<<
>>

Коллапсирующие сверхновые

¦ Физические явления при коллапсе. А какова конечная судьба более массивных звезд, имеющих массу не менее 10 М©? В конце жизни, после исчерпания запасов ядерного горючего, у них должен развиваться коллапс ядра.

Как было сказано, гравитационная потенциальная энергия перед коллапсом огромна. Задача в том, чтобы примерно 1% этой энергии перевести в кинетическую энергию взрыва. Обсудим механизмы взрыва при коллапсе ядра и укажем, что общего может быть здесь с проблемой гамма-всплесков.

Хотя идея о связи вспышек сверхновых с рождением нейтронных звезд была высказана Бааде и Цвикки еще в 1930-х гг., но до сих пор количественная теория взрыва при коллапсе далека от завершения. Из простой оценки (раздел 10.2.3) следует, что при образовании нейтронной звезды высвобождается энергия порядка 1053 эрг. Однако она выделяется в основном в виде нейтрино, а не в виде космических лучей или фотонов, способных «толкнуть» оболочку звезды, как думали Бааде и Цвикки. Не удается просто оценить энергию, которая передается от нейтронной звезды оболочке и ведет к вспышке сверхновой. Даже детальные численные расчеты дают противоречивые результаты из- за неопределенностей в уравнении состояния сверхплотного вещества, в скоростях реакций слабых взаимодействий, фундаментальных свойств нейтрино (например, их осцилляций), трудностей в описании переноса нейтрино и из-за возникновения конвекции.

Если на главной последовательности звезда имела массу 8 М© lt; lt; М lt; 20 М©, то в конце ее эволюции образуется частично вырожденное ядро с массой, близкой к чандрасекаровскому пределу. В то же

Таблица 10.1

Варианты окончания эволюции для невращающейся массивной звезды

Масса на ГП, М©

Масса Не ядра, М©

Механизм сверхновой

10 lt; Мlt; 95

2 lt; М lt; 40

Коллапс железного ядра в нейтронную звезду или черную дыру.

95 lt;Мlt; 130

40 lt; М lt; 60

Пульсационная неустойчивость, вызванная рождением пар и приводящая к коллапсу железного ядра.

130 lt; Мlt; 260

60 lt;Мlt; 137

Сверхновая из-за неустойчивости, вызванной рождением пар.

260 lt;М

137 lt;М

Черная дыра. Возможно, гамма-всплеск.

время плотность становится столь высокой (109-Ю10 г/см3), что благодаря большой энергии Ферми электронов, даже при нулевой температуре начинают активно идти реакции нейтронизации:


где (A, Z) — ядро с массой А и зарядом Z

На самом деле температура на этих стадиях достигает нескольких десятков кэВ, что ускоряет реакции захвата электронов. Поскольку электроны при таких плотностях релятивистские, показатель адиабаты близок к критическому значениюС ростом плотности число электронов на барионснижается, и давление в некоторый момент растет уже медленнее, чема это значит, что гравитация растет быстрее силы давления. Развивается катастрофическое сжатие — коллапс. При начальной массе звезды^ температура существен

но выше, и коллапс начинается благодаря расщеплению ядер фотонами. При еще более высокой массе,вклад в снижение упру

гости вещества и в потерю устойчивости начинает вносить процесс рождения пар е+е”.

Следует иметь в виду, что значения масс здесь приведены приближенные, поскольку звезды непрерывно теряют массу, вращаются, входят в двойные системы и т. д., а эти факторы учитываются современной теорией еще очень грубо. В табл. 10.1 (Woosley et al., 2007) приведены данные о судьбе звезд разной начальной массы. Все цифры округлены. Например, при быстром вращении, которое реально наблюдается у массивных звезд, значения масс на главной последовательности (ГП) надо уменьшить на 10-20% для того, чтобы получить тот же исход в эволюции. Второй столбец таблицы содержит массу гелиево-

го ядра на момент загорания гелия в его центре. Эволюция этого ядра проходит почти независимо от наличия водородной оболочки. Это видно, например, из рис. 10.25, где у звезды с М = 80 М© образуется гелиевое ядро М = 36 М©. Расчет модели Не 36 был проведен уже без водородной оболочки, треки почти совпадают с полной моделью М 80.

В табл. 10.1 выделены четыре варианта исхода эволюции массивных звезд. Пока займемся звездами с М lt; 95 М©, а взрывы самых массивных рассмотрим в заключительном разделе.

