эволюция звёзд

ЭВОЛЮЦИЯ ЗВЁЗД - изменение со временем физ. параметров и наблюдаемых характеристик звёзд в результате. протекания ядерных реакций, излучения энергии и потери массы. Для звёзд в тесных двойных системах существ, роль играет обмен веществом между компаньонами. Об эволюции таких звёзд см. в ст. Тесные двойные звёзды.

Осн. наблюдаемыми характеристиками звезды являются её светимость L (при известном расстоянии) и темп-ра Г, поверхности звезды, определяемая по распределению энергии в спектре. Приближённо Т_s равна эффективной температуре T_э . Э. з. представляется в виде линии (трека) на плоскости lg L, lg T_э (т. е. на Герцшпрунга - Pесселлa диаграмме, ГРД).

Введение

Звёзды рождаются из плотных межзвёздных облаков, в к-рых развиваются тепловые и гидродинамич. неустойчивости (см. Звездообразование). Следствием этих неустой-чивостей является гидродинамич. коллапс части облака, заканчивающийся образованием гравитационно связанного объекта - протозвезды. Коллапс происходит неоднородно. Быстрое сжатие центр, части приводит к образованию гидростатически равновесного ядра массой (для полной массы коллапсирующего облака масса Солнца), а затем следует длительная стадия аккреции на него оставшейся части облака (оболочки). Время образования протозвезды от начала коллапса составляет 10 -10⁶ лет. Протозвезды светят за счёт выделения гра-витац. энергии при сжатии. Нек-рый вклад в светимость дают также ядерные реакции с участием
, малые кол-ва к-рых образовались на оолее ранних этапах эволюции Вселенной (см. Нуклеосинтез ).По мере увеличения массы и сжатия темп-pa центр. областей ядра протозвезды растёт. Когда она достигает значений ~ 10⁷ К (что возможно для звёзд с массой, превышающей начинается горение водорода (термоядерные реакции превращения водорода в гелий). Потери энергии на излучение компенсируются энергией, выделяющейся при горении водорода. Звезда выходит на гл. последовательность (ГП) ГРД. Подробнее о нач. этапе Э. з. см. в ст. Протозвезды.
Образование звёзд сопровождается истечением вещества оболочки, так что масса звезды на ГП меньше нач. массы коллапсирующего облака. Наблюдения показывают, что на стадии протозвезды скорость потери массы у звёзд ссоставляет(звёзды типа T Тельца). За время прихода на ГП (от 6*10⁶лет для до 2·10⁷ лет длямасса звезды уменьшится наСветимость звёзд быстро растёт с увеличением их массы (см. Масса - светимость зависимость). У звёзд ссветимость на стадии аккреции оказывается столь большой, что вызывает мощное истечение вещества, и масса рождающейся звезды M оказывается значительно меньше нач. массы M₀ коллапсирующего облака:для

Звезда, излучающая за счёт выделения ядерной энергии, медленно эволюционирует по мере изменения её хим. состава. Наиб. время звезда проводит на стадии, когда в её центр. области горит водород. Эта стадия наз. ГП на ГРД. Б. ч. наблюдаемых звёзд расположена вблизи ГП. Большая длительность этой стадии связана, во-первых, с тем, что водород является самым калорийным ядерным топливом. При образовании одного ядра гелия (альфа-частицы) из 4 ядер водорода выделяетсяа при образовании углерода ¹²C из 3 альфа-частиц выделяется всего , т. е. выделение энергии на единицу массы в 10 раз меньше. Во-вторых, звёзды на ГП значительно меньше излучают, чем на последующих стадиях эволюции, и в итоге оказывается, что время жизни на ГП на два - три порядка больше, чем время всей последующей эволюции. Соответственно кол-во звёзд на ГП существенно превышает число более ярких звёзд.

