АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ, 2019, том 96, № 2, с. 91-105

УДК 52-3+524.85

РОЛЬ ИЗЛУЧЕНИЯ ГРАВИТАЦИОННЫХ ВОЛН

В ЭВОЛЮЦИИ ЗВЕЗД И ГАЛАКТИК

Институт астрономии РАН, Москва, Россия

Поступила в редакцию 23.06.2018 г.; принята в печать 13.09.2018 г.

Рассмотрены условия образования тесных двойных астрономических объектов со звездами главной

последовательности, вырожденными карликами различных типов, нейтронными звездами и черными

дырами различных масс. В работе исследуется эволюция наиболее тесных двойных систем такого

рода под влиянием излучения ими гравитационных волн. Оценены условия, при которых компоненты

исследуемых систем могут за время короче хаббловского слиться в результате излучения их системами

гравитационных волн. В рамках самосогласованной сценарной модели оценена частота таких событий

в Галактике, их наблюдаемые проявления, природа продуктов слияния и роль этих событий в эволюции

звезд и галактик. Изучены условия образования и эволюции сверхмассивных двойных черных дыр

(СМЧД) в ходе столкновения и слияния галактик в их плотных скоплениях.

DOI: 10.1134/S0004629919020087

1. ВВЕДЕНИЕ

В современной астрофизике имеется достаточ-

но развитое представление об эволюции основ-

Существование гравитационных волн было

ных астрономических объектов: звезд, галактик и

предсказано общей теорией относительности [1].

их скоплений [5-8]. Высокая исходная кратность

Характер зависимости их мощности от масс

звезд и диссипативный характер орбитальной эво-

движущихся тел направил поиск их обнаружимых

люции самых тесных из них в ходе ядерной эволю-

источников и проявлений в космос. Давно было

ции компонентов по окончанию эволюции послед-

понято, что мощными источниками излучения

них часто приводит к образованию очень тесных

гравитационных волн (ИГВ) являются тесные

конечных двойных систем с компактными ком-

понентами: звездами главной последовательности

двойные системы (ТДС) наиболее компактных

малых масс, вырожденными карликами, нейтрон-

астрономических объектов, к числу которых

принадлежат вырожденные карлики, нейтронные

ными звездами и черными дырами. Давно стало

ясно, что ИГВ наиболее тесными системами может

звезды и черные дыры различных масс. Поиск

существенным образом влиять на их эволюцию

конкретных объектов и явлений, демонстрирующих

и объяснить появление целого ряда интересных

действие ИГВ, осложнен слабостью его наблю-

ТДС и явлений в мире звезд и галактик. Сре-

даемых проявлений. Косвенным свидетельством

ди них катаклизмические системы различных ти-

участия ИГВ и его определяющего влияния на эво-

пов, рентгеновские системы, одиночные гелиевые

люцию катаклизмических ТДС было наблюдаемое

невырожденные звезды малых масс, звезды типа

распределение этих звезд по орбитальным перио-

RCrB, сверхновые звезды первого типа, гамма-

дам [2]. Прямым доказательством существования

всплески и зарегистрированные недавно всплески

ИГВ стало отмеченное Нобелевской премией

ИГВ. В ядрах практически всех галактик имеются

обнаружение сокращения орбитального периода

сверхмассивные черные дыры (СМЧД). Высокая

двойного радиопульсара [3]. Второй Нобелевской

плотность скоплений галактик и большая частота

премии была удостоена регистрация в экспери-

столкновений и слияний галактик в них создают

менте LIGO актов слияния компонентов двойных

условия для образования тесных двойных СМЧД в

черных дыр (ЧД) и нейтронных звезд (НЗ) [4].

галактических ядрах [9] и разрушения галактик —

Эти успехи превратили исследование роли ИГВ в

продуктов слияния. Это обусловливает актуаль-

эволюции компактных астрофизических объектов

ность всестороннего анализа роли ИГВ в эволюции

в одно из наиболее популярных и продуктивных

астрофизических систем.

направлений современной астрофизики.

Конечные продукты ядерной эволюции звезд:

^*E-mail: atutukov@inasan.ru

вырожденные карлики, нейтронные звезды, ЧД

ТУТУКОВ

звездных масс и СМЧД в ядрах галактик лишены

звезды главной последовательности MS, вырож-

наблюдаемых источников энергии за исключени-

денные карлики DD, нейтронные звезды NS, чер-

ем тепловой энергии. Их наблюдаемая эволюция

ные дыры BH, двойные звезды BS, звездные скоп-

оживляется аккрецией окружающего газа, которая

ления, галактики, скопления галактик. Прямыми

в случае СМЧД при подходящей интенсивности

линиями отмечены размеры систем, коллапсирую-

аккреции порождает ярчайшие источники излуче-

щих за хаббловское время при плотности, равной

ния — квазары. При наличии близкого спутника

средней плотности Вселенной 10-29 г/см³ (M ∝

ведущей силой эволюции конечных двойных систем

∝ R³), соотношение M = 0.2R² (M ∝ R²), огра-

становится ИГВ, обеспечивающее сближение и

ничение на размеры тесных двойных систем с оди-

контакт компонентов [10-12]. Характерное время

наковыми компонентами соответствующих масс,

слияния компонентов ТДС в годах T может быть

со сливающимися за хаббловское время компонен-

оценено следующим образом [13]:

тами τ_GWR = T_H , верхняя граница зоны действия

ИГВ (a ∝ M3/4) и радиусы ЧД (M ∝ R).

T = 10⁸(a/R_⊙)⁴ ×

(1)

Особой дискуссии заслуживает соотношение:

× M3⊙/(M₁M₂(M₁ + M₂)),

M = 0.2R², M/M_⊙ = 10³ R_⊙(R/pc)²,

(4)

где a — большая полуось круговой орбиты, M₁ и

M₂ — массы компонентов в солнечных единицах.

с точностью до фактора 2-3 представляющее на

Поскольку время жизни астрономических объ-

рисунке наблюдаемые массы и радиусы скоплений

ектов ограничено хаббловской шкалой времени,

галактик, галактик [14], скоплений звезд и слу-

можно оценить размеры двойных систем с круго-

жащее верхним пределом для больших полуосей

выми орбитами, для которых ИГВ является эволю-

двойных звезд [5]. Для молекулярных облаков на-

ционно значимым:

шей Галактики, которые являются предшественни-

ками звездных скоплений, это соотношение было

a/R_⊙ < 3(M₁/M_⊙)1/4 ×

(2)

найдено Ларсоном [15]. Оно подтверждено при

анализе параметров зон звездообразования в дру-

× (M₂/M_⊙)1/4((M₁ + M₂)/M_⊙)1/4.

гих галактиках [16], размер которых, естественно,

близок к размеру исходных молекулярных облаков.

Оценим интенсивность ИГВ в момент слияния

Это соотношение определяет и связь кеплеровских

двух ЧД одинаковой массы L как частное от деле-

скоростей звезд V с массами соответствующих

ния дефекта массы α ∼ 0.1 [4] на время их слияния

при величине большой полуоси порядка их радиуса

галактик: V ∝ M1/4.

Интересно, что продолжение всех названных

L = αc⁵/G ∼ 10²⁵ L_⊙,

(3)

выше прямых в область больших масштабов на

рисунке приводит к их пересечению при массе

где c — скорость света, G — гравитационная по-

отвечaющей массе Вселенной в пределах горизонта

стоянная.

∼10²² M_⊙. И если причина пересечения линий,

Интересно, что эта интенсивность не зависит от

отвечающих релятивистским эффектам, очевидна

масс сливающихся ЧД, а ее величина делает их в

в силу их взаимной обусловленности в рамках

момент слияния “абсолютным” стандартом, кото-

физики, то причина “попадания” в ту же точку

рый “ярче” всей оптической Вселенной в преде-

линии, представляющей размеры звездных скопле-

лах горизонта! Продолжительность слияния ком-

ний и галактик, остается неясной. Причины наблю-

понентов двойных ЧД при их массах 10-10¹⁰ M_⊙

даемой небольшой дисперсии соотношения M ∝

составляет 0.001-10⁶ сек (см. рисунок). Важно

∝ R² могут быть либо генетически обусловлены,

также, что продолжительность акта слияния оди-

либо являются продуктом эволюции названных

наковых ЧД согласно оценкам примерно в три

объектов. Например, столкновения галактик могут

раза превосходит их орбитальный период в момент

лишать их разреженных периферийных частей и

слияния независимо от масс этих дыр. Это обу-

уменьшать размеры таких галактик. Это при на-

словливает специфическую форму импульса ИГВ

блюдаемом распределении их плотности по ради-

в момент слияния ЧД, помогающую LIGO иденти-

усу делает их более плотными. А диссипативное

фицировать акты слияния компактных релятивист-

слияние галактик при столкновениях, как будет

ских объектов звездной массы.

ясно дальше, способно существенно увеличить их

Приведенный рисунок облегчает ориентацию в

радиусы [21]. Галактики низкой поверхностной яр-

мире звезд и галактик, а также анализ природы

кости стали известны в последнее время. Другой

“ярких” источников ИГВ и роли ИГВ в эволюции

очевидный возможный фактор дисперсии соот-

звезд и галактик. На нем в координатах “мас-

ношения M ∝ R² — дисперсия исходных угловых

са компонентов — размер системы” представлены

моментов звездных скоплений, галактик и их скоп-

основные астрофизические объекты: планеты P,

лений, задающая, например, заметную дисперсию

АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 96

№2

2019

РОЛЬ ИЗЛУЧЕНИЯ ГРАВИТАЦИОННЫХ ВОЛН

lgT

-5

10²²M₍

BD MS

Hes

-5

lgM/M₍

Астрономические объекты в плоскости “масса (М) — радиус (большая полуось) системы”. На верхней шкале приведены

оценки времени слияния и величины орбитальных периодов двух одинаковых черных дыр с массами, указанными на

нижней шкале. Линии отмечают размеры систем коллапсирующих при средней плотности Вселенной ∼10-29 г/см³

за хаббловское время (T = TH), наблюдаемую корреляцию размеров звездных скоплений, галактик и их скоплений с

массой (M ∝ R²), максимальные большие полуоси систем двух равных объектов, сливающихся за хаббловское время

TH (a ∝ M3/4), радиусы черных дыр (M ∝ R). Указано положение планет, коричневых карликов (BD), звезд главной

последовательности (MS), вырожденных карликов (DD), двойных звезд (BS), гелиевых невырожденных звезд малой

массы (Hes), нейтронных звезд (NS), звездных черных дыр (BH), сверхмассивных черных дыр (SMBH).

