Теория тяготения и эволюция звезд - Зельдович Я.Б.
Скачать (прямая ссылка):
I
^параб» светимость ударной волны составляет е~гж 0,37 крити,
Уе
ческой светимости); далее L (г) нарастает, достигая Lc при г оо» В этой картине плотность падающего газа вблизи г — R, перед фронтом ударной волны, имеет в критическом режиме определенное значение; для нейтронной звезды с R = IO6 см, M = Л/® находим п = 5-Ю18 см"3.
В картине аккреции, которая автоматически установилась на уровне, соответствующем критической светимости, далекие (г R) слои плазмы действительно находятся в состоянии, близком к гидростатическому равновесию.
Понятно, что при меньшей светимости L < Lc влияние излучения на движение газа только уменьшается.414
аккреция газа на релятивистские объекты
[гл. 12
Было бы интересно исследовать устойчивость критического и подкритического режима относительно симметричных и несимметричных возмущений.
Итак, чтобы замедлить аккрецию, нужен огромный поток фотонной энергии, на несколько порядков превышающий светимость Солнца (при массе звезды порядка М©). Парадоксальным кажется тот факт, что для предотвращения аккреции посредством потоков быстрых частиц достаточно ничтожной мощности, на много порядков меньшей Lc и L® (Шварцман, 1970с).
Рассмотрим звезду, выбрасывающую плазму со скоростью V1 большей параболической. Этот процесс подробно изучен в Солнечной системе; мощность солнечного ветра не превышает 10~6L®.
Рассмотрим звезду, окруженную газом с заданным давлением *) на бесконечности P; звездный ветер сможет предотвратить аккрецию, если на расстоянии гс или больше давление остановки ветра равно давлению окружающего газа.
Поток энергии ветра равен q = J^2 , поток импульса (и давление остановки) равен . Запишем гс = гост = у ^v р и значе-
2 Рсо GM
ниє гс из условия а оо ==---=--. После несложных вы-
Poo rC
числений получим критическую мощность ветра:
о. « «• ШІ-І-) ш {Ш^) ^
Предел (12.8.3) по крайней мере на И порядков ниже предела (12.8.1), поэтому практически во всех случаях роль ветра оказывается более существенной. Физическая причина столь впечатляющей разницы ясна: сечение взаимодействия квантов с электронами мало **), мала и эффективная оптическая толща т = onrc ^ ^ IO""24-IO13 a IO""11; в то же время сечение взаимодействия и «эффективная толща» для ветра равны бесконечности.
Аналогичная ситуация, вероятно, имеет место и в случае пульсаров, являющихся, по-видимому, источником быстрых частиц и сверхдлинных радиоволн, отражающихся от окружающей плазмы (кроме того излучения, которое проходит насквозь и
*) В это давление нужно включить вклад магнитного поля
Я2
Р = пкТ + -^r.
**) Предел (12.8.1) записан для случая комптоновского рассеяния; индуцированный комптон-эффект, поглощение в линиях или рассеяние на пыли могут несколько понизить его,§ 9ц аккреция как эволюционный фактор 415
воспринимается нами); в этом случае в формулу надо подставлять
v = c.
Излучение пульсара не только предотвращает падение окружающего вещества, но и производит эффективное выметание окружающей плазмы.
Вопрос о возможности смены эжекции аккрецией на пульсары в ходе их старения рассмотрен Шварцманом; см. в главе о пульсарах.
Подчеркнем, что если аккреция установилась, то появление в ударной волне на поверхности звезды быстрых частиц с мощностью Qc не прекратит аккрецию. Действительно, теперь необходимо сравнивать давления встречных потоков не на радиусе гс, а у поверхности звезды (г0); соответствующая критическая величина эжекции больше (12. 8. 3) в (гс/г0),/2 — IO3 раз.]
Необходимо, наконец, предостеречь от неограниченного пользования подкупающе простой и изящной формулой для эддингто-новского предела Lc.
При неполной ионизации вещества сила, действующая на вещество со стороны излучения, возрастает за счет фотоэффекта и поглощения в линиях. G другой стороны, в поле низкочастотного излучения с высокой яркостной температурой, сила, действующая на полностью ионизованную плазму, возрастает по сравнению с расчетом по томсоновскому сечению (Левич, 1971).
§ 9. Аккреция как эволюционный фактор
Уже давно отмечалось, что аккреция на звезды, которые находятся вблизи границы устойчивого равновесия, способна переводить их в следующий эволюционный класс: белые карлики — в нейтронные звезды, нейтронные звезды — в застывшие.
У одиночных объектов с M — Mq увеличение массы dMldt — ^ Ю~14 — IO""16 MqIгод, и эффект несуществен. В двойных системах поток может быть весьма велик. Отметим, что для обеспечения светимости L — IO37 эрг/сек (по-видимому, типичная светимость рентгеновских источников) на нейтронную звезду должно падать ~ IO"9 MqIгод, а на белый карлик — IO"6 MqUoQ. Соответствующие времена жизни — IO9 лет и — IO6 лет. Не исключено, однако, что вспышки ядерной реакции в водородной подушке и сброс газа удлиняют указанный срок [Камерон, Мок (1967); Саслау (1968); Редкобородый (1971)]. Это предположение, кстати, естественно объясняет тот факт, что большинство (или даже все) новые звезды входят в состав тесных пар.
Масса застывшей звезды, в принципе, ничем не ограничена. Решение уравнения (12.4.7) дает для роста M выражение: M (t) = М0/( 1 — AM0t) (А = const), которое расходится при416