Попробуем качественно понять рис. 10.25. Используя теорему ви- риала для звезды массой М и радиусом R или просто оценив притяжение двух половинок звезды друг к другу и опустив коэффициенты порядка единицы, имеем:

Здесь Рг —давление в центре, V — объем. Тогдаа плотностьи они связаны так:


В невырожденной идеальной плазмегде— газовая по

стоянная, ар — средняя молекулярная масса, мы получаем


Если есть релятивистская добавка (излучение, пары) к давлению видато законсохраняет свой вид, но зависимость от мас

сы меняется.

Если вклад аТ4 преобладает в давлении, что всегда верно для очень массивных звезд, то имеем

Нетрудно убедиться, что законнеплохо выполняется на

рис. 10.25 (изгибы кривых связаны с изменением структуры, с потерей массы и т. п.). Чем больше масса, тем выше температура при той же плотности. Поэтому массивные звезды не попадают в область вырождения к белым карликам (см. рис. 5.14), а могут уйти в коллапс.

Когда коллапс вступает в динамическую стадию, центральные области звезды за гидродинамическое времяг. е. за доли

секунды, достигают плотности ядерной материи. За столь короткое время диффузия фотонов и электронная теплопроводность не могут

отвести тепло, поэтому температура поначалу растет почти адиабатически. Большинство нуклонов остается связанными в ядрах почти до плотностей, когда ядра начинают «касаться» друг друга. Только при таких плотностях упругость вещества резко возрастает, и коллапс может быть остановлен, если масса не превышает определенного предела. Обратное движение (отскок, bounce) вещества, порождает ударную волну на расстоянии около 50 км от центра, которая сильно нагревает вещество. Тогда появляется много свободных нуклонов (из-за разрушения ядер) и становится важен урка-процесс:

(2)

(3)

а также процесс нейтринной аннигиляции электрон-позитронных пар:

(4)

который является также одним из важнейших на поздних стадиях эволюции массивных звезд.

По порядку величины сечение слабого взаимодействия a~Gp?2, где Е — характерная энергия процесса,

а— постоянная Ферми.

Если измерять энергию частиц в МэВ, то удобно записатьПри

температуре в десятки МэВ, достигаемой при коллапсе, оценка сечения показывает, что нейтрино бурно рождаются и, казалось бы, могут легко передать энергию оболочке. При образовании нейтронной звезды нейтрино уносят более 1053 эрг, т. е. около 10% солнечной массы! Если бы 1% этой энергии был захвачен оболочкой звезды, то проблема механизма взрыва сверхновых при коллапсе была бы решена.

Из оценки а видно, что при плотности выше 1012 г/см3 пробег нейтрино действительно мал — он на 5-6 порядков меньше размера горячей нейтронной звезды. В ее глубоких слоях пробег определяется в основном реакциями, обратными процессам (2) и (3). Из-за малой длины пробега нейтрино медленно диффундируют наружу, теряя при этом энергию. К тому моменту, когда они добираются до слоя, из которого почти свободно выходят наружу (по аналогии с фотосферой его называют нейтриносферой), они уже не могут сбросить оболочку.

Для нагрева и сброса внешних слоев коллапсирующего ядра звезды может быть важен также процесс, обратный (4):


Нары w всех сортов нейтрино должны образовываться при коллапсе в больших количествах. К сожалению, нейтрино слишком мягки, чтобы этот процесс был важен для сверхновых. Вот если жесткие нейтрино вырываются в пустоту, там они могут дать много гамма-квантов! Об этом стоит помнить, подыскивая объяснение для гамма-всплесков.

¦ Асимметрия взрыва. Поскольку сферически-симметричные модельные расчеты коллапсирующих предсверхновых до сих пор не дали успешной картины взрывов, необходимо искать несимметричные механизмы. Они могут оказаться полезными и для объяснения гамма-всплесков. Если несимметричный коллапс дает пучок излучения в телесном угле Q, то требования к энергетике гамма-всплесков снижаются в 4тс/П раз.

