Главная компонента затменной двойной имеет абсолютную визуальную величину ; болометрическая поправка, соответствующая ее спектру около , так что : у Солнца излучает энергии больше, чем Солнце, в 2,5121484 = 860 000 раз, но масса ее в 19 раз больше солнечной и потому на 1 г вещества она излучает в 45 000 раз больше, чем Солнце. У Солнца на 1 г массы приходится излучение . Подобным же образом находим, что компонента В визуально-двойной звезды Kruger 60 излучает на 1 г вещества в 80 раз меньше, чем Солнце, т. е. для нее . Еще меньше удельное лучеиспускание у Сириуса В - белого карлика: . Между тем средняя температура Т звезды меняется у тех же звезд (кроме, может быть, белого карлика) несравненно меньше (см. с. 196). Трудно наперед допустить, что во всех трех случаях механизм генерации энергии одинаков, но если уж он один и тот же, то, очевидно, он очень чувствителен к изменениям физических условий внутри звезды, в частности, температуры. Из различных возможных видов генерации энергии в звездах имеют значение два следующих:

а) гравитационное сжатие,

б) термоядерные процессы.

ГРАВИТАЦИОННОЕ СЖАТИЕ

Если разреженный шар сжимается, то его потенциальная энергия убывает [см. (15.8)]; эта убыль идет на увеличение кинетической энергии частиц шара, т. е. на увеличение температуры, когда шар - газовый (см. (15.9)).

Внутренняя тепловая энергия идеального газа, достигшего температуры равна на 1 г. Для всей звезды это будет

Интеграл равен . Подставляя сюда вместо выражение его из (15.9), в котором , и присоединяя из (15.8) выражение для потенциальной энергии , без труда получим

Полная энергия

Для одноатомного газа и, следовательно, пренебрегая у звезды давлением излучения (для которого ), будем иметь

т. е. полная энергия равна половине потенциальной и ее изменение составляет лишь половину изменения потенциальной энергии.

Достаточно широкая по применимости политропная модель имеет потенциальную энергию

Здесь n - класс политропии (при энергия становится положительной, т. е. шар имеет бесконечно большие размеры) и для конвективной модели

а для стандартной модели

Скорость изменения энергии очевидно, следует отождествить со светимостью звезды в стадии сжатия:

Как видно из равенства (17.4). изменения полной энергии, которые мы приравниваем в (17.8) светимости, составляют лишь половину изменения потенциальной энергии звезды. Другая половина идет на разогревание ее.

Если подставить в правую часть (17.9) вместо L лучеиспускание Солнца, а вместо и R - массу и радиус Солнца, то будем иметь

(17.10)

Отнесясь формально к последнему расчету, мы можем сказать, что если предполагать Солнце сжимающимся, то при нынешних характеристиках Солнца для возмещения потери тепла лучеиспусканием радиуса Солнца «хватит» всего лишь на лет. По существу, мы должны сказать, что при гравитационном сжатии Солнце изменяется существенным образом за 25 млн лет. Но геологическая история Земли учит нас, что Солнце более или менее неизменно облучает Землю около 3 млрд лет и, следовательно, указанная временная шкала порядка 20 млн лет, так называемая контракционная шкала времени Кельвина - Гельмгольца, для объяснения современной эволюции Солнца не годится. Она вполне подходит для эволюции конденсирующихся звезд при их разогревании во время сжатия, пока разогрев не стал настолько сильным, что вступили в строй термоядерные реакции.

ГРАВИТАЦИОННЫЙ КОЛЛАПС, гидродинамическое сжатие космического объекта под действием собственных сил тяготения, приводящее к значительному уменьшению его размеров. Для развития гравитационного коллапса необходимо, чтобы силы давления (отталкивания) отсутствовали вообще или, по крайней мере, были недостаточны для противодействия силам гравитации. Гравитационный коллапс возникает на двух крайних стадиях эволюции звёзд. Во-первых, рождение звезды начинается с гравитационного коллапса газопылевого облака. Во-вторых, некоторые звёзды заканчивают свою эволюцию посредством гравитационного коллапса, их центральная часть (ядро) переходит при этом в конечное состояние нейтронной звезды или чёрной дыры. Одновременно разреженная оболочка может быть выброшена сильной ударной волной, что приводит к вспышке сверхновой звезды. Гравитационный коллапс происходит также и в более крупных масштабах - на определённых этапах эволюции ядер галактик. Астрономические наблюдения с помощью орбитальных космических телескопов в оптическом, ИК- и рентгеновском диапазонах убедительно свидетельствуют о присутствии в центрах некоторых галактик массивных чёрных дыр массой от нескольких миллионов до нескольких миллиардов масс Солнца. В центре нашей Галактики находится «точечный» невидимый объект - чёрная дыра с массой 3 миллионов масс Солнца, определённой по орбитам вращающихся вокруг неё соседних звёзд. Такие чёрные дыры первоначально возникают вследствие гравитационного коллапса и затем постепенно увеличивают свою массу, поглощая окружающее вещество.

Гравитационный коллапс связан с потерей устойчивости объекта по отношению к сжатию под действием сил гравитации. После потери устойчивости с течением времени объект всё сильнее отклоняется от исходного состояния гидростатического равновесия, причём силы гравитации начинают преобладать над силами давления, что вызывает дальнейшее ускорение сжатия. В основе гравитационного коллапса при рождении звёзд и при образовании нейтронных звёзд и чёрных дыр лежат совершенно различные физические процессы. Однако гидродинамическая картина развития гравитационного коллапса в основных чертах одинакова в обоих случаях.

Рождение звёзд связано с гравитационной неустойчивостью межзвёздной среды. При образовании нейтронных звёзд и чёрных дыр толчком к началу гравитационного коллапса служат потеря звездой устойчивости вследствие диссоциации атомных ядер на составляющие их нуклоны и/или нейтронизация вещества звезды (массовый захват атомными ядрами электронов), сопровождаемые интенсивными потерями энергии путём испускания электронных нейтрино.

Начавшийся гравитационный коллапс развивается во всё более ускоренном темпе в основном по двум причинам. Во-первых, затраты энергии на расщепление частиц вещества (диссоциация молекул и ионизация атомов при сжатии протозвёздных облаков, диссоциация атомных ядер при образовании нейтронных звёзд) приводят к снижению скорости роста давления, препятствующего сжатию вещества. Во-вторых, интенсивные потери энергии на излучение во время гравитационного коллапса ещё больше замедляют рост давления.

Детальное описание гравитационного коллапса можно получить лишь с помощью быстродействующих ЭВМ с учётом конкретных механизмов потерь энергии (ИК-излучение или нейтрино) и других физических свойств коллапсирующего вещества. Чем больше плотность вещества внутри коллапсирующего объёма, тем быстрее развивается гравитационный коллапс. Поэтому в первую очередь коллапсирует область вблизи центра звезды (центральное ядро). После остановки гравитационного коллапса ядра вещество оболочки наталкивается на него со сверхзвуковой скоростью, образуя сильную ударную волну (УВ). В центральной области объекта возникает избыток давления, под действием которого УВ перемещается в наружном направлении. УВ не только останавливает падение оболочки, но может также придать наружным слоям скорость, направленную от центра. Этот обнаруженный в детальных расчётах гравитационного коллапса эффект называется гидродинамическим отражением (отскоком). Его существование важно для диагностики гравитационного коллапса в наблюдениях, в частности для теории вспышек сверхновых звёзд.

После выпадения на ядро основной массы оболочки и затухания, вызванных гидродинамическим отражением пульсаций ядра гравитационный коллапс фактически заканчивается. Однако значительная доля выделившейся в процессе гравитационного коллапса энергии не успевает излучиться и оказывается запасённой в виде теплоты в образовавшемся плотном гидростатически равновесном объекте (в протозвезде или в горячей нейтронной звезде). По мере излучения энергии протозвезда продолжает медленно сжиматься. В соответствии с теоремой вириала температура в центре протозвезды повышается и, в конце концов, достигает величины, достаточной для протекания термоядерных реакций, - протозвезда превращается в обычную звезду.

На конечных стадиях эволюции массивных звёзд могут создаваться условия, благоприятные для образования неустойчивых к гравитационному коллапсу звёздных ядер с массой, превышающей предельную массу нейтронной звезды (2-3 массы Солнца). При таких обстоятельствах гравитационный коллапс уже не может остановиться на промежуточном состоянии равновесной нейтронной звезды и продолжается неограниченно с образованием чёрной дыры. Основную роль здесь играют эффекты общей теории относительности, поэтому такой гравитационный коллапс называется релятивистским.

На гравитационный коллапс могут существенно влиять вращение коллапсирующего объекта и его магнитное поле. При сохранении момента количества движения и магнитного потока скорость вращения и магнитное поле возрастают в процессе сжатия, что может изменить картину гравитационного коллапса не только количественно, но и качественно. Например, в отсутствие сферической симметрии становятся возможными потери энергии путём излучения гравитационных волн. Достаточно сильное начальное вращение может привести к остановке гравитационного коллапса на промежуточной стадии, когда дальнейшее сжатие окажется возможным лишь при наличии каких-либо механизмов потери момента количества движения или при фрагментации объекта на сгустки меньших размеров. Количественная теория гравитационного коллапса с учётом вращения и/или магнитного поля только начинает своё развитие и опирается на достижения современной вычислительной математики. Результаты, полученные для гравитационного коллапса без учёта вращения и магнитного поля, имеют тем не менее важное прикладное значение и являются в ряде случаев, по-видимому, хорошим приближением к действительности.

