фотометрии, Sp Гравитационное ускорение, lg g Возрасты, t Избытки радиусов, lg R Избытки светимости, lg L V W–B B–V V–R Абс. болометрические величины, Mbol Металличность, [Fe/H] Орбитальный период, P Большая полуось орбиты, a Наклонность орбиты, i Расстояние до системы, r Фотометрический параллакс, ph Тригонометрический параллакс, Возраст системы, t Главная компонента Вторичная компонента 1.89 ± 0.07 M 1.49 ± 0.05 M 2.57 ± 0.04 R 1.58 ± 0.04 R 21.04 ± 1.47 L 5.31 ± 0.32 L 7570 ± 120 K 6980 ± 100 K A6 IV F0 V 3.894 ± 0.019 4.214 ± 0.025 (0.97 ± 0.32) 109 лет (1.08 ± 0.15)109 лет 0.214 ± 0.007 0.045 ± 0.012 0.259 ± 0.029 0.092 ± 0.025 5.m805 ± 0.015 7.m202 ± 0.024 0.m177 ± 0.017 0.m079 ± 0.020 m 0. 207 ± 0.011 0.m273 ± 0.012 0.m153 ± 0.013 0.m265 ± 0.015 1.m48 ± 0.07 2.m88 ± 0.07 0.31 ± 0.08 0.24 ± 0.06 d d 9. 9450740 ± 0. 0000007 29.23 ± 0.34 R 87.°45 ± 0.°11 73.5 ± 2.8 пс 0.0136 ± 0.0005 0.0120 ± 0.0010 (1.08 ± 0.15) 109 лет Поскольку главная компонента RR Lyn является “металлической” звездой, определение ее эффективной температуры, Te, из спектроскопических данных затруднительно. Ее спектральный класс зависит от выбранной системы линий и оценивается, в среднем, как A3, A7 и F0 по линиям кальция, водорода и металлов, соответственно (Поппер, 1971;

Кондо, 1976). Оценки спектрального класса вторичной компоненты из спектроскопических данных также лежат в широком диапазоне: F0V – F3V (Поппер, 1971;

Кондо, 1976;

Любимков и Рачковская, 1995 а, б). Поэтому мы надеялись, что результаты многоцветной фотометрии дадут лучшее приближение для Te, тем более, что в результате решения кривых блеска нам удалось уверенно разделить излучение компонент во всех полосах WBVR. Избытки радиусов, lg R, и светимостей, lg L, компонент, приведенные в табл. 3.4.1, вычислены по отношению к моделям звезд начальной главной последовательности (t = 0) нормального химсостава (Z = 0.02) из работы Кларета и Гименеза (1992). В соответствии с избытком радиуса (lg R1 = 0.214) и избытком светимости (lg L1 = 0.259), главную компоненту мы будем относить к IV классу светимости, хотя спектроскопически обе компоненты обычно относят к V классу. На рис. 3.4.2 компоненты системы нанесены на двуцветной диаграмме B – V, V – R. На параллельных координатных осях этой диаграммы кроме показателей цвета из WBVR-каталога (Корнилов, Волков, … Крылов и др., 1991) нанесены соответствующие им MK-спектральные классы IV – V классов светимости. В заданном интервале цвета B – V и V – R слабо зависят от класса светимости и металличности и являются хорошими индикаторами эффективных температур. После введения в соответствии с работами Страйжиса (1977, 1982) небольших поправок за металличность, показанных на рис. 3.4.2 соответствующими векторами бланкетирования, мы оценили спектральные классы компонент RR Lyn: Sp (RR Lyn) = A6 IV + F0 V. Согласно рис. 3.4.1, вторичная компонента не успела заметно отойти от начальной главной последовательности, и поэтому для нее можно использовать известную шкалу температур Te и болометрических поправок B.C. для звезд V класса светимости (Поппер, 1980): Te (F0 V) = 6980 ± 100 K ;

B.C. (F0 V) = 0.m01 В то же время главная компонента уже заметно отошла от главной последовательности, и ее температура быстро уменьшается. Для этой, сравнительно быстрой, фазы эволюции нельзя получить однозначных 0,050 BV 0.10 0, A | A | A | A | A | A | A | F | F | F | F | A A 0.15 0, A4 A5 A 0.20 0, Главная компонента 0.25 0, A7 A Вторичная компонента A 0.30 0, F F 0.35 0, F2 F 0. 0, 0, 0, 0. 0, 0. 0, 0. 0, 0. 0,3 V R 0, 0. Рис. 3.4.2. Положения компонент RR Lyn на диаграмме B – V, V – R. Стрелками обозначены векторы бланкетирования. Крестиками нанесены яркие непокрасневшие звезды IV – V классов светимости из каталога Корнилова и др. (1991).