Есть много наблюдательных указаний на то, что взрывы сверхновых несимметричны: излучение коллапсирующих сверхновых в значительной мере поляризовано, причем степень поляризации нарастает при уменьшении массы водородной оболочки, достигая максимума для SN Ib/c, лишенных водорода. Яркий пример — рекордная поляризация SN 1997Х типа 1с (по-видимому, такие сверхновые лишены не только водородной, но и гелиевой оболочки, а это означает, что масса выброса должна быть особенно мала, и асимметрия взрыва должна сильнее всего проявляться в таких объектах); после взрыва коллапсирующей сверхновой во многих случаях (если не во всех) должна сформироваться нейтронная звезда (известные примеры — это пульсары в Крабовидной туманности и в остатке Vela). Многие радиопульсары наблюдаются со скоростями до 1000 км/с. Большой импульс, соответствующий этой скорости, возможно, связан с асимметрией взрыва; наблюдения SN 1987А показали, что: радиоактивный материал в ходе взрыва очень быстро был вынесен в наружные слои. Для объяснения кривых блеска SN 1987А также требуется значительное перемешивание; инфракрасные линии кислорода, железа, никеля и водорода имеют значительную асимметрию профилей; свет был поляризован; фото, полученные телескопом «Хаббл», демонстрируют явную асимметрию выброса, а рентгеновская обсерватория «Чандра» зафиксировала струи; вблизи молодого остатка сверхновой приблизительно 1680 г. Кассиопея A (Cas А) есть быстро движущиеся сгустки вещества, бога-

того кислородом, за границей основной оболочки остатка, а также, возможно, две струи, направленные в противоположные стороны. Трехмерные изображения остатка Cas А показывают, что клочковатое распределение кальция, серы и кислорода несимметрично в направлении на наблюдателя. Не видно простых сферических оболочек. Этот остаток и другие имеют систематическую скорость относительно локальной межзвездной среды до 900 км/с. Все эти асимметрии должны быть связаны с асимметричным истечением предсверхновых Ib/c, приводящих к взрывам типа Cas А, т. е. звезд типа Вольфа—Райе. Последние рентгеновские наблюдения Cas А со спутника «Чандра» показали, что сгустки выброса, богатые железом, находятся в более наружных слоях, чем сгустки с кремнием. Рентгеновские наблюдения обнаружили сгустки («пули») вне основной оболочки остатка Vela, а связанные с ними радиоизлучающие ударные волны свидетельствуют о большой скорости выброса этих сгустков при взрыве сверхновой.

¦ Механизмы асимметрии коллапса. Поиск механизма взрыва сверхновой при коллапсе ядра звезды — это проблема, которая стоит перед теоретиками уже несколько десятилетий. Укажем три возможных механизма взрыва: взрыв под действием нейтринного потока; магниторотационный механизм вспышки сверхновой; слияние и взрывы нейтронных звезд.

Все эти механизмы в той или иной мере сопряжены с асимметрией и могут быть так или иначе связаны с генерацией гамма-всплеска.

Наиболее многообещающим является магниторотационный механизм Г. С. Бисноватого-Когана. Если перед коллапсом звезда вращалась, то при сжатии, вследствие закона сохранения момента импульса, значительная часть гравитационной потенциальной энергии пере

ходит в энергию вращения. Магнитное поле служит «приводным ремнем» для преобразования энергии вращения в энергию взрыва. Энергия тороидального магнитного поля первоначально растет линейно со временем из-за дифференциального вращения. Когда тороидальный компонент поля начинает заметно превышать полоидальный, развивается магниторотационная неустойчивость, которая ведет к резкому ускорению роста магнитной энергии. Этот процесс похож на усиление магнитного поля Солнца в 11-летнем цикле: после периода медленного нарастания из-за дифференциального вращения поле резко усиливается и всплывает в виде активных областей. Разница в том, что при коллапсе весь процесс развивается за секунды, а не за десяток лет. Наконец, образуется магнитогидродинамическая ударная волна, которая и производит взрыв сверхновой. Магниторотационный взрыв может привести к выбросу асимметричных струй и образованию быстро движущихся пульсаров из-за эффекта отдачи.

А теперь обратимся к идее слияния и взрывов нейтронных звезд.

¦ Взрывающиеся нейтронные звезды в двойных системах. В работе Блинникова и др. (1984) был предложен сценарий эволюции двойной нейтронной звезды (NS + NS), приводящий к взрыву одного из компонентов и к возможному гамма-всплеску. Судьба такой двойной системы определяется гравитационным излучением, приводящим к слиянию компонентов. Аналогичный процесс слияния белых карликов может быть одним из возможных путей к взрыву SN 1а. Как часто могут происходить такие события в Галактике? В работе Lipunov et al. (1997) исследовался этот вопрос, и было показано, что слияние компонентов в тесных парах нейтронных звезд происходит примерно раз в 3000 лет, если нет отдачи при образовании самих нейтронных звезд, и раз в 10 000 лет, если отдача достигает 400 км/с.

Процесс эволюции двойной нейтронной звезды до сих пор не рассчитан детально. Возможно прямое слияние с образованием черной дыры и струй, индуцированных аккреционным диском, как в некоторых моделях гамма-всплесков. Мы рассматривали иную возможность. По мере сокращения размера орбиты менее массивный компонент (радиус которого больше) заполняет свою полость Роша. Это приводит к интенсивному перетеканию вещества на массивный спутник. Нейтронная звезда с массой Мlt; Мсг * 0,1 М© динамически неустойчива. Поэтому на определенном этапе маломассивный спутник должен взорваться.