Исследования гравитационного коллапса приобрели особый интерес в связи с достижениями инфракрасной астрономии, которая позволяет наблюдать за рождением звёзд, а также с постройкой подземных нейтринных обсерваторий, способных зарегистрировать вспышку нейтринного излучения в случае образования нейтронных звёзд и чёрных дыр в нашей Галактике.

Лит.: Зельдович Я. Б., Новиков И. Д. Теория тяготения и эволюция звезд. М., 1971 ; Шкловский И. С. Звезды: их рождение, жизнь и смерть. 3-е изд. М., 1984; Физика космоса: Маленькая энциклопедия. 2-е изд. М., 1986: Физическая энциклопедия. М., 1988. Т. 1.

5.4.1. Звёздообразование: гравитационное сжатие, фрагментация газового облака, гравитационный коллапс

Звёзды рождаются в газопылевых туманностях в результате сложных физических процессов и в течение своей «жизни» проходят несколько стадий эволюции: звёздообразование, фазу нормальной звезды, стадию красного гиганта, превращение в «мёртвую» звезду (белый карлик, нейтронную звезду, чёрную дыру) или взрыв сверхновой.

Звёздообразование – это процесс превращения облаков разреженного газа в плотные самосветящиеся газовые шары – звёзды. Звёздообразование заключается в постепенном сжатии под действием собственной гравитационной силы определённого объёма межзвёздного газа до значений температуры и плотности, достаточных для возникновения термоядерных реакций в центре образовавшегося сгустка и прекращения дальнейшего сжатия.

Процесс звёздообразования можно разделить на несколько стадий: гравитационное сжатие, фрагментация газового облака и гравитационный коллапс.

Первоначально однородное достаточно протяжённое облако межзвёздного газа распадается на фрагменты вследствие гравитационной неустойчивости. Английский астроном Джеймс Джинс показал, что бесконечная однородная среда неустойчива, и сжатие, начавшееся в достаточно больших масштабах, будет продолжаться за счёт гравитации.

Минимальный критический размер области, начиная с которого возможно самопроизвольное гравитационное сжатие , называется длиной волны Джинса. Облако под действием собственной гравитации начнёт сжиматься при условии, что его полная энергия отрицательна. Полная энергия состоит из отрицательной энергии взаимодействия всех частиц, образующих облако, и положительной тепловой энергии этих частиц. Поэтому из критерия Джинса

Е полн = Е грав + Е тепл
можно получить выражения для длины волны Джинса (в пк) и соответствующего критического значения массы вещества (в ℳ ☉):

λ J = 10(T/n) ½

ℳ J = 40(T 3 /n) ½ ,

Где Т ~ 10 – 30 К, n ~ 10 2 см –3 .

Таким образом, оказывается, что сжиматься (коллапсировать) могут лишь области с массами, превышающими 1000ℳ ☉ . Однако стационарных звёзд с такими массами нет, поскольку как только начинается гравитационное сжатие, то давление и концентрация частиц увеличиваются, а температура почти не изменяется. Разреженная и пока прозрачная среда высвечивает гравитационную энергию в виде ИК-излучения. Изотермическое сжатие приводит к уменьшению длины волны Джинса, т.е. к возникновению гравитационной неустойчивости в более мелких масштабах в самом сжимающемся облаке – происходит фрагментация газопылевого облака .

Итак, становится ясным, почему звёзды возникают преимущественно группами, в виде звёздных скоплений. Число звёзд в скоплениях обычно составляет порядка 1000, что соответствует полученной оценке, и если полагать, что в конечном счёте образуются звёзды с массами, близкими к солнечной. Кроме того, становится понятным, почему массы звёзд заключены в сравнительно узких пределах.

Типичным примером газопылевой туманности, в которой в будущем возможно звёздообразование, является Конская Голова - тёмная туманность в созвездии Ориона. Туманность приблизительно 3,5 световых года в диаметре и является частью Облака Ориона, огромного газопылевого комплекса звездообразования, который окружает расположенную на расстоянии около 1500 св. лет Туманность Ориона.

Конская Голова – одна из наиболее известных туманностей, видна как тёмное пятно в форме конской головы на фоне красного свечения, которое объясняется ионизацией водородного газа, находящегося за туманностью, под действием излучения от ближайшей яркой звезды ζ Ориона. Тёмный фон туманности возникает в основном за счет поглощения света плотным слоем пыли.

Глобулами называют небольшие изолированные плотные тёмные газопылевые туманности, в которых возможен или уже начался процесс гравитационного сжатия. От других тёмных туманностей глобулу отличают резко очерченные границы и более высокая плотность составляющего её вещества, из-за чего глобула практически непрозрачна. Масса глобул находится в диапазоне 1–100 солнечных масс, при этом концентрация вещества оценивается в 10 4 –10 6 см –3 , размеры глобул порядка 1 пк.

В сферически-симметричном однородном газовом облаке должен происходить т. н. гомологический гравитационный коллапс , когда все слои облака сжимаются к его центру одновременно. Однако за счёт градиента давления внешние слои будут отставать от внутренних, которые по истечении определённого времени образуют плотное внутреннее ядро с массой около 0.01ℳ ☉ . Внешние слои, образующие протяжённую оболочку, будут продолжать падать на ядро, увеличивая его массу. Эту стадию называют также стадией аккреции вещества ядром. С ростом массы быстро растёт светимость ядра.

Протозвезда

Ядро, находящееся в гидростатическом равновесии, медленно сжимается и разогревается до тех пор, пока не начнутся термоядерные реакции. Выделяющаяся в термоядерных реакциях энергия нагревает вещество ядра, давление увеличивается, и сжатие ядра прекращается. Образовавшаяся звезда начинает спокойную эволюцию на стадии Главной последовательности.

При сжатии ядра протозвезды увеличивается его скорость вращения, в конце концов наступит момент, когда сжатие на экваторе остановится. Но при наличии магнитного поля, выходящего из ядра в оболочку, угловой момент ядра посредством магнитного поля может передаваться оболочке, благодаря чему сжатие ядра не прекращается. При этом оболочка из-за вращения принимает форму диска. При достаточно быстром вращении газового облака ядро не образуется, а всё вещество собирается в диске. Диск может распасться на две или большее число частей, из которых впоследствии образуются двойные или кратные звёзды.

5.4.2. Звёзды-коконы

При достаточно большой начальной массе фрагмента превращение в звезду может произойти и до окончания стадии аккреции. В этом случае ядро наберёт достаточную для начала термоядерных реакций массу, хотя ещё значительная часть вещества находится в оболочке. Возросшее излучение звезды (давление света) остановит дальнейшую аккрецию, и вокруг звезды останется плотная оболочка – кокон. Звёзды-коконы перерабатывают горячее излучение находящейся внутри них протозвезды в мощное ИК-излучение.

Примером звезды-кокона служит объект Беклина – Нейгебауэра (Becklin – Neugebauer Object) в туманности Ориона. Он находится в центре компактного и очень плотного скопления протозвёзд. Из них он наиболее массивный: звезда внутри кокона имеет массу около восьми солнечных. Её светимость близка к 2 тыс. солнечных, а температура излучения кокона около 600 К. Объект Беклина – Нейгебауэра открыт двумя астрономами, имена которых он носит, в 1966 г. как мощный ИК источник.

Сейчас известно уже более 250 объектов такого типа. Температура их пылевых коконов 300–600 К. Некоторые из них своим излучением уже почти разрушили коконы: наблюдения показывают, что их вещество расширяется со скоростью 10–15 км/с.

5.4.3. Эруптивные переменные звёзды

Характеристики звёзд типа Т Тельца (Т Tauri stars, TTS), или эруптивных переменных звёзд, являются отражением переходных нестационарных процессов, происходящих на стадии сжатия звезды к стадии Главной последовательности. TTS – это молодые переменные звёзды с массой

Звёзда Т Тельца

Звёзды типа Т Тельца выделены в отдельный класс астрофизических объектов по характерным эмиссионным спектрам, напоминающим спектр солнечной хромосферы. В спектрах таких звёзд присутствуют линии лития. Поскольку этот элемент выгорает при сравнительно низких температурах (1–2 млн. К), то можно полагать, что в звёздах типа Т Тельца термоядерные реакции ещё не начались, поскольку температура в их недрах недостаточно высока. Переменность такой звёзды проявляется в виде повторяющихся вспышек, которые могут быть объяснены различного рода выбросами вещества - эрупциями. На диаграмме Герцшпрунга – Рассела звёзды типа Т Тельца располагаются справа над главной последовательностью, обычно в области поздних спектральных классов G – M.

Звёзды типа Т Тельца чаще всего встречаются группами, особенно в пределах больших газопылевых туманностей. Небольшие яркие туманности наблюдаются и непосредственно вокруг самих этих звёзд, что говорит о существовании у них обширных газовых оболочек. Движение вещества в этих оболочках, связанное с процессом гравитационного сжатия звезды, по-видимому, является причиной хаотической её переменности. Отсюда следует, что звёзды типа Т Тельца - самые молодые образования, которые уже можно считать звёздами.

Кроме переменных типа Т Тельца принято выделять вспыхивающие звёзды типа UV Кита и фуоры (звёзды типа FU Ориона), которые находятся на заключительных стадиях гравитационного сжатия.

5.4.4. Стадия Главной последовательности

Звезда, излучающая за счёт выделения ядерной энергии, медленно эволюционирует по мере изменения её химического состава. Наибольшее время (более 90% своей жизни) звезда проводит на стадии, когда в её центральной области горит водород. Эта стадия называется Главной последовательностью на диаграмме Герцшпрунга – Рассела.

Время пребывания на Главной последовательности зависит от скорости термоядерных реакций, а скорость реакций - от температуры. Чем больше масса звезды, тем выше должна быть температура в её недрах, чтобы газовое давление могло уравновесить вес вышележащих слоев. Поэтому ядерные реакции в более массивных звездах идут быстрее и время пребывания на Главной последовательности для них меньше, так как быстрее расходуется энергия.

В начале стадии Главной последовательности звёзда по своему химическому составу однородна. В дальнейшем, на протяжении всей стадии Главной последовательности в результате выгорания водорода в центральных областях и образования гелия возникает неоднородность, особенно по мере приближения к центру звезды. Быстрее всего содержание гелия растёт в самом центре звезды. Когда водород в центре полностью выгорает, звезда уходит от Главной последовательности в область гигантов или при больших массах – сверхгигантов.

Представление о физических условиях в недрах звёзд можно получить, проведя некоторую аналогию с тем, что известно о Солнце. Если применить к веществу звезды уравнения, описывающие состояние идеального газа, то в итоге получим, что температура T 0 в центре звезды прямо пропорциональна массе звезды ℳ и обратно пропорциональна ее радиусу R:

Где K – некоторый коэффициент пропорциональности, который может быть определен из того предположения, что при R = R ☉ и ℳ = ℳ ☉ , T 0 должна быть близка к температуре в центре Солнца 1,5 × 10 7 К. Далее, использовав приближённые соотношения L bol ≈ R 5,2 и L bol ≈ ℳ 3,9 , получим:

T 0 = 1,5 × 10 7 R 1/3 .

Более точные расчёты показывают, что эта формула дает удовлетворительные результаты для всех звёзд Главной последовательности.

Поскольку, по мере продвижения вверх по Главной последовательности к более голубым звёздам, их радиусы и массы увеличиваются, то температура в центре звезд также возрастает (для класса B0 T 0 ≈ 3 × 10 7 К, а для K0 – T 0 ≈ 1 × 10 7 К).

От значения температуры сильно зависит характер ядерных реакций в недрах звезды, а также темп энерговыделения. Условия в недрах звезд классов G, K, M (у Солнца – в том числе) таковы, что выделение ядерной энергии у них происходит в основном в результате протон-протонной реакции (см. раздел 3.10.1 ). Мощность энерговыделения при этом типе реации E ~ T 4 . Большая длительность стадии выгорания водорода связана с очень малой вероятностью основной реакции протон-протонного цикла. Здесь надо отметить, что толщина наружной конвективной зоны зависит от эффективной температуры внешних слоев (фотосферы) звезды и от химического состава ее вещества. При T эфф ≤ 8000 К наружная конвективная зона развита тем сильнее, чем меньше эффективная температура звезды, т.к. её «холодная» поверхность не в состоянии передать всю поступающую изнутри энергию, и для этого необходим механический процесс (конвекция). Звезда класса M, например, практически вся состоит из конвективной зоны. С другой стороны, расчёты показывают, что при T эфф > 8000 К поверхностной конвективной зоны у звезды возникать не должно, поскольку выход энергии может быть обеспечен только за счёт её излучения.

В отличие от звёзд поздних спектральных классов, звёзды в верхней части Главной последовательности имеют массу больше солнечной. Следовательно, и температура в их недрах выше, а выделение термоядерной энергии происходит через углеродный цикл (см. раздел 3.10.2 ). Такая реакция может быть доминирующей при температуре в центре T 0 ≥ 1,6 × 10 7 K. Вследствие высокой температуры недр светимость таких звёзд также больше солнечной, а потому эволюционировать они должны быстрее.

Выделение энергии при углеродном цикле E ~ T 20 , т.е. оно происходит очень быстро, и излучение (путем так называемого лучистого переноса) не в состоянии вынести всю выделенную энергию из недр звезды. Поэтому для выноса энергии подключается механический процесс (конвекция), и в недрах такой звезды возникает центральная конвективная зона. Например, звезда с массой 10ℳ ☉ должна иметь внутреннюю конвективную зону радиусом около ¼ от радиуса всей звезды, в то время как плотность в центре такой звезды примерно в 40 раз больше солнечной.

Отличительной особенностью субкарликов является низкое содержание тяжелых элементов или металлов (в астрономии под этим термином часто понимают все химические элементы тяжелее гелия). Из этого следует, что субкарлики – преимущественно старые звезды, состоящие из вещества, еще не побывавшего в недрах других звёзд. Возникли они, по-видимому, на ранних стадиях эволюции Галактики. Поскольку прозрачность вещества звезды тем больше, чем меньше таких тяжелых элементов, то субкарлики отличаются большей прозрачностью по сравнению с другими звездами, что не требует возникновения поверхностной конвективной зоны.

5.4.5. Фаза красного гиганта

Звезда находится на Главной последовательности до тех пор, пока происходит выгорание водорода в ее центральном ядре. Постепенное преобразование водорода в гелий в ядре звезды приводит к увеличению молекулярного веса его вещества, а значит – к уменьшению давления, а затем к сжатию ядра, увеличению его температуры и, следовательно, светимости всей звезды. Общий радиус звезды при этом тоже увеличивается, а эффективная температура – падает.

Далее, когда заканчивается водород в центральной части звезды, она испытывает гравитационное сжатие в течение непродолжительного времени. Температура, давление в ядре звезды и её светимость возрастают. При данных условиях гелий еще не может вступить в термоядерный синтез, однако этого достаточно, чтобы вступил в такую реакцию водород, находящийся в тонком слое, окружающем гелиевое ядро звезды. После того, как это происходит, сильно увеличивается общий размер звезды, а эффективная температура падает. В результате у звезды возникает гигантская конвективная зона (по размеру примерно 90% от радиуса). Звезда вступает в стадию так называемого красного гиганта.

Наше Солнце тоже ожидает переход в стадию красного гиганта. Произойдет это, когда Солнцу будет, по разным оценкам, от 9 до 13 млрд. лет. Сейчас ему около 4,7 млрд. лет; водорода в центре 35% (в начале эволюции было ~73%).

Яркость Солнца возрастёт на 10% в течение ближайших 1,1 млрд. лет и ещё на 40% в течение следующих 3,5 млрд. лет. Согласно некоторым климатическим моделям, увеличение количества солнечного излучения, падающего на поверхность Земли, приведёт к катастрофическим последствиям, включая возможность полного испарения всех океанов. К этому моменту Солнце увеличится в диаметре на величину, равную примерно 99% нынешней дистанции до орбиты Земли (1 а. е.). Однако к тому времени орбита Земли может увеличиться до 1,7 а. е., поскольку ослабнет притяжение Солнца из-за уменьшения его массы. И хотя Земля (возможно) сможет избежать поглощения внешними оболочками Солнца, большая часть живых организмов (если не все) исчезнет в результате катастрофической близости к звезде.

Стадия красного гиганта, когда водород горит в слое, окружающем ядро, продлится у Солнца примерно 500 млн. лет. Затем последует быстрая (~50 млн. лет) стадия горения гелия и более тяжелых элементов в ядре и окружающем слое, сопровождающаяся сбросом оболочки, после чего Солнце превратится в медленно остывающий белый карлик.

Гелиевое ядро красного гиганта изотермично, поскольку лишено источников энергии. При ℳ > 2,5ℳ ☉ оно оказывается достаточно горячим, чтобы газ оставался идеальным. Впоследствии этот факт будет способствовать более быстрому вступлению гелия в термоядерный синтез. Наоборот, при ℳ
По мере выгорания водорода в слое, масса ядра растет, а сама зона ядерных реакций смещается все в более внешние слои, но до определенного предела, пока остаются условия для термоядерного синтеза. При ℳ = 1,3ℳ ☉ гелиевое ядро составляет 1/4 от всей массы звезды с размером в 1/1000 от ее радиуса и плотностью в центре ρ ≈ 350 кг/см 3 .

После выгорания водорода гелиевое ядро сжимается и возникают условия для вступления гелия в тройной α-процесс (см. раздел 3.10.3 ). Для эффективности этого процесса необходимо, чтобы температура была T ≥ 10 8 К и плотность ρ > 1–10 кг/см 3 . Реакция сгорания гелия в итоге порождает выход энергии 7,3 МэВ. Поскольку энерговыделение при этом происходит очень бурно (E ~ T 30), то иногда оно носит характер взрыва с резким расширением оболочек звезды и возможной потерей массы, после чего светимость резко падает, гелиевое ядро опять сжимается и т. д. Такое явление получило название гелиевая вспышка. Помимо указанной реакции образования углерода из гелия возможны и другие реакции, которые требуют все более и более высокой температуры (T > 1,5 × 10 8 К): 12 C + 4 He → 16 O + γ, 16 O + 4 He → 20 Ne + γ, 20 Ne + 4 He → 24 Mg + γ.