После выгорания водорода в центре звезды и образования гелиевого ядра выделение ядерной энергии в нём прекращается и ядро начинает интенсивно сжиматься. Водород продолжает гореть в тонкой оболочке, окружающей гелиевое ядро (т. н. слоевой источник). Оболочка при этом расширяется, светимость звезды растёт, поверхностная темп-pa уменьшается, и звезда становится красным гигантом (в случае менее массивных звёзд) или сверхгигантом (красным или жёлтым) в случае более массивных звёзд (см. Красные гиганты и сверхгиганты). Процесс последующей эволюции определяется в основном массой звезды M.

В звёздах сядерное горение заканчивается после образования углеродного (¹²C) с примесью кислорода звёздного ядра массой ок. 1. После сброса всей оболочки, окружающей это ядро, оно превращается в "мёртвую" звезду - белый карлик.
Массивные звёздыпроходят эволюц. путь горения вплоть до образования звёздного ядра из самого стабильного (макс. энергия связи на нуклон) элемента ⁵⁶Fe. В таком ядре выделение ядерной энергии невозможно, рост давления не компенсирует рост сил тяготения при росте плотности и медленное квазистатич. сжатие сменяется быстрым коллапсом - происходит потеря гидродинамич. устойчивости и взрыв сверхновой звезды. При быстром сжатии до плотности r, близкой к плотности вещества в атомном ядре, выделяется огромное кол-во гравитац. энергии -в 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.
В звёздах промежуточной массыобразуется вырожденное углеродно-кислородное ядро, масса к-рого столь велика, что оно уже не может существовать в виде белого карлика, а продолжает сжиматься до тех пор, пока рост темп-ры и плотности не приведёт к быстрому (взрывному) сгоранию углерода (углеродная вспышка) и полному разлёту всей звезды. Этот разлёт также наблюдается как взрыв сверхновой, на месте к-рого не остаётся никакого остатка.

Наконец для самых массивных звёзд коллапс может не остановиться на стадии нейтронной звезды, а продолжиться дальше, образуя релятивистский объект - чёрную дыру. Наблюдат. проявления процесса образования чёрной дыры пока не известны. Возможно, рост светимости здесь столь незначителен, что такой коллапс трудно обнаружить ("беззвучный" коллапс). Однако даже в этом случае коллапс должен сопровождаться мощным всплеском нейтринного излучения, почти как при образовании нейтронной звезды, и, кроме того, исчезнет (погаснет) звезда, существовавшая до начала коллапса.

На протяжении практически всей эволюции звезда устойчива относительно разл. типов возмущений. Наиб. важны два типа возмущений: гидродинамические и тепловые. Гидродинамич. возмущения связаны со случайными возмущениями плотности и размера звезды. Устойчивость относительно таких возмущений обеспечивается тем, что при сжатии (расширении) силы давления P растут (падают) быстрее сил тяготения. Это приводит к тому, что при случайном сжатии или расширении возникает сила, возвращающая звезду к её равновесному состоянию. Изменение давления при быстрых процессах происходит почти адиабатически, поэтому устойчивость определяется показателем адиабаты к-рый должен быть больше 4/3 (S - уд. энтропия; см. в ст. Гравитационный коллапс). T. к. давление вещества в звезде определяется смесью идеального газа с излучением,и, как правило, звёзды гидродинамически устойчивы. Примером неустойчивой звезды может служить предсверхновая с железным ядром, в к-ром рост давления при сжатии недостаточен. Значит, часть энергии тратится на фоторасщепление железа с образованием нейтронов, протонов и альфа-частиц, а g существенно уменьшается и может приближаться к единице.

Устойчивость относительно тепловых возмущений обеспечивается отрицательной теплоёмкостью звезды. Отрицат. теплоёмкость можно объяснить на основе теоремы вириала. В применении к звёздам, к-рые описываются ур-нием состояния идеального газа с показателем адиабаты 5/3, эта теорема гласит, что в равновесии тепловая энергия звезды составляет половину абс. величины её гравитац. энергии (отрицательной), т. е. полная энергия звезды отрицательна и равна половине гравитационной.

Любое случайное выделение энергии увеличивает полную энергию звезды, т. е. уменьшает её абс. величину. Поэтому в новом положении равновесия звезда должна расшириться, чтобы уменьшить по абс. величине значение гравитац. энергии. В соответствии с этим значение тепловой энергии звезды (а значит, и темп-ры) в новом состоянии уменьшится, т. к. она составляет половину абс. величины гравитац. энергии. T. о., выделение энергии приводит к уменьшению темп-ры, что и наз. отрицат. теплоёмкостью. При отрицат. теплоёмкости случайное выделение тепла уменьшит темп-ру, а значит, и уменьшит выделение тепла в ядерных реакциях, скорость к-рых быстро падает с уменьшением темп-ры. Наоборот, случайная потеря энергии будет скомпенсирована сжатием и ростом скорости тепловыделения.

На нек-рых критич. стадиях теплоёмкость звезды становится положительной. Тогда развивается тепловая неустойчивость и происходит тепловая вспышка. Наиб, очевиден механизм развития тепловой неустойчивости при наличии вырожденного ядра, где давление и внутр. энергия вещества практически не зависят от темп-ры. В этом случае тепловыделение приводит к росту темп-ры, к-рый не влияет на рост давления и потому не сопровождается расширением. T. к. скорость ядерных реакций быстро растёт с ростом темп-ры, происходят самоускоряющееся выделение ядерной энергии и тепловая вспышка (ядерный взрыв).

Процессы, определяющие Э. з., протекают с разными характерными временами, из к-рых отметим гидродинамическоетепловоеи ядерное Гидродинамич. время характеризует скорость изменения параметров звезды при движениях вещества со скоростями, сравнимыми со скоростью звука u_зв. По порядку величиныгде R - характерный размер звезды. Для равновесной звезды Гидродинамич. время порядка времени свободного падения:
Тепловое время определяет скорость охлаждения или нагрева звезды. При охлаждении в отсутствие ядерного горения поскольку запас энергии порядка гравитац. энергии звезды; в этом случае t_th часто наз. временем Кельвина - Гельмгольца. В случае быстрого ядерного горения в отсутствие Гидродинамич. движений, когдавремя нагревагде-скорость энерговыделения, а С_v-теплоёмкость при пост, объёме.

Ядерное времяопределяет скорость изменения хим. состава (концентраций элементов) при ядерном горении. Обычно используют концентрацию (содержание) по массе X_i - долю массы единицы объёма, приходящуюся на данный элемент i. Ядерное время очень резко (экспоненциально) зависит от темп-ры. В нормальных звёздах, где поддерживается гидростатич. равновесие, это время, как правило, много больше др. характерных времён. При быстром ядерном горении t_n связано с тепловым временем:

где q-калорийность ядерного топлива (энергия, выделяющаяся при сгорании единицы массы топлива
На протяжении почти всей Э. з.- начиная от стадии молодой сжимающейся звезды до поздних стадий - время является минимальным . из всех характерных времён. Только в предсверхновых, где имеет место ядерное равновесие (равновесие относительно реакций сильного взаимодействия), времяявляется наименьшим. Обычно в звезде сохраняется приблизит, равновесие относительно быстрых процессов (напр., гидростатич. равновесие), а время эволюции определяется одним из медленных процессов.

На стадии гравитац. сжатия выполняется неравенство Звезда находится в гидростатич. равновесии, эволюция определяется потерей энергии (с характерным временема осн. ядерные реакции практически не протекают.

На ГП это неравенство сохраняется, но эволюция определяется ядерными реакциямии имеет место гидроста-тич. и тепловое равновесие.
После образования гелиевого ядра, сжатия центральных областей и расширения оболочки скорость ядерных реакций в центре звезды возрастает настолько, что t_n становится порядкаПри этом осн. отклонения от теплового равновесия происходят в массивной оболочке вокруг гелиевого ядра. Гидродинамич. время остаётся минимальным, и гидростатич. равновесие звезды не нарушается.