калибровок, и поэтому для определения Te этой звезды мы использовали отношение поверхностных яркостей компонент:

I 1 L1 r2 e c2 / T2 1 = c2 / T1 = I 2 L2 r1 e Используя найденные выше (табл. 3.3.1 и 3.3.2) значения для относительных светимостей L1,2 и радиусов r1,2 и считая, что эффективные температуры компонент равны яркостным, можно получить: Te (A6 IV) = 7570 ± 100 K. Это значение Te получено как среднее из результатов решения кривых блеска в двух полосах: T1 = 7565 К для В и T1 = 7575 K для V. Именно в этих полосах сосредоточена основная часть излучения обеих компонент. Полоса W сильно искажена эффектами бланкетирования металлическими линиями и поэтому для этой цели не может быть использована. Из решения кривой блеска величина I1/I2 определяется с высокой точностью и значение Te использованием этого для главной компоненты, найденное здесь с следует, очевидно, признать на отношения, сегодняшний день наиболее надежным и точным. Отметим, что эта величина Te, полученная нами из многоцветной фотометрии, существенно ниже спектроскопических оценок: T1 = 8000 8300 K (Кондо, 1976;

Любимков и Рачковская, 1995 а, б). Возможно, это противоречие является отражением необычной структуры атмосфер металлических звезд. В табл. 3.4.1 приведены также абсолютные светимости, L, и болометрические величины, Mbol, компонент, вычисленные с использованием найденных выше абсолютных радиусов и температур. Эти параметры позволяют найти расстояние, r, до системы и фотометрический параллакс, ph, из известного соотношения: Mbol = V + B.C. + 5 +5lg ph.

Подставляя величины для главной компоненты из табл.

3.4. и болометрическую поправку B.C. = 0.01 (Поппер, 1980), получим: ph = 0."0137 ± 0.0005;

r = 73.5 ± 2.8 пс. Величина тригонометрического параллакса, найденная для этой звезды спутником Гиппархос (Перриман и др., 1997), составляет = 0.01201 ± 0.00097. Как видим, значения ph и в пределах своей точности не противоречат друг другу. Однако на сегодняшний день найденное нами значение ph является, по-видимому, более надежным и точным.

§ 3.5. Эффекты бланкетирования и оценка "металличности" компонент На рис. 3.5.1 компоненты системы RR Lyn нанесены на двуцветную диаграмму W – B, B V. На этой диаграмме звезды с дефицитом металлов располагаются выше и левее звезд той же светимости и температуры, но нормального химического состава, а звезды с обилием металлов показывают отклонение вниз и вправо, то есть, ультрафиолетовый дефицит (Страйжис, 1977, 1982). Измерив длину вектора бланкетирования, можно определить металличность [Fe/H] звезды (Повел, 1972). На рис. 3.5.1 проведены векторы бланкетирования для обеих компонент. Отметим, что параметры этих векторов вычислены для диаграмм U – B, B – V, и нам пришлось внести небольшие поправки ( 10%) за счет различия спектральных кривых реакции для полос W и U (Халиуллин и др., 1985;

Страйжис, 1977). В итоге мы получили: [Fe/H] = + 0.31 ± 0.08, [Fe/H] = 0.24 ± 0.06, для главной компоненты, для вторичной компоненты.

-0,200 WB A | A | A | A | A | A | A | F | F | F | F | -0,100 0. Вторичная компонента (W - B) V IV 0.00 0, III 0.10 0, (W - B) 0.20 0, Главная компонента 0.30 0, I 0,400 0.10 0.15 0.30 0.35 0.20 0.25 BV 0,080 0,120 0,160 0,200 0,240 0,280 0,320 0,360 0, | | | | | | Рис. 3.5.1. Положения компонент RR Lyn на диаграмме W – B, B – V. Римскими цифрами отмечены линии нормальных цветов звезд соответствующих классов светимости. Стрелками показаны векторы бланкетирования. Величины (W – B) – избытки цвета за счет эффектов бланкетирования.

