Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Зельдович Я.Б. -> "Теория тяготения и эволюция звезд" -> 170

Теория тяготения и эволюция звезд - Зельдович Я.Б.

Зельдович Я.Б., Новиков И.Д. Теория тяготения и эволюция звезд — М.: Наука , 1971. — 486 c.
Скачать (прямая ссылка): teoriyatyagoteniya1971.djvu
Предыдущая << 1 .. 164 165 166 167 168 169 < 170 > 171 172 173 174 175 176 .. 200 >> Следующая


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 при 416
Предыдущая << 1 .. 164 165 166 167 168 169 < 170 > 171 172 173 174 175 176 .. 200 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed