Файл: Явления нестационарности и звездная эволюция..pdf

вращения нейтронной звезды в электромагнитное излу­ чение остатка играет ее сильное магнитное поле. Его про­ исхождение связано с сохранением магнитного потока (т. е. числа силовых линий) в коллапсирующей звезде. Поэтому при уменьшении радиуса звезды напряжен­ ность магнитного поля возрастает обратно пропорциональ­ но квадрату радиуса, т. е. на 1 0 порядков или, при на­ чальной напряженности 1000 гс — до 1013 гс. Соответстствующая магнитная энергия нейтронной звезды стандарт­ ных параметров 1041 эрг. Магнитное поле такой мощности жестко вращается вместе с нейтронной звездой (магнито­ сфера), поэтому электрические заряды в ее плазменной оболочке могут разгоняться центробежным ускорением вдоль магнитных силовых линий, удаляющихся от по­ верхности звезды. На расстоянии R c — сР/2п («радиус светового цилиндра») скорость разгона достигает световой

имагнитное поле уже не удерживает заряды, которые покидают магнитосферу как релятивистские частицы. Таким путем релятивистские частицы уносят значитель­ ную энергию вращения нейтронной звезды и звезда си­ стематически тормозится. Возникшие так космические лучи попадают в запутанные магнитные поля остатка оболочки сверхновой, окружающего нейтронную звезду,

ивызывают в нем синхротронное излучение. В свою оче­ редь магнитосфера непрерывно пополняется новыми за­ рядами с помощью электрического поля, возникающего под влиянием униполярной индукции вращающегося маг­ нитного поля нейтронной звезды (Голдрейх, Джулиан, 1969). Очевидно, так осуществляется процесс передачи вращательной энергии остатку оболочки сверхновой, но пульсирующий характер излучения самой нейтронной звез­ ды требует особого объяснения (Кардашев, 1970).

Высокая стабильность периода пульсации говорит о возникновении излучения либо в узком пучке («маячная модель» пульсара), либо в плоскости («ножевая модель»), вращающихся вместе со звездой (Гинзбург, 1971). По-ви- димому, больше доводов пока в пользу «маячной модели», поскольку в первом приближении магнитное поле нейт­ ронной звезды можно полагать дипольным с осью, накло­

326 СВ ЕРХ Н О В Ы Е ЗВ ЕЗД Ы [Гл. 7

ненной к оси вращения. В пользу этой модели говорит изменение поляризации радиоизлучения пульсаров в тече­ ние всплеска. Кроме того, наблюдения показывают, что из области радиусом 30 км идут потоки, обладающие энергией 1 0 1 4 —1 0 17 вт/см2, в радиочастотах и 1 0 20 вт1см2 в оптических частотах. Им соответствует яркостная тем­ пература 1024 градусов явно нетеплового характера. Сле­ довательно, излучение идет от пятна в соответствии с мо­ делью вращающегося «маяка». Высокую яркостную тем­ пературу, возможно, создает механизм типа лазерного (Чу, 1970). Однако области магнитосферы, где возникают оптические и радиочастотные пульсации, существенно различны — первые ближе к поверхности (Гинзбург, 1971; тер Хаар, 1971). Следует отметить также, что ряд фактов может объяснить и ножевая модель.

В целом удовлетворительной теории явления пульса­ ра пока нет. Не ясно, существует ли один универсальный тип пульсара или в сверхновых разных типов возникают несколько вариантов пульсаров (возможно также, что иногда пульсары и не образуются).

§8. Проблема взрыва сверхновой. Заключение

Впредыдущем разделе было упомянуто, что вспышка сверхновой представляет собой свечение оболочки, вы­ брошенной взрывом, с выделением энергии 1 0 5 0 —1 0 51 эрг), имеющим, несомненно, ядерное происхождение. Следо­ вательно, проблема взрыва тесно связана с нуклеосинте­ зом в динамически или даже термически неустойчивой

звезде. Главная задача заключается в поиске реакций, при­ нимающих взрывной характер при высоких температурах. Ими являются термоядерные реакции без медленных бета-процессов, т. е. идущие между протонами и ядрами легких элементов (С, N, О). Но в звезде с нормальным химическим составом легких ядер на порядок меньше, чем нужно для получения энергии, выделяемой при взры­ ве сверхновой. Зато в проэволюционировавшей звезде их уже много, потому что согласно теории эволюции в ней образуется железное ядро и значительные слои (мантия) содержащие легкие элементы, один из которых мо­ жет сдетонировать.

§ 8 ] П РО БЛ Е М А В ЗРЫ В А С В ЕРХ Н О В О Й 327

Динамическая неустойчивость возникает в звезде, ког­ да полностью исчерпаны термоядерные источники энергии. Звезда продолжает излучать только за счет гравитацион­ ного сжатия. Но повышение центральной температуры звезды уже не приводит к включению новых термоядер­ ных реакций, выделяющих энергию и этим поднимающих внутреннее давление, компенсирующее сжатие. Поэтому начинается коллапс — сжатие со скоростью свободного падения к центру звезды и создается возможность детонации легких ядер (Хойл, Фаулер, 1960).

