Теория тяготения и эволюция звезд - Зельдович Я.Б.
Скачать (прямая ссылка):
Пока основным параметром, по которому теория сверхновых связывается с наблюдением, является энергия, вынесенная в космическое пространство в виде света и кинетической энергии выброшенной оболочки. Согласно Шкловскому (1966) энергия взрыва сверхновых II типа достигает IO51 -г- IO52 эрг, а I типа — IO50 эрг. В расчетах Колгейта и Уайта (1966) и Арнетта (1967) депозиция т
ЭВОЛЮЦИЯ ЗВЕЗД
trrt. її
нейтрино в массивной сверхновой вполне обеспечивает большую энергию взрыва порядка IO52 эрг. В расчетах Ивановой и др. (1967) без учета депозиции нейтрино, но с детонацией кислорода, получается кинетическая энергия оболочки 3-Ю50 эрг (чисто газодинамический эффект без детонации и депозиции дает около IO49 эрг). Напомним, что энергия, выделившаяся при сгорании кислорода, составила 3-Ю51 эрг, т. е. лишь небольшая ее доля (— 10%) переходит в'кинетическую энергию выброшенной оболочки. Основная часть выделившейся энергии расходуется на подъем вещества в собственном поле тяжести. Найденная энергия лежит вблизи нижней границы указанного Шкловским разброса энергий взрыва сверхновых. В последнее время появилась работа (Поведа и Волчер, 1968), авторы которой, интерпретируя наблюдательные данные, сделали вывод, что средняя энергия взрыва сверхновых II типа составляет 4-Ю49 эрг. К уменьшенной оценке энергии взрыва можно также прийти на основе результатов работы Гордона (1967).
Отметим, однако, что не исключена модель сверхновой, в которой кислород смог бы продетонировать, находясь в области с малым гравитационным потенциалом, и сообщить необходимую энергию выброшенной оболочке. В этом случае причиной детонации не может быть сжатие звезды в результате фоторасщепления элементов группы железа или нейтронизации вещества, так как такое сжатие непременно затягивает кислород или какое-либо другое термоядерное топливо в область с большим гравитационным потенциалом. Фрейли (1968), например, показал, что у звезд с очень большой (>40Ж©) массой эволюционная стадия горения кислорода в центральном конвективном ядре носит взрывной характер, как только рождение электронно-позитронных пар ослабляет устойчивость звезды относительно сжатия, причем энергия взрыва достаточна для сброса значительной доли массы звезды.
На динамику имплозии может оказать влияние до сих пор не учтенное в расчетах вращение звезды. Согласно грубым оценкам [Колгейт и Уайт (1966); Иванова, Имшенник, Надежин (1969)], вращение может само остановить коллапс к моменту наступления непрозрачности по отношению к нейтрино, а в случае нетвердотельного закона вращения с возрастанием угловой скорости к центру — даже на стадии полной прозрачности для нейтрино. В таком случае единственным механизмом взрыва остается детонация ядерного горючего. Первая попытка рассчитать сжатие вращающейся звезды на основе двумерных уравнений гидродинамики сделана Дьяченко, Зельдовичем, Имшенпиком и Палей-чик (1968).
В связи с перечисленными соображениями гипотеза Фаулера и Хойла о детонации ядерпого горючего как основном источнике § 4] ВСПЫШКИ СВЕРХНОВЫХ
367
энергии взрыва сверхновых по-прежнему остается в силе и не уступает в этом отношении гипотезе Колгейта и Уайта о ведущей роли депозиции нейтрино.
Наименее развитой является теория взрывов звезд малой массы (1,5 Ч-2М®), связываемых со вспышками сверхновых I типа. Исследование взрывов звезд такой массы приобретает особый интерес, так как именно в этом случае должны в основном рождаться устойчивые нейтронные звезды, отождествляемые в настоящее время с пульсарами.
Здесь возникает много новых вопросов, связанных с уравнением состояния, нейтринным излучением и соотношением между временем нейтронизации и гидродинамическим временем. Чечеткин (1969) рассмотрел горячую нейтронизацию'элементов группы железа и роль переобогащенных нейтронами ядер. Имшенник и Чечеткин (1970) исследовали термодинамику вещества в условиях свободного выхода из системы нейтрино и антинейтрино, основываясь на кинетическом равновесии ?-процессов (при температурах 5 T9 <; 20 и плотностях IO8 г) см3 <1 р <1 IO12 г!см3). Вследствие чрезвычайной медленности ?-процессов нейтронизация не может привести к быстрому развитию гидродинамического сжатия звезды. Нейтринное излучение в области горячей нейтронизации с оценкой вклада переобогащенных нейтронами ядер обсуждается в работах Цуруты и Камерона (1965) и Надежина и Чечеткина (1969). Роль парных столкновений нуклонов, сопровождаемых ?-процессами, рассмотрена Копысовым и Кузьминым (1968).
В отличие от Колгейта и Уайта и Арнетта, рассчитавших динамику взрыва звезды малой массы на основе равновесной нейтронизации и депозиции нейтрино, Хансен и Уилер (1969) исследовали динамику взрыва, в ходе которого происходит детонация углерода. В качестве начальной модели был взят изотермический белый карлик с массой 1,42А/@, температурой 108°К и центральной плотностью 7-Ю9 г/см3, состоящий на90%изС12и Hal0%H3Mg24. Предполагалось, что в ядре звезды с массой 0,5М© весь Mg24 после мгновенного электронного захвата переходит в Na24. В результате скачкообразного увеличения молекулярного веса (на — 1,6%) начинается гидродинамическое сжатие с повышением температуры, в процессе которого возникает мощная углеродная вспышка. Звезда разлетается полностью со средней скоростью 7000 км!сек и энергией 8-Ю50 эрг. Излучение нейтрино в такого рода моделях, очевидно, несущественно. Физические условия внутри белых карликов в связи со вспышками сверхновых рассматривались в ряде работ [Хойл и Фаулер (1960); Шацман (1963); Бисноватый-Коган и Сеидов (1969)]. Термоядерным взрывам звезд достаточно малой массы посвящена также работа Арнетта (1969). Вместо того, чтобы сразу рассматривать звезду вблизи границы гидродинамической устойчивости, Арнетт рассчитал гидростатическую 368