После возгорания гелия в ядре звезды у неё исчезает наружная конвективная оболочка, зато возникает конвекция в самом ядре. В этот период на диаграмме Герцшпрунга – Рассела звезда перемещается опять в сторону Главной последовательности. Это продолжается до тех пор, пока запасы гелия в ядре не истощатся. Далее, у звезды опять возникает протяженная наружная конвективная зона. Гелий, также как и водород, начинает гореть в тонком слое, окружающем теперь уже углеродное (если ℳ 40ℳ ☉) ядро. Звезда в этот период возвращается в область гигантов и сверхгигантов.

После этого у наиболее массивных звёзд в результате гравитационного сжатия и достижения необходимых условий (T > 10 9 К) начинается термоядерное горение углерода в ядре (12 C + 12 C) с образованием Ne, Na, Mg. Затем аналогично наступает очередь реакций с участием более тяжелых ядер: Ne, O, Si. Образуются ядра химических элементов вплоть до Fe, Co, Ni, Mn, Cr. Для этого требуется все более и более высокая температура и плотность в центре: T > 3 × 10 9 К и ρ ≈ 10 5 –10 9 г/см 3 . В результате звезда приобретает весьма сложную структуру, а у самых массивных звёзд образуется железное ядро. Надо отметить, что в результате отщепления с помощью высокоэнергетичных γ-квантов α-частиц с последующим их поглощением ядрами химических элементов могут образовываться и более тяжелые, чем Fe и Ni, ядра.

5.4.6. Цефеиды

Важной особенностью описанных эволюционных процессов является то обстоятельство, что звезда на диаграмме спектр-светимость как минимум хотя бы один раз пересекает зону, отмеченную как полоса нестабильности. В эту полосу попадает множество типов звёзд, которые в этом случае называются переменными и общим свойством которых являются пульсации, т. е. периодические изменения радиуса, эффективной температуры и светимости. Наиболее наглядное объяснение этому эффекту было дано для цефеид – физических переменных звезд, характерный представитель которых – это δ Цефея.

Основную роль в этом процессе играет частично дважды ионизованный гелий, выполняющий функцию клапана в наружных слоях звезды. Однократно ионизованный гелий обладает повышенной непрозрачностью для излучения, тогда как дважды ионизованный гелий – значительно более прозрачен. Случайное сжатие внешнего слоя ионизованного гелия приводит к повышению непрозрачности, поглощению излучения, разогреву внешней оболочки и всей звезды в целом, ионизации гелия, повышению давления, а, следовательно, расширению слоя, увеличению радиуса звезды. Это, в свою очередь, снижает непрозрачность слоя, звезда начинает терять энергию за счет излучения (повышается её светимость) и охлаждаться. Слой гелия опять сжимается, и все повторяется с начала.

Весьма важной при определении расстояний до удаленных объектов является обнаруженная связь между светимостью (средней абсолютной звёздной величиной) и периодом пульсации цефеид, которая с точностью до ±0 m .3 выглядит на данном этапе исследований так:

M = –(1.01 + 2.87lgP) = –2.5lg(L/L ☉) + 4 m .8,

Где P – период пульсации цефеиды, выраженный в сутках.

5.4.7. Возможные пути эволюции красного гиганта (сверхгиганта)

Ход дальнейшей эволюции звезды зависит, прежде всего, от её массы. В результате последующих эволюционных процессов красный гигант с начальной массой ℳ исходная может превратиться в один из типов «мёртвых» звёзд (т. е. в звезду, в недрах которой не осуществляются термоядерные реакции, и она светит вследствие иных физических процессов), либо исчезнуть (как звезда) в результате взрыва сверхновой. Масса звезды в процессе такого превращения (ℳ конечная) может существенно измениться.

Если к моменту окончания фазы красного гиганта масса звезды ℳ исходная заключена в пределах

0,8ℳ ☉
то, при условии, что ℳ конечная
Если исходная масса красного гиганта лежит в пределах

8ℳ ☉
а конечная ℳ конечная > 1,44ℳ ☉ , то произойдёт вспышка сверхновой типа Ia, в результате чего либо образуется нейтронная звезда, либо произойдёт полный разлёт остатков красного гиганта.

Если исходная масса красного сверхгиганта

ℳ исходная > 10ℳ ☉ ,

То произойдёт взрыв сверхновой типа II, в результате чего также образуется нейтронная звезда. Если при этом ℳ конечная > 2ℳ ☉ , то далее нейтронная звезда сколлапсирует в чёрную дыру.

5.4.8. Белые карлики и планетарные туманности

Горение гелия в ядре и в околоядерном слое сопровождается различными процессами, обуславливающими нестабильность состояния звезды (например, гелиевые вспышки). Это может приводить к постепенному истечению вещества (особенно тяжёлых элементов) под действием давления излучения (в основном это происходит в виде звездного ветра, имеющего скорость 10–30 км/с) или даже к внезапному сбросу внешних оболочек. Иногда звезда в течение жизни может терять до 70–80% массы вещества.

В звёздах с 0,8ℳ ☉
После потери всей оболочки, окружающей это ядро, оно превращается в «мёртвую» звезду – белый карлик – горячий компактный объект с массой порядка солнечной, но с радиусом, в десятки или даже сотни раз меньшим радиуса Солнца. При этом, чем больше масса белого карлика, тем меньше его размер и больше плотность. Сделанные расчёты приводят к таким предельным величинам: R ≥ 1027 км, ρ ≤ 2,3 × 10 10 г/см 3 . При таких плотностях электронные оболочки атомов разрушаются, и вещество представляет собой электронно-ядерную плазму, причём её электронная составляющая представляет собой вырожденный электронный газ.

Субраманьян Чандрасекар (1910 – 1995)

Вследствие малых размеров, несмотря на высокую эффективную температуру (вплоть до 70000 К), белые карлики имеют низкую светимость. Поскольку белые карлики лишены внутренних источников энергии, они, медленно остывая, постепенно излучают запасенную тепловую энергию. Светимость и температура их медленно снижается: известны, например, белые карлики с T эфф ≈ 5000 К. Рассчитано, что светимость L ≈ 0,001L ☉ соответствует возрасту примерно 10 9 лет. Примечателен вид спектров белых карликов. Спектральные линии (в основном – гелия) их сильно уширены из-за большого давления и имеют заметное гравитационное красное смещение.

Предельная масса белого карлика определяется пределом Чандрасекара:

ℳ Ch = 1,44ℳ ☉ .

При М > M Ch белый карлик вообще не может существовать как устойчивый объект, т.к. сила давления вырожденного газа оказывается неспособной противостоять гравитации, и звезда должна быстро сжиматься. Такой коллапс в некоторых случаях может приводить к возникновению нейтронной звезды.

Если сброс оболочки красного гиганта происходит очень быстро, то в результате образуется так называемая планетарная туманность . Она выглядит как кольцеобразная, быстро расширяющаяся газовая оболочка, окружающая яркую и горячую звезду в центре. Центральная звезда – не что иное, как белый карлик – раскаленное ядро бывшего красного гиганта.

5.4.9. Сверхновые звёзды. Сверхновые типа Ia и II

Сверхновыми называют звёзды, внезапно увеличивающие свою светимость в десятки миллионов раз и в максимуме достигающие абсолютной звёздной величины от –14 m до –21 m , что иногда превышает светимость всей материнской галактики. Обычно вспышка (излучение фотонов) сверхновой длится несколько сотен дней, так, что полная энергия, излучаемая сверхновой сравнима с излучением Солнца за всю его жизнь. С учётом энергии, уносимой нейтрино, энергия взрыва ещё на 4 порядка выше.

Исторически сверхновые (supernova, SN) были разделены на два типа в зависимости от их спектра. В спектре сверхновых типа I нет линий водорода, а типа II – есть. Со временем эти две группы разделили на подклассы. К типу I относят богатые кремнием SN типа Ia, богатые гелием SN типа Ib, а также те, в спектрах которых нет ни гелия, ни кремния (тип Ic). Сверхновые типа II разделяют на II-P, в кривых блеска которых наблюдается протяжённые (~ 100 сут) «плато», на II-L, кривые блеска которых линейно убывают со временем, и на II-n, в спектрах которых наблюдаются узкие линии.

Сверхновая звезда типа Іа (SN Ia) – это т. н. термоядерная сверхновая, в основе механизма взрыва которой лежит процесс термоядерного синтеза в углеродно-кислородном ядре звезды.

Предшественниками SN Ia являются белые карлики с массой, близкой к пределу Чандрасекара. Принято считать, что такие звезды могут образовываться при перетекании вещества от второй компоненты двойной звёздной системы, либо это конечный продукт эволюции молодых массивных звёзд типа Вольфа – Райе.