распределения двойных звезд по большим полу-

отношения масса-светимость для галактик. Од-

осям (рисунок).

нако сейчас представляется возможным, что от-

меченное выше соотношение M ∝ R² (рисунок)

Что может послужить объяснением причины

может отражать иерархию приливного влияния ис-

“устойчивости” соотношения M ∝ R² в широком

ходной турбулизованной космической газовой сре-

интервале масс звездных скоплений, галактик и их

ды в ходе ее эволюции от больших масштабов к

скоплений (рисунок)? Возможно, что оно отражает

меньшим. Радиус r зоны влияния гравитирующего

исходную корреляцию угловых моментов J газо-

тела с массой m определяется соотношением r =

вых предшественников галактик и молекулярных

облаков с их массами, которая может быть легко

= R(m/M)1/2, где M — масса соседнего гравити-

рующего объекта, а R — расстояние между ними.

найдена: J ∝ M7/4. Но тогда остается непонятным

полное отсутствие такой корреляции для газовых

В силу космологических причин в ходе расши-

облаков звездных масс, производящих двойные

рения Вселенной первыми возникают скопления

звезды с массами 0.1 M_⊙-100 M_⊙. Последние

галактик с массой ∼10¹⁵ M_⊙ и размером около

демонстрируют равнораспределение по логарифму

одного мегапарсека [17] (рисунок). В ходе коллапса

большой полуоси (рисунок) [5] и, следовательно, по

и сопровождающей его гравитационной фрагмен-

логарифму углового момента в широких пределах

тации этих скоплений появляются галактики, раз-

величины последнего: δlgJ ∼ 2.5. Не исключено,

меры которых ограничиваются сверху указанными

конечно, что указанная корреляция M ∝ R² яв-

приливами до указанного “предела”. Продолжение

ляется лишь простым отражением очевидного эф-

роста плотности галактик приводит к появлению

фекта наблюдательной селекции для поверхност-

молекулярных облаков, скоплений звезд и крат-

ной яркости звездных скоплений и галактик при

ных звезд, радиусы которых также контролируются

наблюдаемой сравнительно небольшой дисперсии

приливами систем более высокого порядка. Эта

АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 96

№2

2019

ТУТУКОВ

последовательность заканчивается кратными звез-

звезды (NS) и черные дыры (BH). Комбинация

дами, максимальные размеры которых ограничива-

объектов указанных семи типов порождает два-

ются приливным влиянием родительских галактик

дцать восемь классов тесных систем, рассмотре-

и скоплений звезд [5], а размеры звезд и планет

нию образования и эволюции некоторых из них под

определяются уже другими процессами. В итоге

действием ИГВ посвящена эта статья. Отдельно

указанный сценарий может быть причиной воз-

стоят двойные СМЧД, для образования достаточно

никновения наблюдаемой связи масс и размеров

тесных систем которых необходимо привлечение

скоплений звезд и галактик, а также и Вселенной

слияния галактик.

(M ∝ R², рисунок). Это обстоятельство, вероят-

Из рисунка ясно, что исходные двойные си-

но, объясняет и причину “попадания” линии M ∝

стемы из звезд главной последовательности или

∝ R² на рисунке в “точку”, отвечающую размерам

СМЧД, разделенные расстояниями порядка раз-

и массе Вселенной в пределах космологического

мера галактик, слишком широки для заметной роли

параметра z < 1.

ИГВ в их эволюции. Для образования достаточно

тесных систем продуктов эволюции их компонен-

При анализе рисунка стоит отметить, что спектр

масс газовых облаков — предшественников звезд,

тов необходимы очень эффективные механизмы

звездных скоплений, галактик и их скоплений —

потери углового орбитального момента и сближе-

является общим [18]:

ния компонентов этих систем в ходе эволюции. Для

двойных звездных систем он реализуется в виде

dN/dM ∝ M-2.

(5)

общих оболочек, в которые они погружаются, если

Отклонение “наблюдаемых” начальных функций

звезда донор теряет свой газ быстрее, чем аккретор

звезд и галактик от указанного опорного соотно-

способен его аккрецировать, оставаясь в пределах

шения может быть объяснено влиянием звездного

своей полости Роша [19, 20]. Таков же, по сути, и

ветра массивных звезд солнечного химического

механизм приливного торможения двойных СМЧД

состава для звезд, поглощением маломассивных

в ядрах сливающихся галактик [9]. Предположение

галактик массивными в скоплениях галактик [18] и

о диссипативном характере торможения двойного

возможным разрушением богатых газом галактик

ядра с массой компонентов M₁ и M₂ в общей обо-

малой массы в ходе вспышки звездообразования.

лочке с массой M и радиусом R позволяет записать

Причина появления устойчивого исходного

на основе условия траты энергии двойного ядра

спектра масс газовых предшественников астро-

на разрушение общей оболочки двойной звезды

или продукта слияния двух галактик оценку для

номических объектов: dN/dM ∝ M-2 в очень

конечной большой полуоси системы a_f [5]:

широком интервале масс (M_⊙-10¹⁵ M_⊙) остается

пока неясной. Вероятно, что это распределение

a_f = a₀M_rM₂/M₁₂,

(6)

отражает спектр масс исходных газовых пред-

шественников звезд, галактик и их скоплений.

где a₀ — начальная большая полуось двойного яд-

“Топографию” рисунка во многом определяют

ра M₁ > M₂. Она равна размерам донора в случае

соотношения (4) и (5). Уравнение (5) в инте-

общих оболочек двойных звезд и радиусу более

гральной форме N ∼ M_U /M можно использовать

массивной галактики в случае слияния галактик.

для оценок числа различных объектов и частоты

M_r — масса компактного ядра донора в случае

событий во Вселенной в пределах z < 1. Здесь

ТДС и массе СМЧД при слиянии галактик. При

M_U ∼ 10²² M_⊙ — масса Вселенной при средней

всей остающейся неопределенности такого под-

хода он остается надежным и популярным спо-

плотности ∼10-29 г/см³. Для уточнения “топо-

собом оценки итогов эволюции тесных двойных

графии” рисунка необходимо контролировать роль

гравитирующих систем [5-7] при сценарном про-

как всегда неизбежных эффектов наблюдательной

граммировании, для аналитических оценок и будет

селекции.

использоваться в настоящей статье.

Анализ распределения астрономических объ-

ектов и их систем на рисунке позволяет устано-

Разрушение общих оболочек не лишено наблю-

вить главные направления поиска систем, наибо-

даемых проявлений. Из наблюдаемого распреде-

лее перспективных для отождествления их с си-

ления двойных звезд по большим полуосям их

стемами, эволюция которых, в основном, опре-

орбит следует, что до половины всех планетарных

деляется ИГВ. Очевидно, что членами наиболее

туманностей являются продуктами распада общих

перспективных активных генераторов ИГВ двой-

оболочек тесных двойных звезд [5]. Отличительной

ных систем — продуктов эволюции тесных двой-

чертой планетарных туманностей, образованных

ных звездных систем — могут быть долгоживущие

при распаде общих оболочек, может быть большая

звезды главной последовательности малой мас-

скорость расширения их оболочек, доходящая до

сы (MS), гелиевые невырожденные звезды (Hes),

нескольких сотен километров в секунду. Эффек-

гелиевые, углеродно-кислородные и кислородно-

ты наблюдательной селекции осложняют обнару-

неоновые вырожденные карлики (DD), нейтронные

жение двойственности горячих ядер планетарных

АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 96

№2

2019

РОЛЬ ИЗЛУЧЕНИЯ ГРАВИТАЦИОННЫХ ВОЛН

туманностей, но большое их количество сейчас

для слияния их компонентов за хаббловское время

известно. Акт разрушения общей оболочки можно

под действием ИГВ. Верхняя граница размеров

разделить на две фазы. На первой фазе спутник-

двойных звезд определяется приливным влиянием

аккретор погружается в общую оболочку, тормо-

Галактики и совпадает поэтому с (4).

зясь в ней в тепловой шкале времени оболочки

донора в момент образования им общей оболочки.

Погрузившись в плотные слои донора, аккретор

2. ИСТОЧНИКИ ИЗЛУЧЕНИЯ

переходит на быструю стадию сближения компакт-

ГРАВИТАЦИОННЫХ ВОЛН (ИГВ)

ных компонентов и разрушения общей оболочки в

ЗВЕЗДНОЙ ПРИРОДЫ

ее динамической шкале времени. Последняя для

самых тесных систем может достигать нескольких

Анализ рисунка показывает, что наиболее

недель или месяцев. За это время системой сбра-

перспективными для генерации интенсивного ИГВ

сывается оболочка с характерной массой порядка

звездной природы являются тесные двойные си-

солнечной и излучается энергия порядка тепловой

стемы с наиболее компактными компонентами:

энергии общей оболочки. Сам процесс быстрого

звездами главной последовательности, гелиевыми

невырожденными звездами, вырожденными карли-

сброса проявляется как так называемая “красная

новая” — взрыв с энергией промежуточной между

ками, нейтронными звездами и звездными черными

энергией ярких новых и слабых сверхновых звезд.

дырами. В этой главе рассмотрена роль ИГВ в

эволюции наиболее тесных систем с указанными

И такие редкие, но яркие новые давно известны.

компонентами.

Теоретическая оценка их частоты в Галактике —

раз в несколько лет — делает их на фоне частоты

Рассмотрим роль ИГВ в эволюции тесных двой-

вспышек обычных новых, ∼30 в год, действительно

ных звезд главной последовательности и гелиевых

редкими. Но они — неотъемлемый элемент эво-

невырожденных звезд. Радиусы коричневых кар-

люции тесных двойных звезд. Часть достаточно

ликов с массами 0.01 M_⊙-0.1 M_⊙ близки к 0.1 R_⊙,

широких двойных звезд на фазе разрушения об-

а радиусы звезд главной последовательности с

щей оболочки может быть яркими инфракрасными

массами 0.1 M_⊙-1.5 M_⊙ могут быть представлены

источниками по причине образования большого

выражением R/R_⊙ = M/M_⊙. Уравнение (2) поз-

количества пыли в их гигантских плотных исте-

воляет найти, что компоненты контактных систем

кающих оболочках. Этот вопрос стоит детального

с равными массами в интервале 0.04 M_⊙-M_⊙

исследования.

сливаются за время короче хаббловского под вли-

Для понимания условий образования двойных

янием ИГВ. Для двойных с массами компонентов

звезд и их эволюции принципиально знание ис-

больше 0.8 M_⊙ ведущим фактором эволюции явля-

ходного распределения двойных звезд по основ-

ется ядерная эволюция, маскирующая в силу своей

ным параметрам: массам первичных компонентов

большой скорости влияние ИГВ. Однако и для

M₁, исходному отношению масс компонентов q =

систем с меньшими массами компонентов на этом

= M₂/M1 и большим полуосям орбит a. Анализ на-

пути есть существенное препятствие. Давно было

установлено, что молодые тесные двойные звезды

блюдаемых параметров двойных звезд главной по-

следовательности и учет эффектов наблюдатель-

с компонентами — звездами главной последова-

тельности — в силу ограничения размеров аккре-

ной селекции позволили найти искомую функцию

цирующих компонентов величиной ∼3 R_⊙ имеют

образования двойных звезд Галактики [5]:

)1/3 [5],

большие полуоси орбит выше ∼6(M/M_⊙

d³ν = 0.2dlg(a/R_⊙) ×

(7)

что делает их “недоступными” для ИГВ. То есть,

× (M_⊙/M₁)2.5d(M₁/M_⊙)f(q)dq,

для приведения этих систем в область, контролиру-

емую ИГВ, им необходимо избавиться от избытка

где f(q) = 1 при 1 < a < 3000 R_⊙ и f(q) ∝ q-2 при

углового момента.

3000 < a/R_⊙ < 10⁶.

Можно предложить три варианта сближения

Эта функция при всех остающихся неопреде-

компонентов. Первый — редкий распад неустой-

ленностях, сопровождающих ее поиск, остается

чивой предельно тесной кратной системы. Ком-

надежной основой для оценок частот различных

поненты главной последовательности с массами в

явлений в мире двойных звезд нашей Галактики

интервале 0.3 M_⊙-1.5 M_⊙ обладают интенсив-

и сценарного моделирования ансамбля двойных

ным магнитным звездным ветром, который через

звезд в ней. Положение двойных звезд отмечено на

спин-орбитальное взаимодействие приводит их в

рисунке. Двойные звезды с начальными большими

контакт с образованием звезд типа W UMa и

полуосями ниже 3000 R_⊙ называются тесными, по-

катаклизмических систем. Но магнитный звездный

скольку их компоненты с массами выше ∼0.8 M_⊙

ветер одновременно маскирует действие ИГВ для

в ходе эволюции заполняют полости Роша и могут

них. Более вероятный третий вариант — эволю-

порождать самые тесные системы, необходимые

ция первичного компонента с образованием общей

АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 96

№2

2019

ТУТУКОВ

оболочки, в итоге разрушения которой возника-

“видимых” проявлений, за исключением импульса

ет полуразделенная тесная двойная катаклизмиче-

ИГВ. Картина такого “поглощения” и его возмож-

ская система. Наблюдаемое распределение ката-

ные наблюдаемые проявления подлежат специаль-

клизмических систем по скоростям обмена массой

ному исследованию, а его условие может быть най-

позволило установить, что все системы такого ро-

дено с помощью (2) в предположении заполнения

да с орбитальными периодами менее двух часов

донором своей полости Роша:

эволюционируют под влиянием ИГВ [5]. Эволюция

M_BH/M > (c/v_ff)³,

(8)

катаклизмических переменных с орбитальными пе-

риодами больше двух часов контролируется маг-

где M_BH — масса СМЧД, M — масса донора, c —

нитным звездным ветром или ядерной эволюцией

скорость света, v_ff — параболическая скорость на

донора [5, 7]. По аналогии можно заключить, что

поверхности донора. Из этого условия следует, что

таковы же движущие силы эволюции и маломас-

нейтронные звезды будут “поглощаться” при массе

сивных рентгеновских двойных с аккрецирующими

черных дыр выше ∼50 M_⊙, вырожденные кар-

нейтронными звездами или черными дырами звезд-

лики — при M_BH > 10⁶ M_⊙, долгоживущие звез-

ных масс.

ды главной последовательности солнечной мас-

Вырожденные аккреторы катаклизмических

сы — при M_BH > 10⁸ M_⊙. При меньших массах

систем делятся на углеродно-кислородные и

СМЧД звезды, заполняющие свои полости Роша,

кислородно-неоновые, как это демонстрирует

на гиперболических орбитах могут быть разрушены

химический анализ их оболочек. Обилие неона в

приливными силами за динамическое время этих

кислородно-неоновых новых в сто раз превосходит

звезд. Несколько десятков таких событий масшта-

таковое для Солнца, что позволяет говорить о

ба взрывов сверхновых звезд, отвечающих распаду

существенной роли перемешивания аккрециро-

звезд главной последовательности с массами от од-

ванного между вспышками вещества донора с

ной до сорока солнечных, были зарегистрированы в

веществом самого вырожденного карлика и эрозии

оптике и ультрафиолете [69]. Частота этих взрывов

последнего в ходе взрывов новых звезд

[22].

определяется скоростью диффузии звездного ком-

Эрозия аккретора в катаклизмических ТДС в

понента галактических ядер в окрестность СМЧД.

ходе вспышек новых звезд, вероятно, исключает

Не меньший интерес привлекают и потенци-

взрывы их вырожденных компонентов в качестве

альные доноры, имеющие возможность при мень-

SNIa. Очередной раз анализ эволюции тесных

ших массах СМЧД заполнить свою полость Ро-

двойных оказывается надежным инструментом

ша на круговых орбитах. Это относится, в част-

для исследования структуры и эволюции звезд.

ности, к звездам главной последовательности в

Относительная наблюдаемая частота кислородно-

тесной паре со сверхмассивными черными дыра-

неоновых новых звезд оказалась лишь в два раза

ми, возникающими в ядрах галактик. Если при-

ниже полной частоты новых [23], большинство

нять для радиусов звезд главной последователь-

которых является продуктом взрыва углеродно-

ности с массой, меньшей ∼1.5 M_⊙, соотношение

кислородных карликов. Действительная относи-

R_MS/R_⊙ = M_MS/M_⊙, то можно найти с помощью

тельная частота появления кислородно-неоновых

(2), что отношение максимальной большой полу-

карликов в катаклизмических системах много

оси двойной с эволюцией, определяемой ИГВ за

меньше, поскольку частота вспышек быстро растет

хаббловское время, к минимальной M_BH близко

с массой вырожденного карлика

[24]. Теоре-

тическая оценка полной частоты образования

к (M_MS/M_⊙)-5/12(M_BH/M_⊙)1/6. Например, при

катаклизмических систем в Галактике ∼0.01 в год

M_MS ∼ M_⊙ и MBH ∼ 10⁹ M_⊙ этот интервал до-

близка к наблюдаемой [5].

стигает величины около 30. То есть звезды ма-

лой массы, под влиянием взаимных столкновений

В ядрах практически всех галактик располо-

попавшие с периферии ядра галактики в область

жены СМЧД с массами 10⁵ M_⊙-10¹⁰ M_⊙ [25].

в пределах ∼1016 см, будут эволюционировать

Их взаимодействие с окружающими звездами яд-

под влиянием ИГВ до полуразделенной стадии с

ра галактики заслуживает особого рассмотрения.

СМЧД [26]. Время жизни и характерные скоро-

Звезды разных классов из близкой окрестности

сти обмена могут быть оценены с помощью (1).

этих черных дыр могут образовывать с ними тесные

Отношение скорости обмена к скорости, обес-

пары. ИГВ сближает со временем и такие ком-

печивающей эддингтоновскую светимость, дается

поненты, но не всегда до их контакта с полостью

Роша. СМЧД имеют столь малые плотности, что

соотношением ∼0.03(M/M_⊙)2/3(M_⊙/M_BH)1/3. То

в процессе сближения могут первыми заполнять

есть “аккреция” отдельных звезд СМЧД за счет

свои полости Роша. В итоге их компактные спут-

ИГВ, как правило, не заметна на фоне яркого

ники могут быть “поглощены” СМЧД, прежде чем

квазара. Но такие акты аккреции отдельных звезд

успеют заполнить свои полости Роша. Такие яв-

могут проявляться как вспышки излучения. Изу-

ления в ядрах галактик происходят, вероятно, без

чение кривых блеска активных ядер галактик —

АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 96

№2

2019

РОЛЬ ИЗЛУЧЕНИЯ ГРАВИТАЦИОННЫХ ВОЛН

эффективный инструмент для анализа источников

Роша: 10-7(M/M_He)2/3 M_⊙ в год [30]. М — масса

их питания.

аккретора. При компонентах солнечной массы эта

скорость близка к скоростям, демонстрируемым

Интересно, что магнитный звездный ветер —

двигатель эволюции катаклизмических систем с

катаклизмическими системами. Короткое время

орбитальными периодами выше трех часов —

жизни подобных систем и низкая частота их

при СМЧД в качестве аккретора уступает ве-

возникновения делают их редкими ∼104 [30] в

дущее положение ИГВ, поскольку отношение

Галактике. Поэтому надежные примеры таких

характерных времен магнитного ветра донора и

систем с невырожденными гелиевыми донорами

пока не известны. Звезды типа AM CVn могут быть

ИГВ ∼10(M/M_⊙)7/3(M_⊙/M_BH)4/3. То есть при

продуктами эволюции не только подобных систем,

M_BH/M_⊙ > 6(M/M_⊙)7/3 ИГВ становится веду-

но и ТДС с проэволюционировавшими звездами

щим эволюционным фактором полуразделенных

главной последовательности малых масс [29]. Рост

систем со звездой главной последовательности

скорости обмена с ростом массы СМЧД означает

малой массы в качестве донора. Однако следует

быстрое разрушение гелиевой звезды и приводит

иметь в виду, что такие звезды с массами менее

к вспышке излучения, продолжительность которой

∼1.5 M_⊙ имеют глубокие конвективные оболочки,

зависит от вязкости газа и массы черной дыры.