Эти величины находятся не только в качественном, но и в хорошем количественном согласии с результатами спектроскопической работы Любимкова и Рачковской (1995 а). Напомним, что согласно результатам исследования этих авторов, химический состав атмосфер компонент RR Рыси сильно различается. При этом у вторичной компоненты наблюдается устойчивый дефицит тяжелых элементов по отношению к главной компоненте. В среднем этот дефицит составляет 0.56 dex.

§ 3.6. Основные результаты исследования системы RR Рыси Высокоточные (инд 0.m003) многоцветные фотоэлектрические измерения в системе WBVR позволили геометрическую и физическую табл. 3.4.1. Важным результатом нашей работы является вывод, что химический состав атмосфер обеих компонент этой системы пекулярен: главная компонента показывает избыток тяжелых элементов, а вторичная их дефицит. Этот результат получен нами из анализа интегральных эффектов бланкетирования линиями тяжелых элементов в широких полосах W,B,V и R. О пекулярности химсостава главной компоненты, а именно, что она является "металлической" звездой, было известно давно. И лишь в 1995 году Любимков и Рачковская (1995 а, б) из спектроскопических исследований показали, что и другая звезда в этой системе имеет ненормальный химсостав. Однако в отличие от главной компоненты, здесь наблюдается дефицит тяжелых элементов. Этот неожиданный результат требовал подтверждения, и он последовал из нашей многоцветной фотометрии. Учитывая, что, скорее построить непротиворечивую модель затменной системы RR Lyn и определить ее фотометрические и абсолютные элементы, приведенные в всего, компоненты RR Lyn образовались одновременно и имели один и тот же первоначальный химсостав, и что в этой системе еще не происходил обмен масс, полученный результат свидетельствует в пользу теории диффузии. Эта теория объясняет аномалии химического состава разделением элементов в поверхностных слоях под действием противоположных сил гравитации и лучевого давления (Михауд, 1988). Основные физические характеристики обеих компонент RR Lyn – массы, радиусы и светимости – не показывают аномалий, какие часто приписывают "металлическим" звездам, и в пределах ошибок определения согласуются с современными эволюционными моделями звезд нормального химсостава (Кларет и Гименез, 1992). Попытки интерпретации главной и вторичной компонент эволюционными моделями из работы Кларета и Гименеза (1992) с ZI = 0.03 и Z II = 0.01, соответственно, приводят к противоречиям. Это свидетельствует о том, что найденные аномалии химсостава компонент RR Lyn относятся лишь к поверхностным слоям звезд, а недра компонент имеют нормальное содержание металлов: Z = 0.02. Этот результат имеет важное значение для понимания природы металлических звезд, а система RR Lyn предоставляет уникальную возможность для дальнейшего исследования физики явления "металличности". Что касается вращения эллиптической орбиты RR Рыси, то подставляя найденные нами параметры системы в соотношения (1.1.2) и (1.1.3), можно вычислить, что теоретически ожидаемый период апсидального вращения для этой системы Uth = (28 100 ± 1400) лет. При этом основной вклад (>75%) во вращение должен давать релятивистский член, вычисляемый согласно соотношению (1.1.1). Однако, как видно из найденных нами фотометрических элементов (Таблица 3.4.1), долгота периастра орбиты этой системы близка к ( = 185° ± 5°). Из формулы (1.1.20) следует, что если =, периоды следования главного и вторичного минимумов одинаковы (P = PI PII = 0). То есть, при такой долготе периастра Min II как бы "застывает" на месте по отношению к Min I, и поэтому мы не можем измерить скорость вращения орбиты. Из-за большого апсидального периода такая ситуация для RR Рыси сохранится, по-видимому, еще, по крайней мере, несколько сотен лет. В заключение этой главы следует отметить, что систему непротиворечивых физических и геометрических характеристик затменной звезды RR Рыси, представленную в табл. 3.4.1, удалось получить лишь благодаря высокой точности фотоэлектрических измерений (obs = 0m.002 0m.003). Как было показано в Главе I, при обычной точности измерений с obs >0m.010 параметры этой двойной звезды с частными затмениями из решения кривой блеска не определяются.