При вспышке в углеродно-кислородном ядре, приводящей к полному разлёту звезды, кактак иоказываются много меньше t_h , что и приводит к нарушению гидростатич. равновесия и взрыву.

В ядрах массивных предсверхновых, где имеет место ядерное равновесие, значениеминимально и Э. з. определяется скоростью потери энергиикак в молодых сжимающихся звёздах. Она заканчивается потерей гидро-динамич. устойчивости и быстрым коллапсом. Гидродинамич. неустойчивость связана не с изменениема с изменением структуры равновесного состояния звезды. Развитие тепловой неустойчивости связано с быстрым уменьшениеми заканчивается взрывом, когда эти времена становятся меньше

Итак, если исключить неск. критич. моментов, звёзды в своей массе глобально устойчивы относительно механич. и тепловых возмущений. Разнообразие свойств вещества звёзд, в частности наличие зон перем. ионизации, тонких слоев горения, протяжённых оболочек, приводит к развитию локальных неустойчивостей, к-рые не ведут к разрушению звезды, т. к. обычно стабилизируются нелинейными эффектами при достижении конечных амплитуд возмущений. Существование нек-рых типов переменных звёзд связано с развитием подобных локальных неустойчивостей.

Осн. фактором, определяющим распределение темп-ры в звезде, является скорость потери энергии (светимость), зависящая от непрозрачности звёздных недр. Скорость Э. з. без источников энергии определяется запасами тепловой и гравитац. энергии и скоростью остывания, а "включение" ядерных реакций эквивалентно увеличению запасов тепловой энергии и уменьшению скорости эволюции. Фак-тич. светимость звезды определяется её структурой и не зависит от скорости протекания ядерных реакций. Рассмотрим, напр., переход от стадии гравитац. сжатия к стадии ГП звезды с Если бы звезда излучала только за счёт запаса гравитац. энергии, то характерное время её жизни (время Э. з.) составляло былет. По мере излучения энергии и сжатия темп-pa в центре звезды растёт и ядерное тепловыделение увеличивается до тех пор, пока не уравновесит потери на излучение (светимость). Начиная с этого момента гравитац. сжатие прекращается и звезда "застывает" на ГП, пока не выгорит водород и не образуется гелиевое ядро. Для такой звезды за счёт горения водорода время жизни увеличивается почти на три порядка, достигая ~ 10¹⁰ лет. Аналогично горение очередного ядерного горючего "замораживает" звезду в нек-ром др. состоянии. Точку (на ГРД). в к-рой происходит "замораживание" звезды, определяет зависимость скорости ядерных реакций данного горючего от темп-ры. Чем больше заряд ядра горючего, тем большая темп-ра требуется для обеспечения данной скорости тепловыделения (из-за роста высоты кулоновского барьера ядра горючего). Однако при росте темп-ры и плотности светимость звезды, являющаяся ф-цией состояния, также возрастает. Поэтому по мере эволюции и образования всё более тяжёлых элементов в центр. ядре светимость растёт почти монотонно.

При высокой темп-ре всё большую роль в охлаждении звезды играют нейтринные потери. На поздних стадиях нейтринные потери на несколько порядков превышают потери на излучение фотонов и соответственно ускоряют Э. з.

Уравнения эволюции звёзд

Обычно (для упрощения расчётов) звезда считается невращающейся и сферически-симметричной. В процессе эволюции осн. масса звезды находится в состоянии гидростатич. равновесия, определяемого ур-нием

где-масса, содержащаяся внутри радиуса r,

- плотность,-давление, определяемое ур-нием состояния

Здесь первый член - давление газа, второй - излучения, - газовая постоянная, а - постоянная плотности излучения.Для звёзд массойна ГП играют роль поправки к ур-нию состояния, связанные с неидеальностью вещества. Распределение темп-ры определяется ур-нием энергии

(E-внутр. энергия единицы массы,-скорость потери энергии единицей массы вещества за счёт нейтринного излучения), ур-ниями переноса тепла

в зоне лучистого равновесия (к - непрозрачность),

в конвективной зоне и

в конвективном ядре с пост. энтропией S. Конвективный поток энергии F_c в оболочке рассчитывается по приближённой теории пути перемешивания (см. Конвективная неустойчивость).