а это значит, что при контакте с полостью Роша в

Рассмотрим слияния компонентов тесных двой-

ответ на быструю потерю вещества оболочек они

ных вырожденных карликов, производящих SNeIa,

быстро расширяются и могут быть полностью раз-

R CrB, новые звезды, нейтронные и гелиевые

рушены за время порядка динамического времени,

звезды. Эволюция именно таких систем в послед-

образовав массивный газовый диск (оболочку)

ние годы привлекает большое внимание. Причины

около СМЧД. Подобным образом приливы могут

этой активности очевидны. Эволюция компонентов

разрушить и вырожденные карлики, заполняющие

тесных двойных звезд с массами M_⊙-10 M_⊙ на

свои полости Роша около СМЧД с массой, как

стадии с общей оболочкой приводит к образованию

было указано выше, меньшей ∼10⁶ M_⊙. Аккреция

тесных систем вырожденных карликов. Известны

газа диска, возникающего в результате разрушения

три класса вырожденных карликов: гелиевые (Hed)

звезды, с эддингтоновской скоростью для СМЧД

0.1 M_⊙-0.55 M_⊙, углеродно-кислородные (COd)

приведет к вспышке жесткого излучения продол-

0.55 M_⊙-1.2 M_⊙ и кислородно-неоновые (ONed)

жительностью ∼10⁸(M/M_BH) лет. Интересно, что

1.2 M_⊙-1.4 M_⊙, [2]. Шесть очевидных вариантов

подобные вспышки с энергией ∼10⁵² эрг сейчас

их слияния под влиянием ИГВ дают возможности

наблюдаются [27]. Однако теперь ясно, что они мо-

для описания целого ряда объектов и явлений в

гут быть обусловлены и неоднородностью вещества

звездном мире.

газового диска, аккрецируемого СМЧД вещества.

Наиболее популярный на сегодня

“дуэт” —

Для надежного отождествления актов приливного

двойные вырожденные СО-карлики, слияние ком-

разрушения звезд в окрестности СМЧД и аккреции

понентов которых, вероятно, объясняет причину

квазарами их вещества необходим детальный

взрывов сверхновых типа SNIa [2] с энергией

анализ наблюдаемых проявлений и кривых блеска

∼10⁵¹ эрг [33]. Оценка частоты подобных событий

квазаров. Такой анализ необходим и для изучения

в нашей Галактике: ∼0.003 в год [30, 32]. Роль

структуры и физики газового аккреционного диска

сверхновых этого класса принципиальна в целом

квазаров.

ряде областей современной астрофизики. Они,

Массы гелиевых невырожденных звезд за-

являясь текущим “стандартом” яркости, — основа

ключены в пределах

0.5

M_⊙-100 M_⊙ [5, 7],

современной шкалы времени и расстояний в совре-

их радиусы — R_He/R_⊙ = 0.2(M/M_⊙), а светимо-

менной астрофизике и космологии. Современная

сти — L_He/L_⊙ = 250(M_He/M_⊙)⁴

[28]. Основная

космология, опираясь на результаты исследования

часть этих звезд являются продуктами эволюции

эволюции их видимой яркости со временем, при-

тесных двойных звезд. В результате большого

шла к выводу о возможном ускорении расширения

сближения компонентов двойных звезд на стадии с

Вселенной со временем. Однако следует иметь

общей оболочкой гелиевая звезда может заполнить

в виду, что детальное исследование последнего

свою полость Роша под влиянием ИГВ еще на

времени наблюдательных свойств их взрывов

стадии горения гелия в ее ядре, имея в качестве

обнаруживает почти 40% разницу в массах про-

спутника вырожденный карлик, нейтронную звезду

изведенного никеля при отсутствии наблюдаемой

или звездную черную дыру. Частота появления

разницы в кривых блеска

[47]. Одновременно

таких систем в Галактике около 0.001 в год [29].

исследование химии звезд разного возраста по-

Указанные выше радиусы гелиевых звезд поз-

казало, что сверхновые типа SNIa — главные

воляют оценить скорость обмена веществом под

поставщики железа во Вселенной. Кроме того,

влиянием ИГВ в полуразделенных системах с

эти сверхновые, как показывают простые оценки,

гелиевой звездой, заполняющей свою полость

являются главными генераторами галактического

АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 96

№2

2019

ТУТУКОВ

ветра Е-галактик и ветра балджей дисковых галак-

случае кажется маловероятным, поскольку начало

тик. То есть поддержание Е-галактик свободными

горения гелия в ядре красного гиганта с массой

от газа обеспечивают, в основном, именно эти

порядка солнечной массы сохраняет звезду, пере-

сверхновые. Все это подчеркивает необходимость

водя ее на горизонтальную ветвь. Конечным про-

самого тщательного анализа сценариев их фор-

дуктом эволюции сливающихся гелиевых карликов

мирования и механизма взрыва сверхновых звезд

будет углеродно-кислородный карлик. Слияние ге-

типа SNIa.

лиевых карликов с углеродно-кислородными или

Несмотря на кажущуюся простоту и надежность

кислородно-неоновыми с частотой ∼0.04 в год [34]

сценария слияния вырожденных СО компонентов в

может вести при детонации ядерного топлива к

качестве механизма взрыва SNeIa, остается много

взрыву сверхновой масштаба SNIa, но условия

принципиальных вопросов. Среди них роль суммы

такой детонации и ее возможные проявления пока

масс СО-карликов в энергетике взрыва, роль при-

не изучены. В отсутствие детонации продукт сли-

ливных процессов и аккреционной струи в нагреве

яния может превратиться в звезду типа R CrB —

аккрецирующего карлика, место начала горения

гелиевый гигант, эволюция которого быстро закан-

углерода и формирование детонационного фронта

чивается потерей гелиевой оболочки за счет ин-

во взрыве. Изучение роли суммы масс карликов и

тенсивного звездного ветра, присущего этим звез-

полноты сгорания ядерного топлива на энергетику

дам [5]. Особого упоминания заслуживает здесь

взрыва призвано уточнить наши представления не

роль ИГВ в эволюции полуразделенных катаклиз-

только о физике самого взрыва, но и о возмож-

мических двойных звезд с орбитальными периода-

ном ускорении Вселенной, найденном по види-

ми короче двух часов и массами доноров, мень-

мому ослаблению их блеска с расстоянием [31].

шими ∼0.3 M_⊙ [5]. Она обеспечивает уменьшение

Сумма масс сливающихся за хаббловское время

орбитального периода этих систем до одного часа

СО-карликов, согласно сценарному моделирова-

с возможным последующим разрушением донора в

нию эволюции популяции двойных звезд, со вре-

его динамической шкале времени с образованием

менем уменьшается на ∼30% [30], оставляя пока

газового диска около аккретора [5]. При массах

надежным текущий вывод об ускорении расшире-

доноров 0.3 M_⊙-1.5 M_⊙ ведущим фактором эво-

ния Вселенной со временем. Но здесь необходимо

люции таких систем является магнитный звездный

отметить, что полнота сгорания ядерного топлива,

ветер, а при M > M_⊙ главный фактор эволюции —

регулирующая их яркость при взрыве карликов,

ядерная эволюция донора.

остается пока неизвестной.

Кратко рассмотрим возможную судьбу других

Обсудим последствия слияния компонентов

участников слияния компактных компонентов тес-

тесных двойных нейтронных звезд и звездных

ных двойных звезд под влиянием ИГВ. Слияние

черных дыр. Эволюция компонентов ТДС с мас-

кислородно-неоновых карликов, суммарная мас-

сами 10 M_⊙-30 M_⊙ заканчивается образованием

са которых заведомо больше чандрасекаровской,

нейтронных звезд, а общие оболочки, сопро-

ведет к взрывному горению кислорода и неона.

вождающие эволюцию таких систем, приводят к

Однако энергетика этого топлива ниже энергети-

образованию тесных двойных нейтронных звезд [5,

ки углеродно-кислородных карликов, а радиусы

7, 35]. Эволюция наиболее тесных из них под

меньше. Последнее увеличивает глубину потенци-

влиянием ИГВ приводит со временем их ком-

альной ямы для продуктов их взрывов. В итоге

поненты в контакт. Модельная оценка частоты

ядерной энергии этих карликов может и не хватить

подобных событий в Галактике ∼3 × 10-4 в год

для их полного разрушения. Поэтому после взры-

[30]. Разрушение при контакте компонентов таких

ва, сопровождаемого частичной потерей вещества,

систем, обладающих большим гравитационным

может образоваться быстро вращающаяся ней-

потенциалом, принято отождествлять с гамма-

тронная звезда — миллисекундный радиопульсар.

всплесками, энергетика которых 1048-1052 эрг

Частота подобных взрывов в Галактике 4 × 10-4

отвечает энергии связи нейтронной звезды. Эво-

в год [34]. Наблюдаемые оптические проявления

люция со временем частоты гамма-всплесков

такого взрыва пока неясны. Необходимо численное

следует истории звездообразования во Вселенной

исследование физики взрыва в этом случае, чтобы

с максимумом при z ∼ 2, отвечающему возрасту

найти ему место среди аномальных сверхновых или

2 × 10⁹ лет [36, 37].

новых звезд.