Чтобы понять причину взрыва, надо вспомнить, почему образуются нейтронные звёзды, т. е. почему протоны превращаются в нейтро

ны. Как мы уже знаем, при высокой плотности вещества энергия Ферми электронов столь высока, что нейтроны не могут распадаться — нет свободных состояний для электронов, которые должны родиться при их распаде. Напротив, в этих условиях идет реакция захвата электронов протонами — нейтронизация (формула 1). Электроны как бы вдавливаются в протоны сильной гравитацией (через давление, в котором их роль довольно велика). Поэтому и сами нейтроны, и состоящие из них нейтронные звезды оказываются устойчивы (пока эти звезды не превосходят своего верхнего предела массы). Но нельзя забывать, что определенная доля электронов — несколько процентов от числа нейтронов — обязательно есть в любой нейтронной звезде, иначе нейтроны смогли бы распадаться.

При снижении массы нейтронной звезды ослабевает ее гравитация и снижается центральное давление (см. формулы на с. 388). Соответственно, снижается и вклад вырожденных электронов в полное давление. Значит, уменьшаются импульс и энергия Ферми электронов, и в некоторый момент это приводит к тому, что нейтроны получают возможность распадаться:

забрасывая рождающиеся при этом электроны на вакантные энергетические позиции выше порога Ферми. Начитается лавинообразный распад нейтронов.

При этом характерное время их распада составляет не около 10 мин, как в свободном состоянии: распад происходит в тяжелых ядрах, там бета-процессы протекают за какие-то миллисекунды. Это и есть взрыв «похудевшей» нейтронной звезды при Мlt; 0,1 М0. Численное моделирование показало, что взрыв идет с выделением энергии (« 4,8 МэВ/нуклон). Более аккуратный учет физических процессов несколько снизил это значение: существенная часть энергии уносится нейтрино.

В принципе двойная нейтронная звезда может образоваться в центре коллапсирующей предсверхновой: при сжатии ядра скорость его вращения возрастает, и это может закончиться его делением на два компонента. Дальше все будет развиваться по описанному выше сценарию: сближение компонентов за счет излучения гравитационных волн и приливных возмущений, перетекание с маломассивного компонента и его взрыв (рис. 10.27). Такой асимметричный взрыв может послужить триггером для полномасштабного взрыва сверхновой и сильного перемешивания. Этот сценарий был предложен В. С. Имшенни-

Рис. 10.27. Сценарий В. С. Имшенника предполагает, что при сжатии ядра предсверхновой увеличение скорости его вращения приведет к ротационной неустойчивости и делению нейтронной сердцевины на две неравные части. Далее все идет по сценарию Блинникова и др. (1984), но не в вакууме, а внутри звезды-предсверхновой. Теряя орбитальный момент, два нейтронных объекта сближаются, и начинается обмен массой, причем теряет ее менее массивный компаньон. Достигнув нижнего предела массы для нейтронных звезд,

он взрывается.

ком. Заметим, что в нем магнитное поле не играет решающей роли, в противоположность магниторотационному механизму. Если до достижения легким компонентом минимальной массы теряется устойчивость перетекания, то происходит слияние нейтронных звезд, энергия выделяется в основном в виде нейтрино, и возможно формирование джетов. В любом случае взрыв асимметричен. 

<< | >>
Источник: В. Г. Сурдин. Звёзды. 2009

Еще по теме Коллапсирующие сверхновые:

  1. Нейтронные звезды
  2. Предки и потомки
  3. Сверхновые, похожие друг на друга
  4. 5. Проблема выбора
  5. Мысленный эксперимент с белым карликом
  6. Черные дыры
  7. Рождение звезд в природе
  8. Образование звезд в галактике в созвездии Гончих Псов
  9. Звезды массой от (8-10) М© до 100 М©
  10. Белые карлики в двойных системах
  11. Взрывные переменные, новые и сверхновые звезды
  12. Тесные двойные системы
  13. 9.9. Черные дыры
  14. СВЕРХНОВЫЕ С. И. Блинников, Д. Ю. Цветков
  15. 10.2.3. Внутренняя задача: откуда берется энергия взрыва
  16. Коллапсирующие сверхновые
  17. Сверхновые из самых массивных звезд
  18. Перспективы теории взрыва коллапсирующих сверхновых