ГЛАВА IV МНОГОЦВЕТНАЯ ФОТОМЕТРИЯ ЗАТМЕННОЙ ДВОЙНОЙ ЗВЕЗДЫ AR КАССИОПЕИ В ФОТОМЕТРИЧЕСКОЙ СИСТЕМЕ WBVR § 4.1. Библиографический обзор фотометрических и спектроскопических исследований AR Cas Яркая звезда северного неба AR Cas (HD221253 = BD +57°.2748 = HR 8926;

V = 4m.89;

Sp = B4.2 IV+A6V), А-компонента визуальной 7-кратной системы ADS 16795, была открыта как затменная система с эллиптической орбитой (e = 0.21) еще в 1918 г. Стеббинсом (1919) на основе первых фотоэлектрических измерений. Впоследствии эта звезда наблюдалась фотометрически многократно (Стеббинс, 1921;

Хаффер, 1962;

Боцула, 1960;

Каталоно и Родоно, 1971;

Гордон и Крон, 1973;

Моссаковская, 1992). Однако из-за малости глубин минимумов (Min I = 0m.13;

Min II = 0m.03) и сравнительно большого орбитального периода (P = 6d.066) не удавалось получить хорошую фотоэлектрическую кривую блеска этой системы для надежного определения ее фотометрических элементов. Этой звезде посвящен целый ряд спектроскопических исследований (Байкер, 1910;

Лютен и др., 1939;

Петри, 1944;

Горза и Херд, 1971;

Гайда и Сеггевист, 1981). Спектральный класс главной компоненты большинство авторов определяют как B3 V, а скорость ее вращения v1sin i = 120 130 км/c. Из-за слабости блеска вторичной компоненты (L2 = 0.03) до последнего времени была известна лишь функция масс двойной системы f(M) = 0.100. Однако недавно в работе, посвященной фотометрическому и спектроскопическому исследованию AR Cas, Холмгрен и др. (1999) сумели установить спектральный класс вторичной компоненты (A6 V) и построить кривые лучевых скоростей для обеих компонент.

Исследование апсидального вращения орбиты AR Cas до недавнего времени основывалось, главным образом, на спектроскопических наблюдениях Люйтена и др. (1939), Петри (1944), Бэттена (1960) и Копала (1965). Из кривых лучевых скоростей, полученных с 1908 по 1943 гг., Петри (1944) получил, что долгота периастра,, за это время увеличилась примерно на 30°, и сделал вывод, что период апсидального движения равен 413 годам. Но дальнейшие спектроскопические наблюдения не подтвердили этот период. Более того, фотометрическая кривая блеска AR Cas, полученная Стеббинсом (1921), дает несогласующееся со спектроскопией значение долготы периастра. В настоящее время известно, что кривые лучевых скоростей ТДС подвергаются, как правило, различным искажениям. Это затрудняет спектроскопическое изучение изменений и периодических изменений -скорости центра масс. Очень быстрое, асинхронное вращение главной компоненты AR Cas (Лютен, 1939;

Слеттебак и Ховард, 1955) было привлечено Бэттеном (1961) как возможная причина дисторсии, но позднее он пришел к выводу, что один этот эффект не может объяснить наблюденные аномалии. Каталоно и Радоно (1971) исследовали проблему апсидального движения в AR Cas, ограничиваясь изменениями периода следования Min I и Min II и используя лишь фотометрические данные. Они нашли, что период апсидального вращения Uobs = 1000 ± 34 лет. Однако не очень надежные фотометрические элементы не дали им возможности с уверенностью определить значения постоянных внутренней структуры компонент k2. Моссаковская (1992) получила близкое значение для апсидального периода Uobs = 922 ± 46 лет, однако найденное ею значение k obs оказалось в три раза 2,1 больше теоретически ожидаемой величины. Это дало повод предположить, что в системе, возможно, присутствует третье тело. Проблема существования третьей звезды в этой системе давно обсуждается в литературе. Бэттен (1960), анализируя спектроскопические наблюдения, разделил их на несколько групп и нашел, что существуют изменения -скорости центра масс с периодом около 0.7 лет. Однако в работах (Гайда и Сеггевист, 1981;

Холмгрен и др., 1999) авторы не подтвердили вариации -скорости, которые могли бы указывать на наличие третьего тела, динамически связанного с AR Cas. В работе Холмгрена и др. (1999) для периода апсидального вращения получено почти в два раза большее значение, Uobs = 1938 ± 207 лет, чем в предыдущих работах, а также указывается на заметное различие наблюдаемых и теоретических значений параметра k2,1 Целью нашей работы являлось определение фотометрических и абсолютных элементов, прояснение ситуации с апсидальным вращением в этой системе и выяснение причин противоречивых выводов разных авторов.