Слияние CO и ONe карликов с частотой ∼6 ×

Наблюдаемые гамма-всплески являются весь-

× 10-4 в год [34] ведет, вероятно, к взрыву SNIa,

ма неоднородным семейством и могут быть раз-

для отождествления специфики которого также

делены на четыре группы по продолжительности

вспышки: ультракороткие

∼0.2

сек, короткие

необходимо численное моделирование. Слияние

гелиевых вырожденных карликов ведет к началу

∼1.5 сек, средние ∼30 сек и длинные ∼10⁴ сек [38,

горения гелия. Взрыв масштаба сверхновой в этом

39]. Если допустить, что продолжительность

АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 96

№2

2019

РОЛЬ ИЗЛУЧЕНИЯ ГРАВИТАЦИОННЫХ ВОЛН

вспышки излучения порядка кеплеровского вре-

компонентов до больших полуосей, необходимых

мени на близких к аккрецирующему объекту ор-

для эффективного действия ИГВ. Очевидная воз-

битах, то ультракороткие вспышки можно связать,

можность сохранить богатую водородом оболочку

подобно вспышке GW 170817, с актами слияния

звезды, обеспечивающую ее расширение и обра-

двух нейтронных звезд, а короткие — со слиянием

зование общих оболочек, — обращение к редким

нейтронной звезды со звездной черной дырой в

первым звездам с низким обилием металлов и

тесной двойной системе. Теоретическое отношение

слабым ветром. То есть не исключено, что массив-

частот этих событий на основе сценарного модели-

ные системы LIGO — редкие продукты эволюции

рования около трех [30], что совпадает с наблюда-

именно первых двойных систем с малым обилием

тельной оценкой этого отношения [40]. Интересно,

металлов. Ясно, что сейчас необходима дальней-

что короткие и ультракороткие гамма-всплески

шая работа по уточнению величин всех этих оценок

отличаются и по энергиям гамма-квантов [41]. В

как со стороны теоретических сценарных моделей,

поисках возможного механизма коротких гамма-

так и со стороны наблюдательных оценок LIGO.

всплесков можно обратиться и к сливающимся

Сценарный анализ и сценарная модель демон-

в нашей Галактике с частотой ∼3 × 10-5 в год

стрируют возможность слияния нейтронных звезд

ONe вырожденным карликам. После быстрого

и звездных черных дыр с вырожденными карли-

выгорания ядерного топлива в продукте слияния

ками различных типов в тесных двойных систе-

коллапс быстровращающейся звезды может при-

мах под действием ИГВ. Общая частота событий

вести к образованию предельно тесной двойной

такого рода в Галактике ∼10-3 в год [30]. На-

нейтронной звезды, слияние компонентов которой

блюдаемые проявления событий такого рода пока

под действием ИГВ и приводит, с одной стороны,

почти не изучены. Из общих представлений мож-

к вспышке ИГВ типа GW 170817, зарегистриро-

но предположить, что карлик в своей динамиче-

ванной LIGO, а с другой стороны, к короткому

ской шкале будет за несколько секунд разрушен.

гамма-всплеску, совпавшему по месту на небесной

Итогом разрушения будет либо образование дол-

сфере и времени вспышки со вспышкой гамма-

гоживущего рентгеновского источника с активно

излучения. Это позволяет надежно отнести часть

испаряемым аккреционно-декреционным диском

регистрируемых гамма-всплесков к актам слияния

около компактного объекта, либо формирование

нейтронных звезд и черных дыр. Близкий по со-

(инфра)красного объекта типа Торна-Житков с

держанию сценарий может быть реализован и при

интенсивным звездным ветром. Среди рентгенов-

коллапсе ядра сверхновой типа SNIb,c в предельно

ских источников могут быть примеры объектов

тесной двойной системе [42]. В этом случае быстро

первого рода, а среди ярчайших инфракрасных

вращающееся ядро в ходе своего коллапса может

звезд — объекты второго рода. Времена жизни как

образовать предельно тесную двойную нейтронную

релятивистских объектов с массивными дисками,

звезду, быстрое слияние компонентов которой под

так и с массивными протяженными оболочками

действием ИГВ произведет вспышку короткого

целиком определяются интенсивностью ветра и

гамма-всплеска.

могут быть сравнительно короткими, а их числа

Следует отметить, что несмотря на очевидное

в Галактике — небольшими. Истощение вещества

согласие современных представлений о природе

компактных дисков в силу большого исходного

гамма-всплесков и вспышек излучения ИГВ оцен-

углового момента может сопровождаться образо-

ка наблюдаемой частоты событий в эксперименте

ванием больших декреционных дисков около та-

LIGO [4] остается заметно ниже модельной оцен-

ких нейтронных звезд и черных дыр с возмож-

ки частоты слияний нейтронных звезд и черных

ным последующим образованием планет в них [43].

дыр [30]. Можно предложить две возможности

Роль декреционной части диска в силу его ма-

уменьшения величин теоретических оценок. Одна

лой активности недооценивается, но большинство

из них — допущение скорости в несколько сотен

планетных систем являются продуктом именно его

километров в секунду, приобретаемой образующи-

эволюции [5]. Аккрецирующий компактный объект,

мися нейтронными звездами и черными дырами при

окруженный газовым диском, является традицион-

коллапсе и распаде двойных, например, за счет

ной моделью для рентгеновских источников [5-7].

несимметричного сброса нейтрино. Другая воз-

Диск может быть либо реликтовым, как в только

можность, возможно, обусловлена химией предше-

что представленном сценарии, либо непрерывно

ственников событий LIGO [67]. Наиболее массив-

подпитываться внешним источником. В качестве

ные звезды — предшественники звездных черных

последнего может быть межзвездная среда, звезд-

дыр — имеют очень мощный звездный ветер, пре-

ный ветер близкого спутника или сам спутник с

пятствующий их расширению после стадии главной

массой, меньшей 0.3 M_⊙, заполняющий свою по-

последовательности и, следовательно, образова-

лость Роша [2]. И только в последнем случае, как

нию общей оболочки [5]. Последняя совершенно

и в случае катаклизмических двойных, движущей

необходима для сближения продуктов эволюции

силой эволюции такой системы будет ИГВ.

АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 96

№2

2019

100

ТУТУКОВ

Эволюция звезд с массами выше ∼30 M_⊙ за-

всплески различного типа, слияние компактных

канчивается образованием звездных черных дыр с

продуктов эволюции звезд различной природы под-

массами выше ∼6 M_⊙ [7, 42, 44]. Теоретическое

лежат теперь детальному и всесторонненму изу-

соотношение между массой исходной звезды глав-

чению. Следует отметить необходимость всесто-

ной последовательности M_MS и массой черной ды-

роннего пополнения наблюдательной информации

ры [5] — M_BH/M_⊙ = 0.05(M_MS/M_⊙)1.4. При этой

о свойствах наиболее компактных звезд и их систем

оценке предполагается, что масса черной дыры

на поздних стадиях их эволюции.

равна массе малокалорийных продуктов горения

углерода в ядре массивной звезды. Массы компо-

3. РОЛЬ ИЗЛУЧЕНИЯ ГРАВИТАЦИОННЫХ

нентов шести двойных черных дыр, слияние кото-

ВОЛН (ИГВ) В ЭВОЛЮЦИИ ГАЛАКТИК

рых под действием ИГВ было обнаружено в экспе-

рименте LIGO, 7 M_⊙ - 36 M_⊙ [4, 44, 45], что со-

Рассмотрим условия образования и эволюции

гласно последнему соотношению отвечает исход-

сверхмассивных черных дыр (СМЧД) в ядрах га-

ным массам их предшественников 33 M_⊙-110 M_⊙.

лактик. Галактики — гигантские скопления звезд и

Исходная функция масс (5) звезд предполагает

газа с массами 10⁷ M_⊙-10¹³ M_⊙ [8]. Соотношение

концентрацию распределения черных дыр по их

масса-радиус галактик представляется уравнени-

массам около черных дыр малой массы, однако

ем (4) и рисунком. Галактика может быть представ-

известное распределение масс черных дыр LIGO

лена суммой двух основных компонентов: сферо-

демонстрирует скорее обратную тенденцию — кон-

идального и дискового. Е-галактики представлены

центрацию около наиболее массивных из них [45].

только сфероидальным компонентом. Дисковые S-

Это является вероятным следствием увеличения

галактики имеют оба компонента: сфероидальный

“рабочего” интервала больших полуосей орбит

балдж и диск. Сфероидальный компонент явля-

двойных черных дыр, сливающихся под действи-

ется скоплением старых звезд с массой, меньшей

ем ИГВ, с массой черных дыр (2), и обычного

солнечной. Кроме того, галактики с массами вы-

эффекта наблюдательной селекции, увеличиваю-

ше ∼10¹⁰ M_⊙ обладают темным гравитирующим

щего объем контролируемого LIGO пространства

компонентом пока неизвестной природы [48]. Ветер

с ростом массы, а следовательно, и излучаемой

Е-галактик и балджей S-галактик поддержива-

энергии сливающихся черных дыр. Здесь необхо-

ется сверхновыми SN Ia, или, в конечном итоге,

димо напомнить, что хотя абсолютная “яркость”

источника ИГВ (3) и не зависит от массы сливаю-

ИГВ, которое обеспечивает возможность слияния

щихся черных дыр, общая излученная при слиянии

вырожденных карликов. Галактический ветер пре-

пятствует накоплению газа, потерянного старыми

энергия пропорциональна их массам. Эмпириче-

ская оценка частоты слияния звездных черных дыр

звездами, в Е-галактиках и балджах S-галактик.

Сфероидальный компонент галактик — вероятная

в нашей Галактике остается пока неуверенной [4,

сумма продуктов исходного коллапса протогалак-

46]: 10-6-10-5 в год. Теоретическая сценарная

тики и продуктов слияния галактики с ее спутни-

оценка [30, 34]: 10-4-10-5 в год, как уже отмечено

ками и соседями в ходе эволюции в родительском

выше, в силу ряда остающихся неопределенно-

скоплении. Дисковый компонент галактик — про-

стей в сценарной программе для двойных звезд не

дукт диссипативной эволюции газового компонента

противоречит эмпирической, но, очевидно, обе они

галактики в течение хаббловского времени [49].

нуждаются сейчас в уточнении.

Галактики включают около половины звезд скоп-

Подводя итоги роли ИГВ в эволюции звезд,

ления галактик. Остальные звезды принадлежат

приходим к выводу, что образование в ходе их

звездному фону, подчеркивая роль столкновений и

эволюции компактных систем остатков ядерной

распада части галактик скопления в их эволюции.

