Теория тяготения и эволюция звезд - Зельдович Я.Б.
Скачать (прямая ссылка):
Необходимо особо подчеркнуть, что после достижения точки C2 скорость дальнейшего сжатия никак не зависит от скорости тех процессов, которые в ходе медленной эволюции подвели звезду к критическому состоянию.
Здесь надо отметить следующее существенное обстоятельство. Рассматривая возникновение неустойчивости звезды и ее гидродинамическое сжатие, мы предполагаем, что процессы, вызывающие неустойчивость, т. е. приводящие KY < 4/3, идут за время, много меньшее гидродинамического tu (времени свободного падения, см. § 1). По отношению к таким процессам вещество должно находиться в состоянии равновесия. Эти процессы протекают почти адиабатически, а следовательно, с постоянной энтропией. Примером подобного процесса является рождение пар при высокой температуре. Недавно Имшенник и Чечеткин (1970) детально исследовали равновесие и устойчивость горячего вещества.
Если быть точным, то истинное термодинамическое равновесие в звезде невозможно, так как нейтрино и антинейтрино постоянно уходят. Имшенник и Чечеткин нашли стационарное состояние, в котором рождение частиц и ядер каждого вида точно балансируется соответствующими процессами аннигиляции и распада. Обратные реакции, индуцированные v и v, не учитывались, так как v и у свободно покидают систему. Например, р + е"
п + v компенсируется п + е+ р + v, а также сложным циклом, включающим п-захват, ?-распад и ядерный фотоэффект, но не обратной реакцией v + п р + е~. Для последовательности стационарных состояний с одинаковой энтропией соотношение P (р) определяет показатель адиабаты у. Результат не намного отличается от предшествующих равновесных расчетов.
Авторы вычислили также показатель yr (г — «rapid») для столь быстрых изменений плотности, что не успевают пройти
*) Как отмечалось в § 2 гл. 10, уже при подходе к C2 вблизи этого состояния, строго говоря, надо рассматривать динамику процесса, так как скорость потери энергии не мала по сравнению с гидродинамической скоростью. $ 1] ЭВОЛЮЦИЯ ЗВЕЗДЫ до ПОТЕРИ устойчивости 345
слабые процессы; в этих изменениях отношение р/п (включая р и п, связанные в ядра) остается постоянным.
Величина Yr у. Критическое значение Y = 4/3 достигается, когда Yr ]> 4/3. В этой ситуации эволюция идет со скоростью, определяемой скоростью слабых взаимодействий. Поэтому наступает важная промежуточная фаза эволюции. В более ранней, спокойной фазе скорость эволюции определяется энергетическими потерями. На раннем этапехпокойная эволюция сопровождается экзотермическими ядерными реакциями, которые компенсируют тепловые потери, так что эволюция не может перейти к новой стадии до тех пор, пока не выгорело ядерное горючее. (Эта ранняя часть охватывает «главную последовательность» на диаграмме светимость— поверхностная температура). В течение следующей части фазы спокойной эволюции энергетические потери ведут к сжатию звезды и увеличению гравитационной энергии. Однако вещество находится еще в равновесном или стационарном состоянии.
При достижении предела y = 4/3 (но со стороны Yr 4/3) начинается упомянутая выше промежуточная стадия. При входе в эту фазу звезда все больше и больше начинает отклоняться от стационарного состояния *). С увеличением отклонения Л от стационарного состояния скорость слабых процессов быстро возрастает (как A4 или А5). Конец промежуточной стадии наступает тогда, когда слабые взаимодействия оказываются не способными затормозить гидродинамическое сжатие (коллапс), т. е. когда yr = 4/3.
Нейтронизация и испускание v, v во время коллапса рассматриваются в § 8 гл. И. На промежуточном периоде нет нужды в точных расчетах с одновременным учетом ядерных взаимодействий, слабых взаимодействий и гидродинамических процессов.
В предшествующем обсуждении устойчивость и эволюция анализировались в терминах звездной (средней) плотности, (среднего) давления и (среднего) химического состава. Не рассматривались эффекты изменения величин с радиусом, звездное вращение и магнитные поля. Естественно, в этом приближении невозможно учесть появление в ходе быстрого сжатия ударных волн, вызывающих увеличение энтропии с «гидродинамической» скоростью, т. е. за время порядка tц. Невозможно также учесть ядерную детонацию**), поглощение нейтрино в оболочке и сброс части массы. Возможно разрушение всей звезды ядерным взрывом. Учет этих явлений требует конкретного расчета нестационарных процессов в звезде. Более подробно мы остановимся на этом в § 3 и 4. Здесь же предположим, что в ходе гидродинамического сжатия ядерный взрыв если и происходит, то разрушает не всю
*) Вначале влияние слабых взаимодействий можно учесть, вводя эффективную «вторую» вязкость вещества.
**) Хотя в центре звезды ядерное горючее сгорело, оно могло сохраниться в оболочке. 346
ЭВОЛЮЦИЯ ЗВЕЗД
trrt. її
звезду^ а только выбрасывает часть оболочки. Если после сброса оболочки M <1,6 то эволюция схематически изображена
пунктирной линией с изломом за горизонталью M3 на рис. 52. Случай M >1,6 M(T) рассмотрен в §§ 6,7. Вернемся к точке C2.
После «срыва» звезды в точке C2 плотность растет (горизонтальный пунктир на рис. 52) с гидродинамической скоростью (т. е. с характерным временем ?н) и звезда достигает нового устойчивого состояния в точке D2, если ее масса в этот момент меньше «OB» предела ^ 1,6 М®. Так как «срыв» произошел при конечных значениях энтропии и, кроме того, энтропия росла в ходе сжатия, то точка D2 лежит не на предельной линии S = 0, а левее ее. По инерции сжатие будет продолжаться дальше. Если кинетическая энергия сжатия достаточно велика, то звезда может «пробить» энергетический барьер, выйти к точке D2, после которой будет продолжаться неограниченное сжатие. Если же энергия сжатия недостаточна для прохождения через барьер, то после достижения некоторой максимальной ПЛОТНОСТИ Ртах (р2 < Ртах < Рз) звезда в первом приближении будет совершать затухающие колебания вокруг D2.