Механизм вспышки SN Ia заключается в следующем. При увеличении массы белого карлика постепенно увеличивается его плотность и температура. Наконец, при достижении температуры порядка 10 8 K, возникают условия для термоядерного «поджигания» углеродно-кислородной смеси. От центра к внешним слоям начинает распространяться фронт горения, оставляя за собой продукты горения - ядра группы железа. Распространение фронта горения происходит в медленном режиме и является неустойчивым к различным видам возмущений. Начинаются интенсивные крупномасштабные конвективные процессы, приводящие к ещё большему усилению термоядерных реакций и выделению энергии, необходимой для сброса оболочки сверхновой.

Характерная черта сверхновых типа Ia - сходство кривых блеска и одинаковая светимость в их максимуме. После открытия этого факта стало возможным использование сверхновых в качестве стандартных свеч. Поскольку причиной взрыва сверхновой типа Ia, как правило, является процесс перетекания вещества с красного гиганта на белый карлик, а предельная масса равна пределу Чандрасекара, то при взрывах сверхновых такого типа происходит выделение примерно одной и той же световой энергии. Наблюдая за кривой блеска, можно определить, какую же звёздную величину сверхновая имела в максимуме, а значит - и определить расстояние. В среднем в одной галактике сверхновые типа Ia вспыхивают 1 раз в 500 лет.

Наиболее известными сверхновыми типа Ia в нашей Галактике являются SN 1572 и SN 1604. SN 1572 или сверхновая Тихо Браге вспыхнула в созвездии Кассиопеи в ноябре 1572 года. В 1952 году на месте вспышки был найден источник радиоизлучения. В 1960 году остаток сверхновой был найден в оптическом диапазоне. SN 1604 или сверхновая Кеплера вспыхнула в 1604 году в созвездии Змееносца, приблизительно в 6000 парсеках от Солнечной системы. Максимальная видимая звёздная величина достигла −2,5.

Сверхновая типа Ia

Сверхновая SN 1987А

Сверхновые типа II . В процессе термоядерного синтеза и образования тяжёлых элементов звезда сжимается, а температура в её центре растёт. Если масса звезды достаточно велика, то процесс термоядерного синтеза доходит до завершения с образованием ядер железа и никеля, а сжатие продолжается. При этом термоядерные реакции будут продолжаться только в некотором слое звезды вокруг центрального ядра - там, где ещё осталось невыгоревшее термоядерное топливо. Центральное ядро сжимается все сильнее, и в некоторый момент из-за давления в нём протоны начинают поглощать электроны, превращаясь в нейтроны. Это вызывает быструю потерю энергии, уносимой образующимися нейтрино, так что ядро звезды сжимается и охлаждается. Процесс коллапса центрального ядра настолько быстр, что вокруг него образуется волна разрежения. Тогда вслед за ядром к центру звезды устремляется и оболочка. Далее происходит отскок вещества оболочки от ядра и образуется распространяющаяся наружу ударная волна. При этом выделяется достаточная энергия для сброса оболочки сверхновой с большой скоростью.

Принято считать, что образованием сверхновой II типа заканчивается эволюция всех звёзд, первоначальная масса которых превышает 10ℳ ☉ . После взрыва остаётся нейтронная звезда или чёрная дыра, а вокруг этих объектов в пространстве некоторое время существуют остатки оболочек взорвавшейся звезды в виде расширяющейся газовой туманности.

Примером сверхновой типа II служит SN 1987A, вспыхнувшая в галактике Большое Магелланово Облако приблизительно в 50 кпк от Солнца. Свет вспышки достиг Земли 23 февраля 1987. В максимуме она была видна невооружённым глазом, при этом пиковая видимая звёздная величина составила +3. Это самая близкая вспышка сверхновой со времён изобретения телескопа.

Крабовидная туманность

Важнейшей особенностью вспышек сверхновых звезд является мощный поток нейтрино, которые возникают в результате слабого взаимодействия протонов и электронов (p + e – → n + ν). Оболочки таких звёзд, рассеянные взрывом, образуют различного вида расширяющиеся туманности, которые затем хорошо наблюдаются в различных диапазонах длин волн (ярчайший пример – Крабовидная туманность).

Крабовидная туманность (M1, NGC 1952) - это газообразная туманность в созвездии Тельца. Она расположена на расстоянии около 6500 св. лет от Земли, имеет диаметр в 6 св. лет и расширяется со скоростью 1000 км/с. Крабовидная туманность является остатком сверхновой, взорвавшейся, согласно записям арабских и китайских астрономов, 4 июля 1054 года. Вспышка была видна на протяжении 23 дней невооружённым глазом даже в дневное время. В центре туманности находится нейтронная звезда.

Your browser does not support the video tag. Взрыв сверхновой и образование Крабовидной туманности

5.4.10. Нейтронные звёзды

Массивные (ℳ > 10ℳ ☉) звёзды проходят эволюционный путь горения вплоть до образования звёздного ядра из самого стабильного (максимальная энергия связи на нуклон) элемента 56 Fe. В таком ядре выделение ядерной энергии невозможно, рост давления не компенсирует рост сил тяготения при росте плотности и медленное квазистатическое сжатие сменяется быстрым коллапсом – происходит потеря гидродинамической устойчивости и взрыв сверхновой звезды. При быстром сжатии до плотности, близкой к плотности вещества в атомном ядре, выделяется огромное количество гравитационной энергии – примерно в 20 раз больше, чем за всё время ядерной эволюции, длящейся десятки млн. лет. Подавляющая часть этой энергии уносится нейтрино. После взрыва и сброса оболочки образуется остаток в виде нейтронной звезды – второй тип «мёртвых» звёзд.

Фактически вся звёздная эволюция может рассматриваться как своеобразный процесс нейтронизации первоначально почти протонного вещества. В чистом водороде число нейтронов равно нулю. В исходной для современного звёздообразования смеси водорода с 10% (по числу атомов) гелия на 9 протонов приходится 1 α-частица, т. е. отношение числа нейтронов к протонам равно 2/13. Превращение водорода в гелий увеличивает это отношение до 1/2. В конце эволюции звёзд при очень больших плотностях захваты электронов ядрами приводят к нейтронизации вещества – электроны как бы «вдавливаются» в протоны. Нейтроны при таких гравитационных силах являются уже стабильными частицами (не подвержены β-распаду).

Нейтронная звезда – это один из конечных продуктов эволюции звёзд, состоит из нейтронной сердцевины и тонкой коры вырожденного вещества с преобладанием ядер железа и никеля. Нейтронные звёзды имеют очень малый размер - 20–30 км в диаметре, поэтому средняя плотность вещества такой звезды порядка плотности атомного ядра (2,8 × 10 15 г/см 3).

Массы большинства известных нейтронных звёзд близки к 1,4 массы Солнца, т.е. значению предела Чандрасекара. Современные расчеты показывают, что для нейтронных звёзд также существует предельная масса (предел Толмана – Оппенгеймера – Волкова), при котором нейтронная звезда ещё не сколлапсирует в чёрную дыру: ℳ max ≤ 2,5ℳ ☉ . При этом плотность достигает ρ max ≥ 10 15 г/см 3 , а радиус – R ≈ 10 км. Однако существуют и «маленькие» нейтронные звезды, для которых ℳ min ≈ 0,1ℳ ☉ ; ρ min ≈ 2 × 10 14 г/см 3 ; R ≈ 200 км.

При сжатии обычной звезды в нейтронную напряжённость магнитного поля усиливается до 10 12 –10 13 Э (для сравнения: у Земли около 0,5 Э) в силу сохранения магнитного потока, и именно процессы в магнитосферах нейтронных звёзд ответственны за радиоизлучение пульсаров, благодаря чему нейтронные звёзды и могут быть обнаружены. Если же нейтронная звезда входит в состав тесной звёздной системы, то происходит аккреция вещества на нейтронную звезду, следствием чего является нетепловое рентгеновское излучение.

5.4.11. Пульсары

В августе 1967 г. в Кембридже (Англия) было зарегистрировано космическое электромагнитное излучение в радиодиапазоне, исходящее от точечных источников в виде строго следующих друг за другом чётких импульсов (Нобелевская премия 1974 года). Длительность отдельного импульса у таких источников составляет от нескольких миллисекунд до нескольких десятых долей секунды. Резкость импульсов и необычайная правильность их повторений позволяют с очень большой точностью определить периоды пульсаций этих объектов, названных пульсарами (pulse + star). Периоды известных пульсаров заключены в пределах от 0,0015 до 4,3 с. В настоящее время известно более 1000 пульсаров. Расстояния до пульсаров в среднем составляет 3 кпк, т. е. пульсары принадлежат нашей Галактике и концентрируются в её плоскости.

Пульсарный эффект обусловлен сочетанием быстрого вращения и нетеплового излучения нейтронных звёзд. При сжатии до размеров нейтронной звезды её вращение, в силу закона сохранения момента количества движения, ускоряется до нескольких сотен оборотов в секунду. Промежуток времени между последовательными импульсами равен периоду вращения нейтронной звезды.

Эффект пульсара объясняется периодическим прохождением через наблюдателя узконаправленного конуса излучения, формирующегося вблизи поверхности вращающейся нейтронной звезды с сильным магнитным полем. Поскольку напряжённость магнитного поля нейтронной звезды у её магнитных полюсов составляет 10 12 –10 13 Э, то большие и быстро вращающиеся магнитные поля индуцируют в магнитосфере пульсара сильные электрические поля, ускоряющие заряженные частицы до ультрарелятивистских энергий. Эти частицы, в свою очередь, создают нетепловое синхротронное излучение пульсара, которое и непосредственно наблюдается с периодом, равным периодом вращения нейтронной звезды.