§ 4.2. Абсолютная и диференциальная фотометрия AR Кассиопеи в Тянь-Шаньской обсерватории ГАИШ МГУ с четырехканальным WBVR-электрофотометром Абсолютные и дифференциальные фотоэлектрические измерения AR Cas в фотометрической системе WBVR (Халиуллин и др., 1985) были проведены в Тянь-Шаньской обсерватории Астрономического института им, П.К.Штернберга (высота около 3000 м над уровнем моря) в 1988-89 г.г. Для наблюдений был использован разработанный нами 4-х канальный автоматизированный электрофотометр, конструкция которого была описана в Главе II. Он был установлен на 48-см рефлекторе АЗТ-14. Для исключения попадания в поле зрения телескопа других членов визуальной кратной системы ADS 16795 (AE = 43, E = 11m.28, AxCD = 75", CD = 7m.095 и др.) была использована диафрагма с радиусом r = 20". Поэтому только слабая Вкомпонента (AxB = 1".2, B = 9m.3) включалась в фотометрическое поле. При дифференциальных измерениях в качестве звезды сравнения использовалась 1 Cas (HD 218376, HR 8797, V = 4m.85, B0.5 IV). Усредненные результаты наших абсолютных привязок и дифференциальных измерений, исправленные за атмосферное поглощение и редуцированные в стандартную систему (Халиуллин и др., 1985), представлены в табл. 4.2.1. Каждая величина, представленная в этой таблице, получена как среднее из 20-25 индивидуальных измерений, выполненных в 5-8 разных ночей. Стандартные ошибки индивидуальных измерений составляют в среднем 0.m006, 0.m004, 0.m004 и 0.m005 в полосах W, B, V и R, соответственно. Методика учета атмосферной экстинкции описана в работе Мошкалева и Халиуллина (1985). Таблица 4.2.1. Результаты абсолютных привязок и дифференциальных измерений кратной системы AR Cas + B в фотометрической системе WBVR.

Звезда 1 Cas Фаза W B V R U Комментарии Корнилов и др.(1991) 3.735(5) 4.805(4) 4.850(5) 4.841(5) 3.949(9) AR Cas + B 0.p 00 4.118(3) 4.914(2) 5.026(2) 5.090(3) 4.254(3) Min I AR Cas + B 0.p 04 3.979(2) 4.780(1) 4.893(2) 4.965(1) 4.115(2) Вне затмения AR Cas + B 0.p 57 3.977(2) 4.776(2) 4.890(1) 4.960(2) 4.114(2) Вне затмения AR Cas + B 0.p 62 3.989(2) 4.800(2) 4.927(1) 5.008(2) 4.126(2) Min II AR Cas + B 0.p 67 3.979(2) 4.774(1) 4.892(2) 4.959(1) 4.114(2) Вне затмения AR Cas + B 0.p 96 3.981(2) 4.777(2) 4.896(1) 4.963(2) 4.117(2) Вне затмения Min I Min II 0.138(3) 0.136(2) 0.132(2) 0.126(3) 0.138(3) Глубина Min I 0.011(2) 0.025(1) 0.036(1) 0.048(2) 0.012(2) Глубина Min II Наблюдения AR Cas проводились параллельно с работами по созданию WBVR-каталога ярких звезд северного неба (Корнилов, Волков, … Крылов и др., 1991). Целью этих наблюдений было измерение с максимально высокой точностью звездных величин и глубин минимумов AR Cas во всех четырех полосах W, B, V и R. В течение около сорока наблюдательных ночей проведены измерения в моменты избранных фаз до входа и после выхода из затмений и в серединах минимумов. Для возможности работы с популярной и хорошо откалиброванной двуцветной диаграммой (UB), (BV) и для возможности сравнения наших результатов с другими опубликованными данными, измеренные нами величины W были редуцированы в полосу U на основе известных кривых реакции этих систем (Халиуллин и др., 1985;

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.