эволюции компонентов превращает ИГВ в главный

Обнаружение сверхмассивных черных дыр с

фактор эволюции последних. Сближение компо-

нентов ведет к заполнению ими своих полостей

массами 10⁶ M_⊙-10¹⁰ M_⊙ в ядрах большинства

Роша, обмену веществом и во многих случаях к

галактик — одно из наиболее значимых достиже-

полному разрушению компонентов.

ний астрономии XX в. Интенсивная аккреция ими

газа, до ∼100 M_⊙ в год, делает СМЧД-квазары

Эти явления отмечаются появлением ярких ис-

ярчайшими источниками стационарного фотонного

точников стационарного и транзиентного рентге-

новского и гамма-излучения и вспышек ИГВ. Та-

излучения во Вселенной. Большая энергетика ак-

ким образом, наличие ИГВ дает нам реальную воз-

крецирующих СМЧД делает их активными факто-

можность изучать эволюцию компонентов тесных

рами эволюции галактик. Массы СМЧД состав-

двойных звезд и самих таких систем до “полного”

ляют 10-5-10-2 от масс их галактик, а харак-

исчерпания ими движущих сил эволюции. Моде-

терная величина этого отношения ∼0.001 [50]. В

лирование процессов и исследование физики явле-

силу обычных эффектов наблюдательной селекции

ний, порождаемых ИГВ, таких как SNIa, гамма-

последнее соотношение имеет характер верхнего

АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 96

№2

2019

РОЛЬ ИЗЛУЧЕНИЯ ГРАВИТАЦИОННЫХ ВОЛН

101

предела. Наибольшие отношения, вероятно, отме-

ядром галактики и рост масс СМЧД. Важно пом-

чают частично разрушенные продукты слияния га-

нить, что непрозрачность запыленного газа в почти

лактик [51]. Пути образования СМЧД в уже очень

тысячу раз превосходит непрозрачность горячего

молодых галактиках с возрастом менее миллиарда

ионизованного газа. Вспышечная накопительная

лет пока не вполне ясны.

аккреционная активность квазаров при этом оста-

Из общих соображений было предложено

ется, но она неэффективна в росте массы СМЧД.

несколько сценариев возникновения СМЧД в

В эллиптических галактиках, вероятно, нет меж-

ядрах галактик. СМЧД в ядрах галактик могут

звездного холодного газа. Простые оценки энер-

быть реликтами ранних стадий эволюции нашей

гетики нагрева и охлаждения галактического газа

Вселенной и оказаться в этом случае центрами

Е-галактик показывают, что галактики с массами

формирования галактик, а не продуктами эво-

меньше ∼10¹² M_⊙ за счет галактического ветра,

люции последних. Их предшественниками могут

поддерживаемого SN Ia, остаются свободными от

быть и сверхмассивные звезды соответствующих

газа. Аналитические оценки показывают одновре-

масс в плотных ядрах галактик с низким обилием

менно, что аккреция ветра Е-галактик СМЧД в их

металлов. Кроме того, в росте массы СМЧД может

ядрах не приводит к значительному росту массы

играть определенную роль слияние галактик и их

этих СМЧД в силу высокой скорости газа такого

центральных СМЧД [51]. Но наиболее вероятным

ветра. То есть СМЧД ядер Е-галактик должны в

представляется сейчас быстрый рост масс СМЧД

основном сформироваться до того, как дисковая

за счет сверхэддингтоновской аккреции газа и

галактика, вероятно, в ходе столкновений не пре-

звезд. Характерное время удвоения масс аккре-

вратилась в эллиптическую.

цирующей на эддингтоновском пределе СМЧД

Другой вероятной причиной наблюдаемого

∼10⁸ лет. Утроение темпа аккреции позволяет за

“ограничения” относительной массы СМЧД ве-

один миллиард лет увеличить массу СМЧД в мил-

личиной

∼10-3

от массы их сфероидальных

лиард раз и полностью решить таким образом про-

компонентов может быть активное участие га-

блему быстрого роста их масс на ранних стадиях

лактик в столкновительной эволюции галактик в

эволюции галактик. Есть несколько возможностей

плотных скоплениях. Рассмотрим условие слияния

обойти эддингтоновский предел на скорость аккре-

галактик и СМЧД в их ядрах. Процесс слияния,

ции в этом случае. Во-первых, трех-пятикратное

происходящий при столкновении галактик со

превышение эддингтоновской скорости аккреции

скоростями порядка параболических скоростей на

СМЧД в ядрах галактик при z > 2, вероятно, уже

их краю, можно разделить как и в случае слияния

наблюдается [52]. Во-вторых, тонкий горячий диск

звезд в общей оболочке (6) на две стадии [51].

около СМЧД может эффективно охлаждаться за

На первой стадии ядро галактики и ее СМЧД

счет нейтрино [53, 54] и эффективно терять свою

тормозятся приливным образом звездной среде.

энергию в полярных направлениях в виде обычных

Характерное время этого торможения согласно

радиации и ветра аккреционного диска. Кроме того,

простой оценке для однородной модели: τ_fr ∼

как было найдено выше, достаточно массивная

∼ T_K(M/m), где T_K —кеплеровское время, M —

СМЧД может поглощать вырожденные карлики

масса более массивной галактики, m — масса

и звезды главной последовательности целиком,

спутника. Характерные кеплеровские времена

минуя газовую фазу и обходя, таким образом,

галактик ∼10⁸ лет, поэтому галактики с массами

эддингтоновский предел. Эти аргументы, вероятно,

более 0.01 от массы сталкивающейся с ней мас-

решают проблему наблюдаемого “слишком быст-

сивной спутницы могут быть поглощены последней

рого” роста масс СМЧД в ядрах далеких и молодых

за время короче хаббловского. Галактики меньших

галактик.

масс и, в частности, шаровые скопления, могут

Анализ условий роста масс СМЧД порождает

“сосуществовать” на временах, превышающих

вопрос о причинах наблюдаемого ограничения ро-

хаббловское время. Ядра сливающихся галактик

ста масс СМЧД в ядрах галактик характерной ве-

с СМЧД в них сближаются в соответствии с (5)

личиной ∼10-3 от массы Е-галактики или балджа

до какого-то расстояния, ограниченного условием

дисковой галактики [50], тогда как запас газа даже

разрушения родительской теперь общей галактики.

в массивных дисковых галактиках достигает десяти

Для слияния одинаковых СМЧД под действием

процентов ее массы. Одной из возможных причин

ИГВ на второй стадии необходимо, чтобы это

может быть эддингтоновский предел на аккрецию

расстояние было меньше (2) ∼3(M_BH/M_⊙)3/4. В

холодного запыленного газа. Повышение массы

итоге на основе (4) находим ограничение на массы

СМЧД понижает температуру излучения диска

СМЧД в рамках этого сценария, исходя из условия

как T (K) ∼ 10⁷(M_⊙/M_BH)1/4. При относительных

сохранения продукта слияния галактик на фазе

массах СМЧД, больших 0.001, это излучение эф-

звездной “общей оболочки” двойной СМЧД:

фективно тормозит аккрецию холодного запылен-

M_BH/M < 0.002(M/10¹⁰M_⊙)1/5,

(9)

ного газа, исключая стационарную аккрецию газа

АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 96

№2

2019

102

ТУТУКОВ

где М — масса сливающихся одинаковых галактик.

Стоит отметить, что большинство столкновений

Выполнение последнего условия обеспечивает со-

галактик в скоплениях происходит на скоростях,

хранение звездного компонента продукта слияния

заметно превышающих параболические скорости

галактик и слияние их СМЧД за время короче

на краю сталкивающихся галактик, а размеры и

хаббловского. А его нарушение приведет к полному

массы галактик, как правило, заметно различают-

рассеянию звезд сливающихся галактик и сохра-

ся. Эллиптические галактики при этом, вероятно,

нению двойной СМЧД на широкой орбите, ис-

не испытывают заметных возмущений, но дисковые

ключающей слияние ее компонентов. Зависимость

галактики могут лишиться части своего газового

последнего соотношения от массы сливающихся

диска. Важно, что поверхностная плотность газа

галактик слабая. Ясно, что эффекты наблюда-

растет с уменьшением массы дисковых галактик.

тельной селекции выделяют галактики с наиболее

В итоге большая дисковая галактика может ли-

массивными СМЧД, пережившие такие слияния,

шиться части своего газового диска. Время диф-

что, вероятно, и выделяет наблюдаемое соотно-

фузионного заполнения свободной от газа обла-

шение масс СМЧД и их галактик. Разрушение

сти диска τ ∼ T_K (r/H)², где T_K — кеплеровское

большой части сталкивающихся галактик попол-

время диска, r — размер свободной от газа зоны,

няет звездный компонент галактик поля скопления,

H — толщина газового диска, определяющая тур-

включающий заметную долю всех звезд скоплений

булентную скорость газа [49]. Это время может

галактик. Интересен поиск в газовой среде межга-

оказаться достаточно большим, а главным факто-

лактического газа изолированных, возможно, без-

ром “заполнения” следов таких столкновений бу-

звездных двойных СМЧД — остатков таких воз-

дет, вероятно, дифференциальное вращение галак-

можных разрушительных столкновений галактик,

тического диска. То есть часть диска S-галактики

время слияния которых превосходит хаббловское

на какое-то время станет Е-галактикой, свободной

время.

от газа. Поиск таких гибридных, симбиотических

галактик, носящих следы былых столкновений, —

Итак, слияние галактик в ходе столкновитель-

интересная новая задача для наблюдателей. Ин-

ной эволюции, вероятно, исключает сохранение

тересно, что ускоренная диффузия газа дисковых

галактик, обладающих относительными массами

галактик к их центру при вызванной столкновением

СМЧД больше предела (9), что вносит существен-

вспышке звездообразования может быть продук-

ный вклад в наблюдаемую корреляцию M_BH ∼

том увеличения этой вспышкой толщины их газово-

∼ 0.001M [50]. Таким образом, ИГВ, вероятно,

го диска, что, согласно последнему соотношению,

может способствовать сохранению галактик при

уменьшает время диффузии газа до кеплеровского.

