Теория тяготения и эволюция звезд - Зельдович Я.Б.
Скачать (прямая ссылка):
859
денсированная модель и модель политропы с п = 3), в общем, похожи друг на друга. В работе Арнетта (1966) отмечена еще возможная большая роль мюонных нейтрино, для которых оболочка звезды прозрачна при любой плотности и возникновение которых обусловлено спонтанным распадом [i-мезонов, рождающихся парами в горячем нейтронном ядре звезды *):
И'4"-^e++ Ve+ Viji, |Х- е- + Ve +Vjjt. (11.4.2)
Следующая работа Арнетта (1967) уточняет уравнение состояния вещества, которое в предыдущей работе было очень грубым, включает излучение мюонных нейтрино, дополнительно учитывает модифицированный УРКА-процесс, а также содержит некоторые другие физические уточнения задачи. В результате расчетов серии масс (32М®, 8М®, 4M®, 2М®) автор приходит к принципиально иным выводам, чем раньше. Для двух больших масс имплозия центральных областей звезды не останавливается, и не происходит сброса массы. Здесь на результат, вероятно, наиболее существенно повлияли мюонные нейтрино, которые унесли огромную энергию — IO64 эрг (в то время как электронные нейтрино уносят ~ IO52 эрг) и не дали остановиться имплозии. Меньшее влияние мюонные потери энергии оказали на массы 4M® и 2М®, где результаты похожи на предыдущие. Например, при массе модели 2М® произошел сброс оболочки, и осталось горячее нейтронное ядро с массой 0,57М®, которое после остывания может стать устойчивой нейтронной звездой. Таким образом, по Арнетту (1967), звезды с массой, несколько большей 4M®, испытывают в конце концов релятивистский коллапс и не дают эффекта вспышки сверхновой. Только для звезд достаточно малой массы имплозия может сопровождаться вспышкой сверхновой. При оценке окончательных выводов Арнетта, вероятно, нужно напомнить о большой чувствительности результатов расчета к заданной величине нейтринной непрозрачности. Поэтому, например, указанная критическая масса (4M®) может серьезно измениться. В связи с этим, следует отметить важные результаты полученные Домогацким (1969). Мюонные нейтрино, испускаемые в реакции (11.4.2), имеют среднюю энергию — 35 Мэв. Эти нейтрино не могут взаимодействовать с нуклонами, так как пороговая энергия такого взаимодействия, соответствующая массе |х-мезона, равна — 100 Мэв. Однако, как показал Домогацкий, концентрация [i-мезонов при температурах T9 200 (в соответствии с расчетами Арнетта температура может
*) Этот процесс, вообще говоря, становится существенным лишь при очень высоких температурах. Для сравнения можно указать т ciZk = »5 1,2«IO12 °К. Эффективная степень температурной зависимости энергетических потерь мюонными нейтрино, как легко показать, равна 1,2-10i2ZT, и соответственно она может быть очень велика в той области, где этот процесс становится существенным. 360
ЭВОЛЮГЩЯ ЗВЕЗД
ЇГЛ. Ii
достигать T9 — 300) так высока, что рождаемые в реакциях (11.4.2) нейтрино будут поглощаться самими же [х-мезонами:
Vvl + [X+ е+ + Ve.
(11.4.3)
Эти реакции, в отличие от реакций (11.4.2), не имеют порога. Средняя длина свободного пробега нейтрино при температуре ^9==300 оказывается порядка IO5 см, что намного меньше размера
сжимающегося ядра звезды. IQp(г/см J Следовательно, ядро стано-
вится непрозрачным для мю-онных нейтрино!
Более того, для плотностей IOu (такие плотности быстро достигаются во время имплозии) основными р еакциями, п р ои зв од ящими нейтрино, будут не (11.4.2), а следующие:
(11.4.4)
їх + р ^n+Vilf
Нейтрино, рождаемые в этих реакциях,имеют энергии порядка массы покоя мюона. Принимая во внимание движение нуклонов, Домогацкий нашел, что для реакций, обратных (11.4.4), что средняя длина пробега нейтрино меньше, чем IO5 см даже при T9 ^ 100.
В свете приведенных выше результатов Домогацкого заключение Арнетта о решающем влиянии мюонных нейтрино на динамику сжатия нуждается в пересмотре. Кроме того, для звезд малой массы, для которых устанавливается эффект сверхновой, слабым местом рассмотрения является пренебрежение конечностью времен ?-процессов.
Независимым образом рассмотрение динамики имплозии массивной звезды (10Л/©, 30М@) было предпринято Ивановой, Имшенни-ком и Надежиным (1967). Они нашли, в согласии с Арнеттом, что ядро массивной звезды нагревается во время имплозии. Связь температуры с плотностью в сжимающемся ядре сильно зависит от
Рис. 54. Физические условия в центре сжимающегося ядра звезды при различных законах нейтринного излучения, принятых в расчетах. Кривая «а» (пунктир) взята из работы Колгейта и Уайта (1966), кривые «б» и «в» получены Ивановой и др. (1967). Кривая «б» сответству-ет закону нейтринного излучения по Колгейту и Уайту, кривая «в» — правильному закону нейтринного излучения в модифицированном урка-процессе. Штрих-пунктиром показаны линии постоянного химического потенциала электронов в единицах ftT (значения даны на рисунке). § 4]
ВСПЫШКИ СВЕРХНОВЫХ
361
характера излучения нейтрино. При сжатии массивной звезды (ЮМ®, 3ОМ®) нейтрино испускаются в основном в УРКА-процессе на свободных нуклонах. Иванова и др. показали, что характерное время захвата позитронов и электронов свободными нуклонами в имплозирующемядре составляет менее одной десятой гидродинамического времени. Следовательно, во время имплозии поддерживается кинетическое равновесие между прямыми и обратными ?-процессами. Большая часть электронов исчезает благодаря нейтронизации, и электронный газ оказывается не полностью, а лишь частично вырожденным (\ie/kT = 1 -г- 2).