Поскольку кинетическая энергия пульсара трансформируется в электромагнитное излучение, то происходит его торможение и увеличения периода «пульсаций». Этот эффект подтверждён наблюдениями.

5.4.12. Гамма-всплески

Гамма-всплески – это гигантские выбросы электромагнитного излучения гамма-диапазона вдоль некоторого направления в пространстве, наблюдаемые в удалённых галактиках. Гамма-всплески принято подразделять на короткие и более длительные. Длительные гамма-всплески (продолжительностью более 2 секунд) принято связывать со вспышками сверхновых, короткие – со слиянием двойных нейтронных звёзд.

Г. к. звезды - катастрофически быстрое её сжатие под действием собств. сил тяготения - может произойти после прекращения в центр. области звезды термоядерных реакций. С истощением в звезде запасов ядерной энергии и угасанием центрального источника энергии непосредственно нарушается её тепловое, а затем и гидростатическое (механич.) равновесие. При этом ослабляются силы, противодействующие тяготению, и возникают условия для быстрого сжатия звезды. Г. к. рассматривают как один из возможных путей завершения (с 1,2 \mathfrak M_\odot$" align="absmiddle" width="90" height="17">), приводящей к образованию нейтронных звёзд или даже (в случае релятивистского Г. к.) чёрных дыр. Выброс внеш. слоев звезды, возможный при Г. к. её центр. области, приводит к появлению .

Термоядерные реакции служат источником энергии звезды и обеспечивают в ней гидростатич. и тепловое равновесие вплоть до образования в её центр. области атомных ядер группы железа. .Эти ядра имеют наибольшую на нуклон, так что синтез ядер более тяжёлых, чем ядра железа, уже не сопровождается выделением энергии, а, наоборот, требует затрат энергии. Лишённая с этого момента термоядерных источников энергии, звезда не может скомпенсировать потери энергии во внешнее пространство, тем более что к концу "термоядерного" этапа эволюции эти потери чрезвычайно возрастают. К обычным потерям энергии с поверхности звезды (испусканию фотонов фотосферой звезды) здесь прибавляются объёмные потери энергии, обусловленные интенсивным излучением (v ) и антинейтрино () центр. областью звезды. Объёмные потери энергии, как показывают расчёты эволюции звёзд, становятся преобладающими над потерями с поверхности при темп-pax в центре звезды . Для поздней стадии ядерной эволюции достаточно массивной звезды это условие выполняется с избытком - при синтезе ядер группы железа темп-pa в центре звезды с достигает 3 . 10 9 К. У маломассивных звёзд, с массой около нижнего предела , темп-pa в центре в конце ядерной эволюции тоже достигает значения и объёмные потери энергии в виде нейтринного излучения становятся основными.

Нескомпенсированные потери энергии нарушают равновесие звезды. Создаются условия для сжатия её центр. области под действием собств. сил тяготения. Звезда расходует теперь , выделяющуюся при сжатии. Темп-pa в сжимающейся звезде возрастает (см. ). Сначала сжатие звезды идёт медленно, так что условие гидростатич. равновесия ещё выполняется. Наконец, темп-ра достигает таких высоких значений, » (5-10) . 10 9 К, что ядра группы железа теряют устойчивость. Они распадаются на ядра гелия, нейтроны и протоны (на первом этапе распада 56 26 Fe ® 13 4 2 He + 4n - 124,4 МэВ, а при дальнейшем росте темп-ры распадаются и ядра Не: 4 2 Не ® 2n + 2р - 26,21МэВ). Распад ядер требует значит. затрат энергии, т. к. представляет собой как бы всю цепь термоядерных реакций синтеза от водорода до железа, но идущую в обратном направлении (не с выделением, а с поглощением энергии). Темп-pa в недрах звезды всё же растёт (за счёт гравитац. сжатия), но из-за распада ядер железа, требующего затрат энергии, не так быстро, как это было бы необходимо для приостановления сжатия. В результате потерь энергии на нейтринное излучение и распада ядер происходит своеобразный взрыв звезды - взрыв внутрь (иногда в научной литературе его наз. имплозией, в отличие от эксплозии - взрыва наружу, вызванного быстрым высвобождением энергии). При имплозии вещество центр. области звезды падает к центру со скоростью, близкой к скорости свободного падения. Возникающая при этом гидродинамическая волна разрежения втягивает последовательно в режим падения всё более удалённые от центра слои звезды. Начавшийся Г. к. при определённых условиях может затормозиться или даже остановиться, но в ряде случаев может безостановочно продолжаться, переходя в т. н. .

Выяснение всего комплекса условий, приводящих к Г. к.,- задача крайне сложная. Один из важных этапов решения этой задачи - исследование условий гидростатич. равновесия на поздних стадиях эволюции звезды с привлечением ур-ния состояния вещества в звезде.

На всём протяжении эволюц. развития звезды, связанного с термоядерными реакциями в её центр. области, в звезде за редким исключением поддерживается гидростатич. равновесие. Оно заключается в равенстве (в каждой точке звезды и в любой момент времени) сил тяготения и сил отталкивания частиц вещества, обусловленных давлением р , F - = -D р/D r [здесь фигурируют абс. величины этих сил, r - расстояние от центра до рассматриваемой точки звезды, - масса внутри сферы радиуса r, р - плотность вещества, -D р/D r - приближённое выражение радиальной составляющей градиента давления в окрестности рассматриваемой точки]. Усреднённое для всей звезды в целом ур-ние гидростатич. равновесия можно приближённо записать в виде:

где и R - полная масса и радиус звезды, r с и р с - плотность и давление в центре звезды. Это ур-ние позволяет, в частности, оценить темп-ру Т с около центра звезды. Если принять, что вещество там подчиняется ур-нию состояния идеального газа, то , где m - молекулярная масса вещества звезды, R 0 - универсальная . Для звёзд типа Солнца Т с ~10 7 К, для коллапсирующих (более массивных) звёзд она гораздо выше. На рис. 1 показана возможная схема эволюц. пути массивной звезды () от момента её рождения из газово-пылевого облака до момента полного истощения в её центр. области термоядерного топлива и наступления Г. к. (точка разветвления).

Эволюция звезды после "выключения" термоядерных источников энергии, строго говоря, может идти двумя путями: при сохранении гидростатич. равновесия и гидродинамич. путём, когда силы тяготения станут существенно преобладающими (F + >F -). Путь, по к-рому пойдёт эволюция звезды, зависит от того, как давление вещества звезды изменяется с изменением темп-ры и плотности, т. е. от ур-ния состояния вещества. Если увеличение плотности при сжатии вещества силами тяготения не сопровождается достаточно интенсивным ростом давления, то в звезде создаются предпосылки для нарушения гидростатич. равновесия и развития Г. к. Связь давления с плотностью в случае быстрого сжатия вещества (имеющего характер ) имеет вид: р с ~ r g c (g называется показателем адиабаты).

В свою очередь, плотность вещества определяется размерами звезды r c ~ 1/R 3 . Выражение для сил отталкивания может быть записано, следовательно, в виде:

Зависимость сил тяготения от радиуса звезды даётся соотношением:

Из соотношений (2) и (3) видно, что силы тяготения быстрее нарастают с уменьшением радиуса звезды по сравнению с силами давления, если

5 > 1 + 3g или g < 4 / 3 (4),

При g < 4 / 3 любое случайное малое гидродинамич. возмущение типа сжатия будет нарастать. Упругость вещества в этом случае недостаточна для предотвращения Г. к. В противном случае (при g > 4 / 3) гидростатич. равновесие устойчиво: случайно возникшие уплотнения будут рассасываться и затухать. В строгой теории гидростатич. устойчивости звёзд учитывают неодинаковость g для различных слоев звезды. Фактически условия Г. к. наступают, когда в центр. области g < 4 / 3 , а во внеш. слоях ещё выполняется условие g > 4 / 3 . На рис. 2 приведены результаты теоретич. расчётов величины g в зависимости от плотности и темп-ры вещества. Проведённые линии уровня g = 4 / 3 отчётливо выделяют "овраг неустойчивости" (область с g < 4 / 3). Когда в процессе эволюции в "овраг неустойчивости" попадает значит. часть центр. области звезды, начинается её Г. к.

Рис. 2. Диаграмма взаимных превращений различных частиц звёздного вещества и его упругих свойств в зависимости от плотности (r ) и темп-ры (Т с). Области наименьшей упругости вещества (с показателем адиабаты g мин = 1 ,0 и 1,06) лежат вблизи пересечения линий равных весовых концентраций X: I - ядер железа и гелия (слева от линии преобладают ядра железа, справа - гелия, на самой линии X Fe =X He); II - электрон-позитронных пар и атомных электронов (выше этой линии преобладают электроны); III - нейтронов и протонов (выше линии преобладают нейтроны); IV - ядер железа и нейтронов (выше и правее линии преобладают нейтроны). На диаграмме изображены пути центральных точек звёзд: с массой - штриховая линия AА` с началом гравитационного коллапса в точке А; с массой - штриховая линия ВВ` с началом гравитационного коллапса в точке В; с массой - штрих-пунктирная линия СС` (точка С - начало углеродного термоядерного взрыва). Замкнутыми штриховыми линиями со значением g = 1,1 окружены области повышенной неустойчивости; линией, оттенённой штрихами, обозначен "овраг неустойчивости" с g < 4 / 3 . Верхняя часть "оврага неустойчивости" проведена условно из-за трудностей учёта бета-превращений.