В зависимости от массы звезды ее гравитационное сжатие может быть остановлено силами внутреннего дав­ ления на уровне плотности вырожденного электронного газа (белые карлики, чандрасекаровский предел масс 1,42 50?©), или на уровне ядерной плотности вещества (стационарные нейтронные звезды, верхний предел около 2 33?©). Оно может быть, наконец, на время задержано при наличии избытка энергии звезды после образования сверх­ плотной горячей нейтронной звезды (15—70 33?©), раз­ рушаемой мощным нейтронным излучением. В остальных случаях, а также после временной задержки в стадии го­ рячей нейтронной звезды, развивается неограниченный коллапс—образуется «коллапсар», или «застывшая звезда» (Иванова и др., 1969).

Явление сверхновой возникает в тех случаях, когда образуется детонационная волна, которая отражается от временной (если она образуется в ходе коллапса) или стационарной границы сверхплотного ядра звезды и пре­ образуется в ударную волну, выносящую наружу оболоч­ ку. Сам по себе коллапс еще не ведет к имплозии («взрыву внутрь»), так как условия для детонации ядерного мате­ риала возникают лишь в определенных случаях (табл. 46). Для звезд различной массы возможны различные причины потери динамической устойчивости и тепловой устойчиво­

сти звезды.

Важным процессом, способствующим детонации звезд с массами до 4—850?© является возникновение в центре звезды при коллапсе реакций с излучением нейтрино, которые, обладая высокой проницающей способностью, уносят с собой часть энергии, способствуя этим охлаждению'и продолжению коллапса. Но мантия звезды настоль­ ко непрозрачна, что успешно поглощает нейтрино («де-

Финальная эволюция невращающихся звезд после исчерпания ядерного горючего (Иванова и др., 1969)

ми, резко повышается температура, способствуя детона­ ции О или С или взрыву из-за тепловой неустойчивости (Колгейт, Уайт, 1966). Расчет детонации 160 впервые провели Фаулер и Хойл (1964), а с учетом депозиции нейтрино — Иванова и др. (1969). Аналогичный расчет детонации 12С при тепловой неустойчивости, возникаю­ щей еще в стадии горения углеродно-кислородного ядра, провел Арнетт (1969а, Ь), показавший также несущест­ венную роль депозиции нейтрино для звезд с массами больше 4—83R©.

и при потере вращательной устойчивости (Дьяченко, Зельдович и др., 1969; Шкловский, 1970b).

Соответственно существованию сверхновых плоской и промежуточной подсистем, явления сверхновых должны наблюдаться по крайней мере у двух категорий звезд. Молодые массивные звезды плоской подсистемы завершают свою скоротечную эволюцию как вспышки сверхновых II, III и V типов, звезды же населения «диска» имеют термоядерную стадию эволюции длительностью в милли­ арды лет, и только в финальном коллапсе роковым обра­ зом сказывается или превышение массы некоторых из них над чандрасекаровским пределом, определяющим их дальнейшую судьбу (Оппенгеймер и др., 1939), или тепловая неустойчивость в них (Хойл, Фаулер, 1960), вследствие которых могут произойти вспышки сверхновых типа I.

Важное место в выяснении реального механизма взры­ ва сверхновых играют и наблюдательные данные, нося­ щие, как мы видели, мозаичный характер, и изучение поведения ударной волны в оболочке взорвавшейся звезды (Гандельман, Франк-Каменецкий, 1956; Надежин, ФранкКаменецкий, 1964; Имшенник, Надежин, 1964; Имшен-

сверхновые как единственные места, где в галактиках идет синтез ядер тяжелых элементов в короткие мгновения взрывов. Среди возникающих ядер имеются неустойчивые изотопы, бета-распад которых дает дополнительную энер­ гию, поддерживающую свечение оболочек сверхновых, обладающих характерным экспоненциальным ослабленинием блеска. В качестве радиоактивных изотопов с перио­ дом полураспада, близким к периоду ослабления блеска сверхновой I в два раза, теперь обычно предлагается ка­ лифорний-254 (Бааде и др., 1956; Колгейт, 1969). Одна­ ко необходима неправдоподобно большая масса калифор­ ния-254 для обеспечения вспышки (Шкловский, 1966) — до 0,001 массы звезды! Недавно Шкловский (1972а) объяснил форму кривой блеска сверхновой I поглощением и переизлучением жесткого рентгеновского излучения, рождаемого компактным источником внутри расширяю­

щейся газовой оболочки. Этот источник поддерживает ионизацию и высокую кинетическую температуру в рас­ ширяющейся плазме. После максимума блеска оптическая толща оболочки становится меньше единицы и светимость сверхновой начинает падать обратно кубу радиуса оболоч­ ки. Этот закон хорошо совпадает с наблюдаемой кривой блеска.

Резюмируя сведения о наблюдениях и теории сверх­ новых, следует отметить, что пока имеются лишь фраг­ менты качественной теории. Трудности ее создания ‘свя­ заны, в частности, с тем, что в явлении сверхновых пере­ плетаются в один узел вопросы звездной эволюции и кос­ могонии небесных тел (от галактик до планетных систем), синтеза химических элементов и межзвездной пыли, газо­ динамики и теории излучения расширяющейся оболочки, магнитодинамики и происхождения космических лучей и нетеплового излучения. Практически все актуальные направления галактической астрофизики перекрещивают­ ся в проблеме сверхновых. Незавершенность теории сверх­ новых отражает незавершенность проблем и самой астро­ физики.

Ба а д e и др., 1956 — Baade W ., Christy R ., Burbidge G., Fowler

W.A., Hoyle F., PASP 68, 296.

Ба н н e p и др., 1972 — Banner A. N., Coleman P. L., Kraushaar

W.L., McCannon D., ApJ 172, L67.