их слиянии. В отсутствие ИГВ большинство сли-

Это и наблюдается в галактиках со вспышками

яний, как легко оценить с помощью (4), приво-

звездообразования, темп которого почти в сто раз

дило бы при M_BH/M > 10-5(M/(10¹⁰ M_⊙))1/2 к

превосходит обычный для галактик их масс [68].

полному разрушению галактик их сливающимися

СМЧД. Несмотря на редкость, галактики с двой-

Рассмотрим столкновительную эволюцию га-

ными СМЧД в качестве ядер известны [53, 56, 57].

лактик в их скоплениях. Наблюдения обнаружи-

вают, что большинство галактик являются члена-

Тесная пара СМЧД найдена в квазаре PG 1302-

ми их скоплений с размерами 0.5-3 мегапарсека

102. Орбитальный период этой системы около пяти

лет. А орбитальный период двойного ядра галак-

и массами 10¹³ M_⊙-10¹⁵ M_⊙ [55]. Они хорошо

укладываются в рамки уравнения (4) и корреля-

тики PSO J334.2028+01.4075 с массой ∼10¹⁰ M_⊙

всего 542 дня. Время слияния компонентов этой

цию M ∝ R² (рисунок), что подчеркивает отме-

ченную ранее, возможно, ведущую роль скоплений

двойной СМЧД за счет ИГВ в предположении их

галактик в образование этой корреляции. Харак-

масс ∼10⁸ M_⊙ всего 250 лет. Все это подчеркивает

терные скорости движения галактик в скоплениях

большую частоту столкновений галактик и слияний

∼1000 км/с. Оценки на основе (4) показывают,

СМЧД в ходе эволюции галактик в их скоплениях.

что за хаббловское время галактики скопления по

Дополнительным косвенным свидетельством актов

несколько раз сталкиваются друг с другом, что

слияния галактик и их ядер может служить появле-

ние галактик с активными ядрами, находящимися

приводит к ряду интересных явлений. Гравитаци-

онное приливное торможение, как показало чис-

вне центра масс своих галактик [58]. Отклонение

ленное моделирование, приводит к приближению

может достигать при этом одного килопарсека,

наиболее массивных галактик к ядру скопления

а для десяти процентов галактик оно превышает

и их слиянию в сверхмассивную cD галактику с

100 парсек. Наконец, само наличие корреляции

массы СМЧД с массой балджа дисковых галактик

массой ∼10¹³ M_⊙ [59]. Параболическая скорость

и с массой Е-галактик является дополнительным

на краю последних приближается к характерной

аргументом в пользу столкновительного характера

скорости наиболее массивных галактик в скопле-

причин роста массы обоих компонентов.

нии, что обусловливает высокую эффективность

АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 96

№2

2019

РОЛЬ ИЗЛУЧЕНИЯ ГРАВИТАЦИОННЫХ ВОЛН

103

захвата соседних галактик ими. Ядра cD галак-

обнаруживает анализ химической и кинематиче-

тик — наиболее вероятные места слияния СМЧД

ской структуры звезд ядра нашей Галактики [70].

и, следовательно, наиболее эффективные генера-

Поддержание Е-галактик свободными от га-

торы низкочастотных вспышек ИГВ, отмечающих

за — задача, успешно решаемая сверхновыми

моменты их слияния.

SNIa. Они не только компенсируют радиативные

Большинство столкновений дисковых галактик

потери горячего газа, но и при массах галактик,

происходит со скоростями, превышающими пара-

меньших ∼10¹² M_⊙, способны удалять газ, те-

болические на их краю. Это при сравнимых массах

ряемый старыми звездами галактик [59]. В более

газа ведет к избавлению продуктов столкновения

массивных cD галактиках сверхновые типа SNIa

от газового компонента и превращению их в Е-

недостаточны для удаления всего газа из ядер их

галактики при малой доле газа в сталкивающихся

глубоких потенциальных ям, и этот газ участвует

галактиках [60]. Здесь следует заметить, что в

в поддержании звездообразования в ядрах этих

плотных ядрах даже молодых скоплений галактик

галактик. Исследование последнего показало,

при z = 2 уже присутствуют Е-галактики [61]. Воз-

что характерная скорость звездообразования в

можно, что исходная вспышка звездообразования

центральных галактиках скоплений почти в сто раз

в достаточно сферически симметричной галакти-

превышает скорость аккреции газа их СМЧД [65].

ке способна также очистить ее от газа с помо-

Часть газа cD галактики могут при этом по-

щью массивных сверхновых [62]. Столкновение

лучать из плотного газового компонента ядра

или близкое прохождение дисковых галактик ве-

родительского скопления. Вклад движения звезд

дет к мощной вспышке звездообразования. Такая

в нагрев газа в Е-галактиках, согласно оценкам,

вспышка также способна удалить газовый компо-

меньше вклада сверхновых. Другая картина с

нент галактик. Действительно, давно замечено, что

поддержанием горячего ветра скоплений галактик,

доля Е-галактик в скоплениях растет со временем

нагреваемого, как показывают простые оценки, в

основном, движением галактик данного скопления

в несколько раз. Доля Е-галактик в скоплениях до-

в его межгалактическом газе.

стигает половины общего числа галактик, в то вре-

мя как в поле она около пяти процентов [63]. Воз-

Наличие СМЧД в ядрах галактик ведет к ряду

можно, что низкая доля Е-галактик поля отмечает

дополнительных эффектов, помимо обычной ак-

долю Е-галактик — продуктов исходной вспышки

креции газа ими и активации квазаров. Слива-

звездообразования, а высокая доля Е-галактик

ющиеся двойные СМЧД — слабые аккреторы в

скоплений указывает на большую роль столкно-

силу быстрого движения сливаюшихся черных дыр.

вений в их формировании. Исследования радиаль-

Однако они могут быть мощными ускорителями

ного градиента цвета и металличности Е-галактик

пространственного движения “сталкивающихся” с

демонстрируют, что они действительно растут со

ними звезд различных типов. Например, одиночные

временем за счет поглощения ими маломассивных

СМЧД ядер галактик ускоряют компоненты стал-

спутников [66]. Необходимо отметить, что столкно-

кивающихся с ними двойных звезд ядра галакти-

вения богатых газом галактик малой массы, лишая

ки [64]. Из условия сохранения энергии можно оце-

их газа, разрушают их, пополняя таким образом

нить максимальную скорость убегающей звезды V ,

население звездной среды скоплений галактик.

принимая, что захваченная СМЧД звезда близка к

Столкновения богатых газом галактик ведут ко

заполнению своей полости Роша: V ∼ v(M/m)1/3,

вспышкам звездообразования, повышению турбу-

где M — масса СМЧД, m — масса равных ком-

лентной активности и вязкости газа галактического

понентов исходной двойной звезды, а v — пара-

диска. Это способствует аккумуляции газа в цен-

болическая скорость на поверхности компонентов

тральных областях галактики. Такова, вероятно,

двойной звезды. Предполагая массу ускоряемых

природа вспышек звездообразования в галакти-

звезд ∼M_⊙, найдем, что СМЧД с массой более

ках, меняющих шкалу скорости звездообразования

∼10⁵ M_⊙ могут ускорять звезды главной после-

согласно оценкам, вытекающим из наблюдений, с

довательности, вырожденные карлики, нейтронные

хаббловской до кеплеровской или почти в сто раз.

звезды и звездные черные дыры до релятивистских

Одновременно аккумуляция газа в ядре галакти-

скоростей. Для оценки числа таких сверхскорост-

ки приводит к активизации звездообразования и

ных звезд необходимо изучить эффективность диф-

ускорению аккреции газа на СМЧД. Из последнего

фузионного питания СМЧД двойными звездами

следует, что квазары могут быть активированы

диска родительской галактики и двойными стал-

не только разрядкой неустойчивого аккреционного

кивающихся галактик. Тесные двойные СМЧД в

диска по примеру карликовой новой звезды, но

ядрах также могут ускорять звезды этих ядер. Но,

и столкновениями и, вероятно, даже достаточно

поскольку большие полуоси таких систем в силу

близкими прохождениями соседних галактик. Сле-

ИГВ (2) ограничены, скорости потерянных в этом

ды былых слияний и вспышек звездообразования

процессе звезд будут независимо от их природы

АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 96

№2

2019

104

ТУТУКОВ

ограничены сверху величиной ∼400 (M_BH/M_⊙)1/8.

свободными от газа и звездообразования за счет

Большой интерес сейчас представляют как наблю-

вспышек SNIa, которые, в свою очередь, являются

дательное обнаружение самих сверхскоростных

продуктами ИГВ тесными двойными вырожденны-

звезд, так и наблюдаемые проявления рождаемых

ми карликами.

ими сверхбыстрых планетарных туманностей с ки-

Приведенный в статье анализ роли ИГВ в эво-

нетической энергией порядка энергии сверхновых

люции двойных звезд и галактик позволяет сфор-

звезд.

мулировать ряд актуальных задач, решение ко-

торых будет способствовать расширению наших

представлений об их эволюции.

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

1. Рассмотрение теоретических и наблюдатель-

Мы проанализировали наиболее мощные эф-

ных аспектов физики общих оболочек.

фективные источники гравитационных волн в

2. Изучение процесса слияния компактных

звездном и галактическом мире, основываясь на

звезд различной природы с целью поиска наблю-

современных представлениях об эволюции крат-

даемых проявлений.

ных астрономических объектов: звезд и галактик.

3. Анализ процесса слияния галактик, обладаю-

Наиболее мощными источниками ИГВ являются

щих СМЧД в их ядрах.

двойные черные дыры с массами 5 M_⊙-10¹⁰ M_⊙

4. Изучение взаимодействия звезд различной

(рисунок). Характерные времена слияния и ор-

природы с СМЧД в ядрах галактик.

битальные периоды сливающихся черных дыр:

5. Наблюдательный поиск и всестороннее ис-

∼10-4M_BH/M_⊙ с. Интенсивность ИГВ в момент

следование тесных систем компактных объектов,

их слияния не зависит от масс сливающихся

перспективных с точки зрения излучения гравита-

черных дыр и составляет ∼10²⁵ L_⊙, что превышает

ционных волн ими.

фотонную светимость всей Вселенной в пределах

6. Поиск сверхскоростных звезд, ускоренных

z = 1: ∼10²² L_⊙. Зарегистрированные на сегодня

СМЧД ядер галактик.

LIGO вспышки ИГВ [4] позволили подтвердить со-

Автор благодарит В. Липунова, А. Черепащука

временные представления об эволюции массивных

и Л. Юнгельсона за постоянное обсуждение про-

тесных двойных звезд [5, 7], что позволяет наде-

блем двойных звезд. Работа выполнена при под-

яться на то, что сливающиеся вырожденные кар-

держке программы исследований Президиума РАН

лики остаются самой перспективной моделью для

“Нестационарные явления в объектах Вселенной”.

сверхновых звезд типа SNIa [2]. Рисунок наглядно

демонстрирует, что для образования достаточно

тесных для активизации мощного ИГВ двойных

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

систем необходимо существенное уменьшение их

1. A. Einstein, Sitzungster Presus, Akad. Wiss, Bd1, 42

большой полуоси в ходе эволюции по сравнению

(1918).

с начальной. Это эффективно осуществляется за

2. I. Iben Jr. and A. Tutukov, Astrophys. J. 284, 719

счет общих оболочек для звезд и при слиянии, в

(2003).

первую очередь, массивных галактик между со-

3. J. Taylor and R. Hulse, IAU Circ. 270, (1974).

бой (6). ИГВ активно участвует в эволюции тесных

4. B. Abbott, R. Abbott, T. Abbott, M. R. Abernathy et

двойных звезд с компактными компонентами, таких

al., Phys. Rev. Lett. 116, 241102 (2016).

как катаклизмические двойные и рентгеновские

5. А. Масевич и А. Тутуков Эволюция звезд: теория

двойные с донорами малых масс.

и наблюдения (М. Наука, 1988).

Для активации галактических источников

6. I. Iben Jr. Stellar Evolution Physics (Cambridge,

ИГВ — тесных СМЧД — важным является слия-

2012).

ние галактик в ходе их столкновительной эволюции

7. А. Черепащук Тесные двойные звезды (М.: Физ-

в плотных ядрах скоплений. Столкновения могут

матлит, 2015).

8. M. Colpi, V. Gorini, F. Haardt and U. Moschelle Joint

вести как к образованию Е-галактик, так и к

evolution of black holes and galaxies (CRC Press,

образованию достаточно тесных систем СМЧД,

2006).

эволюция которых может вести к слиянию ком-

9. A. Tutukov, Astron. Reports 49, 13 (2005).

понентов и таких систем. Интересной оказалась

10. R. Kraft, Astrophys. J. 150, 551 (1962).

наблюдаемая корреляция размеров галактик и

11. B. Paczynski, Acta Astron. 17, 287 (1967).

скоплений галактик с их массами (рисунок, урав-

12. А. Тутуков, Научные информации 11, 62 (1969).

нение 4), которая также ограничивает размеры

13. Л. Ландау и Е. Лившиц Теория поля (М.: Наука,

двойных звезд Галактики сверху. Предположение

1962).

о возможно приливном характере причин его

14. Q. Nguen-Luong, H. Nguen, F. Motte et al.,

возникновения требует дополнительной проверки

Astrophys. J. 833, 23 (2016).

и обоснования. Приведенные выше аргументы

15. R. Larson, Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 194, 809

оставляют возможным поддержание Е-галактик

(1981).

АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 96

№2

2019

РОЛЬ ИЗЛУЧЕНИЯ ГРАВИТАЦИОННЫХ ВОЛН

105

16.

A. Ara ´ujo de Souza, L. Martins, A. Rodr

iguez-Ardila,

45.

S. Taylor and D. Gerosa, препринт astro-

and L. Fraga, Astron. J. 155, 234 (2018).

ph/1806.08365.

17.

K. Bolejko and J. Ostrowski, препринт astro-

46.

K. Ioka, T. Matsumo, Y. Teraki, et al., Monthly Not.

ph/1805.11047.

Roy. Astron. Soc. 470, 3332 (2017).

18.

Б. Шустов и А. Тутуков, Астрон. журн., в печати.

47.

R. J. Foley, S. L. Hoffmann, L. M. Macri, A. G. Riess,

19.

B. Paczynski, IAU Symp. 73, 75 (1976).

P. J. Brown, A. V. Filippenko, M. L. Graham, and

20.

А. Tutukov and L. Yungelson, Acta Astron. 29, 665

P. A. Milne, препринт astro-ph/1806.08359.

(1979).

48.

J. Gallagher, D. Hunter, and A. Tutukov, Astrophys.

21.

А. Tutukov, Astron. Reports 50, 439 (2006).

J. 284, 544 (1984).

22.

U. Peretz, M. Orio, E. Behar, et al., Astrophys. J.

49.

C. Firmani and A. Tutukov, Astron. and Astrophys.

829, 2 (2016).

364, 37 (1992).

23.

P. Gil-Pons, E. Garcia-Berro, J. Jose, et al., Astron.

50.

M. Du, V. P. Debattista, J. Shen, L. C. Ho, and

and Astrophys. 407, 1021 (2003).

P. Erwin, Astrophys. J. Lett. 844, L15 (2017).

24.

A. Tutukov and L. Yungelson, Astrophysics 8, 227

51.

A. Tutukov, Astron. Reports 49, 13 (2005).

(1972).

52.

Y. Shirasaki, M. Akiyama, T. Nagao, Y. Toba, et al.,

25.

A. Reines and M. Volonteri, Astrophys. J. 813, 2882

Publ. Astron. Soc. Japan 70, S30 (2018).

(2015).

26.

A. Tutukov and A. Fedorova, Astron. Reports 61, 663

53.

T. Liu, Y. Lin, S. Hou, et al., Astrophys. J. 806, 58

(2017).

(2015).

27.

S. Mattila, M. Perez-Torres, A. Efstathiou,

54.

A. Janiuk, Y. Yuan, Y. Perna, T. Di Matteo, Nuovo

P. Mimica, et al., Science 361, 482 (2018).

Cimento C 28, 419 (2005).

28.

I. Iben Jr. and A. Tutukov, Astrophys. J. 313, 727

55.

D. Burnstein, R. Bender, S. Faber, et al., Astron. J.

(1987).

114, 1365 (1997).

29.

I. Iben Jr. and A. Tutukov, Astrophys. J. 370, 615

56.

X. Zhu, W. Cui, and E. Thrane, препринт astro-

(1991).

ph/1806.02346.

30.

A. Bogomazov and A. Tutukov, Astron. Reports 53,

57.

M. Charisi, I. Bartos, Z. Haiman, et al., Monthly Not.

214 (2009).

Roy. Astron. Soc. 463, 2145 (2016).

31.

A. Riess, A. Filippenko, P. Challiss, et al., Astron. J.

58.

Ch. Skipper and I. Brown, Monthly Not. Roy. Astron.

116, 1009 (1998).

Soc. 475, 5179 (2018).

32.

A. Tutukov and L. Yungelson, Monthly Not. Roy.

59.

A. Tutukov, V. Dryomov, and G. Dryomova, Astron.

Astron. Soc. 268, 871 (1994).

Reports 51, 435 (2007).

33.

I. IbenJr. and A. Tutukov, Astrophys. J. Supp. 54, 335

60.

V. Vshivkov, G. Lazareva, I. Kulikov, et al., Astrophys.

(1984).

J. Supp. 194, 47 (2011).

34.

А. Тутуков и Л. Юнгельсон, Астрон. журн. 79, 738

61.

V. Strazzullo, E. Daddi, R. Gobat, F. Valentino, et al.,

(2002).

Astrophys. J. Lett. 833, L20 (2016).

35.

А. Тутуков и Л. Юнгельсон, Научные информации

62.

H. Loose, E. Kruegel, and A. Tutukov, Astron. and

27, 70 (1973).

36.

A. Tutukov, Astron. Reports 47, 637 (2003).

Astrophys. 105, 342 (1982).

37.

T. Yasuda, Y. Urata, J. Enomoto, and M. S. Tashiro,

63.

I. Karachentsev, E. Kaisina, and D. Makarov,

Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 466, 4558 (2017).

Astrophys. J. 833, 20 (2016).

38.

S. Kisaka, K. Ioka, and T. Sakamoto, Astrophys. J.

64.

G. Dryomova, A. Tutukov, and V. Dryomov, Astron.

846, 142 (2017).

Reports 54, 704 (2010).

39.

R.-J. Lu, S.-S. Du, J.-G. Cheng, H.-J. L ¨u, H.-

65.

D. Rafferty, B. McNamara, P. Nulsen, et al.,

M. Zhang, L. Lan, and E.-W. Liang, препринт astro-

Astrophys. J. 652, 216 (2006).

ph/1710.06979.

66.

V. Marian, B, Ziegler, U. Kuchner, and M. Verdugo,

40.

B. Abbott, R. Abbott, T. Abbott, et al., Astrophys.

Astron. and Astrophys. 617, A34 (2018).

J. Lett. 818, 22 (2016).

67.

A. Tutukov and A. Cherepashchuk, Astron. Reports

41.

B.-B. Zhang, B. Zhang, H. Sun, W.-H. Lei, et al.,

61, 833 (2017).

Nature Comm. 9, 447 (2018).

68.

B. Pampliega, P. Perez-Gonzalez, G. Barro, et al.,

42.

A. Tutukov and A. Cherepashchuk, Astron. Reports

препринт astro-ph/1806.04152.

48, 39 (2004).

69.

D. D’Orazio, A. Loeb, and J. Guillochon, препринт

43.

B. Margalit and B. Metzger, Monthly Not. Roy.

astro-ph/1807.00029.

Astron. Soc. 465, 2790 (2017).

70.

T. Buck, M. Ness, A. Obreja, A. V. Macci `o, and

44.

L. Barack, V. Cardoso, S. Nissanke, Th. P. Sotiriou,

A. A. Dutton, препринт astro-ph/1807.00829.

et al., препринт astro-ph/1806.05195.

АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 96

№2

2019