Выявление физ. процессов, приводящих к значениям показателя g < 4 / 3 представляет собой одну из важных проблем теории Г. к. При высоких темп-pax и давлениях, характерных для стадии полного прекращения термоядерных реакций в звезде, плотность вещества в центре звезды превышает в миллионы или даже в миллиарды раз плотность твёрдых тел на поверхности Земли. Несмотря на это, звёздное вещество по св-вам близко к идеальному газу, т. к. кинетич. энергия образующих его частиц значительно превышает потенц. энергию их взаимодействия. От обычного идеального газа вещество центр. области звезды отличается тем, что образующие его разнородные частицы (фотоны, электроны, позитроны, протоны, нейтроны и разнообразные сложные атомные ядра) при взаимодействии могут испытывать различные превращения. При столкновении электрона с позитроном происходит их , и рождаются фотоны. В свою очередь, фотоны высоких энергий при столкновении с др. частицами могут рождать пары электрон - позитрон или путём фотоядерных реакций вызывать диссоциацию сложных ядер. Протоны и нейтроны участвуют в разнообразных ядерных реакциях со сложными ядрами, к-рые также могут взаимодействовать между собой. Нуклоны и ядра испытывают ещё различные бета-превращения (см. ). Подобные взаимные превращения частиц при определённой достаточно высокой темп-ре достигают динамич. равновесия (ядерного статистич. равновесия), и это состояние определяет равновесные концентрации всех частиц и все св-ва звёздного вещества, в т. ч. границы и глубину "оврага неустойчивости".

Наряду с превращениями частиц, к-рые протекают с равной вероятностью в прямом и обратном направлениях (так что они уравновешивают друг друга), в конце термоядерной стадии эволюции звёзд значит. интенсивности достигают бета-превращения. В бета-превращениях обязательно участвуют нейтрино и антинейтрино, к-рые сразу же после своего рождения покидают звезду (для них толща звезды прозрачна). Поэтому бета-превращения имеют односторонний характер - реакций взаимодействия нейтрино и антинейтрино с к.-л. другими частицами (напр., захват нейтрино протоном) в звезде не происходит. Односторонний характер бета-превращений означает, что в звёздном веществе нет полного . Количественно вклад бета-превращений особенно существен в левой верхней части "оврага неустойчивости", куда могут попасть менее массивные звёзды, с . Из-за отсутствия термодинамич. равновесия изображённые в этой части рис. 2 линии носят условный характер (они были фактически вычислены с использованием весьма грубого приближения). Строгое определение физ. условий при существенном вкладе бета-превращений требует последовательного расчёта их кинетики, самосогласованного с расчётом эволюции и Г. к. звезды. Тем не менее могло бы устанавливаться т. н. кинетич. равновесие, в к-ром уравновешивались бы все бета-превращения, за исключением тех, к-рые могли бы быть вызваны свободно улетающими нейтрино и антинейтрино. При таком равновесии для быстрых гидродинамических возмущений, за которыми не поспевают бета-превращения, "овраг неустойчивости" мелеет и сужается. А это означает, что могут развиваться только неустойчивости с характерным временем бета-превращений. Поэтому у маломассивных звёзд Г. к. должен развиваться сравнительно медленно. В общем случае задачу развития Г. к. следует решать с учётом кинетики всех бета-превращений.

В любом случае вещество звезды, попадая в "овраг неустойчивости", теряет упругость, и звезда, в конечном счёте, не может противодействовать силам тяготения, что ведёт к развитию Г. к. Строгие расчёты для звезды с массой (масса железного ядра , остальное - кислородная внеш. оболочка) показывают остановку Г. к. при достижении в центре звезды плотности r с ~ 10 13 г/см 3 и темп-ры Т с ~ 10 11 К. После остановки Г. к. начинается процесс образования горячей нейтронной звезды. При этом продолжается довольно медленное увеличение (вся быстрая стадия Г. к. до остановки характеризуется гидродинамич. временем ~0,1 с) центр. плотности до r с ~10 15 г/см 3 и темп-ры Т с ~ 10 12 К (за время » 3с). Затем происходит ещё более медленный процесс охлаждения горячей нейтронной звезды, завершающийся образованием холодной нейтронной звезды, для к-рой масса ещё допустима (см. ).

Такой же расчёт (в рамках той же физ. модели) Г. к. массивной звезды, с (из них масса железного ядра , остальное - кислородная внеш. оболочка), приводит к иному результату. Остановки Г. к. не получается, и быстрая гидродинамич. стадия Г. к. продолжается релятивистским Г. к., т. е. звезда превращается в чёрную дыру. На рис. 2 нанесены траектории центр. точки звезды для обоих обсуждаемых расчётов Г. к.: (BB`) и (АА`). Видно, что остановка Г. к. в случае BB` происходит после пересечения траектории центра звезды с правой (внешней) границей "оврага неустойчивости", где показатель адиабаты g = 4 / 3 . В точке остановки показатель g >> 4 / 3 . В случае АА` траектория проходит (рис. 2) правее траектории ВВ`, и, несмотря на то что g > 4 / 3 после пересечения "оврага неустойчивости", Г. к. даже не тормозится. Т. о., при наличии мощного нейтринного излучения увеличение упругости звёздного вещества ещё недостаточно для остановки Г. к.

К физ. причинам, вызывающим остановку Г. к. в случае , следует отнести прежде всего прекращение всех процессов взаимного превращения частиц, идущих с затратой энергии, и образование большого числа нуклонов из ядер группы железа и ядер гелия. Образовавшийся нуклонный газ (с избытком частично вырожденных нейтронов) значительно повышает упругость вещества, при темн-ре недр Т с > 10 10 К (значение g для такого газа приближается к 5 / 3). Не менее важным фактором следует считать возникающую на определённом этапе сжатия непрозрачность толщи звезды для нейтринного излучения. Нейтрино и антинейтрино, беспрепятственно уходившие до этого из звезды, в новых условиях будут поглощаться веществом звезды. В результате суммарные потери энергии у звезды уменьшатся, к тому же одновременно возникающий перенос энергии нейтринным излучением из центра звезды в её внеш. слои может непосредственно затруднить Г. к. внеш. слоев звезды. Можно считать, что возникновение нейтринной непрозрачности на такой стадии Г. к., когда восстановилась достаточная упругость вещества (g > 4 / 3), способствует остановке Г. к. Теория нейтринных потерь энергии, включая вопросы непрозрачности и переноса энергии нейтринным излучением, явл. одной из главных задач в исследовании Г. к. В принципе остановке Г. к. могут содействовать также вращение и магн. поле звезды, но количественно эти важные эффекты пока учесть довольно трудно.

К моменту остановки Г. к. у звезды образуется резко выраженная гетерогенная структура: сильно сжатое ядро с массой и сравнительно мало сжавшаяся с начала Г. к. оболочка, содержащая остальную массу звезды. Как показывают расчёты, после остановки Г. к. центральной области звезды внеш. слои продолжают падать к центру и, натолкнувшись на плотное ядро, быстро тормозятся. Торможение падающего, или аккрецирующего (см. ), вещества осуществляется в области ударного скачка на границе ядра и падающей оболочки. При достаточно резкой остановке сжатия ядра этот скачок может преобразоваться в мощную , распространяющуюся от границы ядра к периферии звезды. На рис. 3, построенном на основе одного из расчётов Г. к. с очень резкой остановкой для звезды с показано, как по мере распространения ударной волны движение вещества к центру тормозится и сменяется разлётом наружу. Первоначально (рис. 3) ударная волна сформировалась как ударный скачок при в момент 0,56с. Она продолжает существовать до момента 1,75с в виде ударного скачка, пока вещество за её фронтом полностью тормозится. В дальнейшем происходит распространение ударной волны. Её скорость возрастает с приближением фронта волны к поверхности звезды, т. к. она движется из плотных ко всё более разреженным слоям вещества. Ударная волна ускоряется также за счёт детонации ядерного горючего во внеш. слоях звезды. Осн. процессом такого рода, учитываемым в расчёте, явл. превращение ядер 2 16 8 O ® 32 16 S + 16,54 МэВ. В конце концов ударная волна может вызвать отрыв части оболочки от звезды. Примерно так могла бы происходить вспышка сверхновой звезды.

Рис. 3. Распределение скоростей и движения слоев звезды с мaccoй в зависимости от величины , (т. е. доли массы звезды, расположенной глубже данного слоя) в различные моменты гравитационного коллапса. Начало отсчёта времени условное. Самый крутой участок кривых представляет собой фронт ударной волны, распространяющейся к поверхности звезды. На кривой для момента времени 37,6 с отмечена параболическая скорость (отрыва внешних слоев), равная в рассматриваемом случае 3,5 . 10 3 км/с. Все слои звезды правее этой точки образуют впоследствии сброшенную оболочку.

