Теория тяготения и эволюция звезд - Зельдович Я.Б.
Скачать (прямая ссылка):
Светимость 7-Ю32 эрг!сек 4 • IO33 эрг jcen 0,175
Абсолютная боломет-
рическая величина 6™5 4™6 Am —1^9
Доля энергии, излу-
чаемая в интервале
3000—10 000 А 5,4«IO"6 0,68 8. IO-6
Светимость в интер-
вале 3 000—10 000 А 3,8-1027 эрг/сек 2,7- IO33 эрг/сек 1,4-10"6
отмечалось, аннигиляция пар е+, е :
е+ +e~->Ve + ve.
Однако в условиях нейтронной звезды этот процесс как раз подавлен в силу высокой ферми-энергии электронов — порядка 20 Мэв. При более умеренной температуре нейтрино рождаются в основном в реакциях *)
П + П > П + р + е" + Ve, E + P + e"-> n + n + Ve.
Изменение температуры звезды Te с течением времени за счет испускания нейтрино и фотонного охлаждения показано на рис. 58, по данным Цуруты и Камерона. При высоких температурах Ге>2'106°К звезда остывает в основном за счет нейтринного излучения; ниже Te a 2-Ю6 0K преобладает фотонное охлаждение с поверхности. Из рис. 58 видно, что поверхностная температура Te ж 2-Ю6 0K сохраняется у звезды в течение IO4 лет. Время существования температуры большей, чем 2-Ю6 °К, значительно меньше.
*) Могут играть также роль плазменные процессы рождения v, v и процессы тормозного рождения V, V электроном в поле заряженных нуклонов. § 5] ФИЗИКА НЕЙТРОННЫХ ЗВЕЗД 379
Бакал и Вольф (1965а, Ь) указали на возможность охлаждения звезды за счет рождения нейтрино при взаимодействии пионов с нейтронами (п--га-процесс). Если бы такой процесс действительно протекал в нейтронной звезде, то она охладилась бы за сутки. Однако, по-видимому, в устойчивых нейтронных звездах плотность еще не столь велика, чтобы в веществе в равновесии находились jt-мезоны, и указанный процесс охлаждения не имеет места.
W0
Jk
I
\юв
I I
I»'
I
ю'
W5 W'4 IO3 1O2 Ю~1 10° 10і W2 W3 IO4 W5 106 107 108 W9 10ю Время (годы)
Рис. 58. Кривая охлаждения нейтронной звезды. Приведены данные [по Цуруте и Камерону 1965)] для звезд разной массы.
Большой интерес представляет исследование радиальных пульсаций нейтронных звезд вокруг положения Ds на рис. 52 [Хойл, Нарликар и Уилер (1964); Камерон (1965Ь); Финци (1965); Мельт-цер и Торн (1966); Хансен и Цурута (1967); Финци и Вольф (1968); Ланге и Камерон (1969);Торн (1969а)].Приведем простую оценку. Собственная частота колебаний однородной звезды из соображений размерности равна со2 ж GM/R3. Частота со составляет для нейтронных звезд около IO4 сек"1. Отсюда находим энергию колебаний:
Якол = 4- W-M (Щ « 10" [-§-) (f-)2 ара, (11.5.2)
где бR/R — относительная амплитуда колебаний. Диссипация этой энергии связана со следующими процессами: 1) с эффективной 380
ЭВОЛЮЦИЯ ЗВЕЗД
[ГЛ. 11
вязкостью, которая обусловлена тем, что связанные со слабыми взаимодействиями ядерные процессы идут со скоростью одинаковой или более медленной, по сравнению со скоростью пульсаций звезды; 2) с рассеянием энергии в ударных волнах, выходящих на поверхность звезды. Рассмотрим первый процесс: при большой плотности вещества в равновесии должно быть больше протонов и электронов, чем при малой плотности. При сжатии звезды идут реакции
п + n->n + р + е + ve, (11.5.3а)
причем антинейтрино уходят из звезды. При расширении идут реакции
n + P + e->n + n + Ve, (11.5.3b)
а нейтрино уходят. Обусловленное медленностью слабых взаимодействий отставание выравнивания состава вещества, по сравнению с равновесным, приводит к необратимым потерям энергии *). Эти потери вычислены Финци (1965), Мельтцером и Торном (1966) и Хансеном и Цурута (1967). Финци (с ошибкой, исправленной Мельтцером и Торном) дает следующую оценку потери энергии:
dI^L iQ5sf Pc YJL(M)8IPL (И 5 4)
dt ~ V 3,7-1014 ) M0V R J сек '
Например, при амплитуде (бR/R) a 0,01 и центральной плотности 3,7-IO14 г/см3 в колебаниях будет запасено Eviол ж IO49 эрг и скорость потерь будет AEKOn /dt ж IO39 эрг/сек. Если бы не было других источников затухания колебаний, то t3aT a 300 лет.
Затухание посредством реакций (11.5.3) превращает, грубо говоря, половину колебательной энергии в энергию уходящих нейтрино, а половину — в тепло. Из уравнений (11.5.1) и (11.5.2) ясно, что нейтронная звезда може г запасти в вибрациях (до их затухания) намного больше энергии, чем в виде тепла. Следовательно, пока звезда вибрирует, постоянным превращением энергии колебаний в тепло в ней будет поддерживаться высокая температура. Численные расчеты этого эффекта, а также скорости затухания колебаний посредством реакций (11.5.3) были выполнены Хансеном и Цурутой (1967) и Финци и Вольфом (1968). Для простой модели нейтронной звезды Финци и Вольф нашли, что при непрерывном превращении энергии колебаний в тепло отношение тепловой энергии к энергии колебаний поддерживается постоянным:
f 1 -р-= const Ж -=- .
*) Следующая далее часть параграфа написана К. С. Торном. ФИЗИКА НЕЙТРОННЫХ ЗВЕЗД
381
Ланге и Камерон (1969) показали, что в очень плотных нейтронных звездах при затухающих колебаниях процесс
п + п-^р + 2", р + S--^n + п (11.5.5)
значительно эффективнее УРКА-процесса (11.5.3). Процесс (11.5.5) может идти только при достаточно высоких плотностях (р>IO15 г/см3), при которых ферми-энергия нейтронов стабилизирует 2 "-частицы. При более низких плотностях нет 2 "-частиц, поэтому преобладают УРКА-реакции (11.5.3). 2-процесс (11.5.5) вызывает затухание колебаний таким же способом, как и УРКА-процесс, т. е. поддержанием равновесного состава при росте или падении плотности. Когда в ходе пульсаций плотность увеличивается, 2"-частиц слишком мало и идет реакция п + п