Но в более последовательных расчётах Г. к. с остановкой достаточно мощной ударной волны со сколько-нибудь значительной кинетич. энергией разлёта оторвавшихся слоев не получается. В расчёте Г. к. для звезды с массой (случай ВВ` на рис. 2) вообще не получилось никакого выброса внеш. слоев, даже с учётом эффекта вращения. Наблюдения же, напротив, свидетельствуют о тесной связи нейтронных звёзд-пульсаров и вспышек сверхновых. С этой точки зрения особый интерес представляют исследования Г. к. для звёзд малых масс, приближающихся к т. н. ( для железной звезды и для углеродной). Дело в том, что в этих исследованиях был обнаружен весьма эффективный механизм выброса оболочки звезды (см. раздел 4). На рис. 2 нанесена траектория СС`, изображающая Г. к. для центра звезды с массой к-рый сопровождается выбросом внеш. слоев (качеств. сторону этого эффекта поясняет рис. 3).

Выше уже говорилось, что главным механизмом, приводящим к потере гидростатич. устойчивости маломассивных звёзд, явл. бета-превращения, а точнее - захват электронов ядрами и протонами, т. е. вещества. Ясно, что процесс нейтронизации будет содействовать Г. к., поскольку при захвате электронов снижается электронное давление, а также уносится из звезды в виде нейтрино определённая энергия. Заметим, что внутри маломассивной звезды давление электронов - осн. часть давления вещества (см. начало траектории СС` на рис. 2). Г. к. маломассивных звёзд отличается от Г. к. массивных звёзд ещё в одном отношении. После "сгорания" гелия и образования углеродно-кислородного ядра звезды (рис. 1) её дальнейшая эволюция протекает различно в зависимости от массы образовавшегося ядра. Г. к. массивных звёзд, с , развивается (после образования железного ядра звезды) так, как было описано на примере Г. к. звёзд с и с . В маломассивных звёздах, с , Г. к. может начаться раньше, при выгорании углерода. Расчёты показывают, что это выгорание протекает, как правило, бурно, с нарушением гидростатич. равновесия звезды и переходит в термоядерный взрыв с большим выделением энергии.

Однако, несмотря на взрывное горение углерода и кислорода, этот сложный процесс в конечном счёте может привести всё-таки к развитию Г. к., а не к взрыву звезды. Этому способствуют интенсивная нейтронизация продуктов горения (ядер группы железа) и сопровождающие её значит. потери энергии за счёт нейтринного излучения. Интенсивность указанных процессов быстро растёт с увеличением плотности в центре звезды. Из расчётов следует, что термоядерный взрыв углеродно-кислородной звезды действительно переходит в Г. к., если центр. плотность звезды до начала выгорания превышает значение r с » 10 10 г/см 3 . Принципиальная возможность Г. к. также вытекает из сравнения чандрасекаровского предела для железной звезды () н массы рассматриваемой углеродно-кислородной звезды (). Превышение массы последней над чандрасекаровским пределом явл. необходимым условием Г. к., а г/см 3 - достаточным условием.

Превращение термоядерного взрыва в Г. к. иллюстрирует рис. 4, где изображено изменение со временем радиусов неск. слоев углеродно-кислородной звезды (траектория её центр, точки СС` дана на рис. 2). В момент времени t = 3,3 с (время отсчитывается от момента, когда темп-pa в центре звезды достигла значения 6 . 10 8 К, достаточного для развития взрывного термоядерного горения углерода) радиусы всех слоев резко уменьшаются, что и означает переход взрыва в Г. к.

Развивающийся Г. к. сопровождается всё возрастающим потоком нейтринного излучения, к-рый, частично передавая свою энергию веществу внеш. слоев звезды, значительно ускоряет термоядерное горение остатков углерода в этих слоях. Формируется мощная детонац. волна с положит. скоростями вещества позади фронта, достаточными для отрыва наружной оболочки. Детальный учёт этого механизма в расчётах и показывает, что разлетающейся оболочке передаётся энергия ~10 50 эрг. Затем кинетич. энергия оболочки может увеличиться (но уже в гораздо более медленном темпе, за 10 5 -10 6 с) за счёт эффектов вращения и давления магн. поля до величины ~10 31 эрг, что соответствует энергии оболочки типичной сверхновой звезды. Если в углеродно-кислородной звезде центральная плотность докритическая ( г/см 3), то при термоядерном горении в ней может или спокойно образоваться железное ядро в результате выгорания части вещества, или развиться пульсационный режим термоядерного горения углерода с последующим взрывом звезды. Теория эволюции звёзд показывает, что различие в значениях центр. плотности углеродно-кислородных звёзд, определяющее их дальнейшую судьбу, может быть вызвано условиями развития звёзд в составе тесных двойных систем.

Теория Г. к. приводит, следовательно, к выводу, что со вспышками сверхновых связан коллапс маломассивных углеродно-кислородных звёзд, с массой ок. . Дополнит. анализ показывает, что Г. к. с образованием горячей нейтронной звезды и выбросом (в два этапа) внеш. оболочки можно отождествить со сверхновыми I типа. В то же время взрыв звезды без образования нейтронной звезды можно поставить в соответствие со сверхновыми II типа. Следует всё же заметить, что такие отождествления не вполне однозначны и не исключают др. вариантов. Теоретически возможен Г. к. без вспышки сверхновой, как это было установлено в расчётах Г. к. массивных железных ядер звёзд. При этом процессе Г. к. может завершаться рождением нейтронных звёзд или чёрных дыр.

К сожалению, пока трудно сказать что-либо определённое об относит. частоте различных исходов эволюции звёзд, и в частности о частоте Г. к. Существующая статистика звёзд утверждает, что число звёзд с align="absmiddle" width="63" height="16">, оканчивающих свою ядерную эволюцию, растёт с уменьшением как . В Галактике, согласно этой статистике, для число "умирающих" звёзд за год составляет » 1. Но статистика не учитывает процессов потери массы звёздами в ходе эволюции, а также ряд др. важных эффектов, она, вероятнее всего, преувеличивает частоту Г. к. В то же время вывод о преобладающем вкладе звёзд малых масс в число звёзд, завершающих эволюцию гравитац. коллапсом, кажется правдоподобным. Кроме того, следует подчеркнуть, что масса звезды, о к-рой идёт речь в теории поздних стадий эволюции, на самом деле представляет собой массу углеродно-кислородного ядра звезды, имеющей гетерогенную структуру гиганта с плотным ядром и разреженной оболочкой. Из расчётов эволюции звёзд известно, что масса ядра в неск. раз меньше массы всей звезды (напр., масса ядра, равная , соответствует полной массе звезды ). Пока трудно указать значение наименьшей массы коллапсирующих звёзд, но оно, очевидно, должно превышать чандрасекаровский предел железной звезды ().

Если масса горячей нейтронной звезды такая нейтронная звезда после короткого периода интенсивного нейтринного охлаждения (неск. десятков секунд) не должна испытывать релятивистской Г. к. и может наблюдаться в виде источника постепенно ослабевающего теплового рентг. излучения, а также долгое время в виде пульсара с излучением в диапазоне от радиоволн до гамма-лучей.

В теории Г. к. особенно интересен вопрос о нейтринном излучении. В ходе Г. к. излучаются в виде импульса продолжительностью 10-30 с нейтрино v и антинейтрино с полной энергией). Точка F указывает момент прекращения гидродинамич. расчёта Г. к. Буквами А, В и С обозначены различные фазы Г. к., к-рые характеризуются следующими данными:D t - продолжительность соответствующей фазы Г. к.

Значит. длительность нейтринного свечения объясняется тем, что осн. доля энергии излучается не в процессе быстрой гидродинамич. стадии Г. к., а на последующей стадии аккреции вещества внеш. слоев (фаза В, рис. 5) и охлаждения горячей гидростатически равновесной нейтронной звезды (фаза С). Нейтринный импульс, излучённый коллапсирующей в пределах нашей Галактики звездой, в принципе может быть зарегистрирован на имеющихся уже детекторах нейтринного излучения (см. ). Обнаружение нейтринного импульса стало бы непосредственной наблюдательной проверкой теории Г. к. В частности, оно позволило бы проверить важный вывод теории о возможности Г. к., протекающего без сброса оболочки и, следовательно, без наблюдаемых эффектов типа вспышек сверхновых. Таких процессов в Галактике может происходить, как уже говорилось, » 1 в год.

В процессе Г. к. звёздных ядер с массой, не превышающей массу холодной нейтронной звезды (), эффекты общей теории относительности (ОТО) не очень существенны, хотя их нужно будет учитывать при последующем развитии теории Г. к. Однако эффекты ОТО имеют решающее значение для релятивистского Г. к., к-рым заканчивается эволюция массивных звёздных ядер.

Лит .: Зельдович Я. Б., Новиков П. Д., Теория тяготения и эволюция звезд, М., 1971; Шкловский И. С., Сверхновые звезды и связанные с ними проблемы, 2 изд., М., 1976, с. 398 и посл.; На переднем крае астрофизики, пер. с англ., М., 1979; Имшенник В. С., Надежин Д. К., Конечные стадии эволюции звезд и вспышки сверхновых, в кн.: Итоги науки н техники. Сер. Астрономия, т. 21, М., 1982.

(В.С. Имшенник )