Ур-ния равновесия решаются для граничных условий в центре (r = 0, L = 0 при т = 0) и на уровне фотосферы, где оптическая толщина

при m = M. Последнее условие усложняется для звёзд на стадии красных сверхгигантов и гигантов, когда звезда имеет протяжённую оболочку небольшой плотности и большую светимость.

В процессе ядерного горения происходят медленное изменение хим. состава звезды и, как следствие, изменения всех её параметров. Осн. ур-ниями, описывающими эволюцию хим. состава, являются:

Здесь: т_p , m_a , и m_12C - массы протона, a-частицы и углеродаи-содержания (по массе) водорода, гелия и-скорость энерговыделения и энерге-тич. выход для соответствующих цепочек ядерных реакций (см. ниже). При расчётах поздних стадий эволюции массивных звёзд учитывают горение более тяжёлых элементов. У звёзд с массой меньше и центр, темп-рой

Т_с меньше ~ 1,5-10⁷ К осн. источником ядерной энергии являются реакции водородного цикла (рр-цикл). При больших массах и центр, темп-pax звёзд водород горит преим. в углеродно-азотном цикле (CNO-цикл). Cp. кол-во энергии, выделяющееся при синтезе одного ядра ⁴He (за вычетом энергии, уносимой нейтрино): в рр-цикле 26,2 МэВ, а в CNO-цикле МэВ. Соответствующие скорости энерговыделения:

(T₉ - темп-pa в млрд. К, r в г/см³). Появление конвективного ядра у звёзд сна ГП связано с переходом от рр- к CNO-циклу, обладающему более резкой зависимостью скорости горения от темп-ры. Горение гелия протекает в т. н. За-реакции - реакции слияния трёх ядер Не:

Зa-реакция сопровождается реакцией к-рой соответствует

Выделение тепла при образовании одного ядра ¹²C и ¹⁶O соответственно равно
Построение модели звезды (см. также Моделирование звёзд)в моменттребует знания её состояния на предыдущем временном шаге численной модели t_n-1 для нахождения скорости выделения гравитац. энергии

и определения хим. состава

где-правые части ур-ний (7),Наряду с явной схемой шага по времени, приведённой выше, используют неявную, когда F_i , Р/r² вычисляются в момент t_n или представляют собой линейную комбинацию значений, взятых в моменты Решение системы обыкновенных дифференц. ур-ний (1) - (6) осложняется наличием особых точек в центре звезды и приПоэтому интегрирование ведётся навстречу из центра и с поверхности со сшивкой в к--л. промежуточной точке [метод Шварцшильда (M. Schwarzschild) ]. Из условий сшивки находят центр, значения r_с, T_с, а также L и T_э. Др. способ решения состоит в разбиении звезды на N сферич. слоев и замене дифференц. ур-ний разностными [метод Хеньи (L. Непуеу)]. Последний метод лучше приспособлен для использования ЭВМ. Для построения гидростатич. моделей применяют также метод, основанный на решении гидродинамич. нестационарных ур-ний с вязкостью.

Ядерная эволюция звёзд

Расчёты Э. з. представляются в виде треков на ГРД. Как уже отмечалось, б. ч. времени жизни звёзды проводят на ГП.
Время жизни такой звезды на ГП (точка А на рис. 1) ок. 10¹⁰ лет, а её строение аналогично строению Солнца. На протяжении этой стадии в центр, областях звезды водород "перегорает" в гелий. Когда масса гелиевого ядра достигает ~ 10% массы звезды, становится заметным отход от ГП (точка В). Небольшое увеличение светимости на участке AB связано с уменьшением непрозрачности из-за уменьшения числа электронов при синтезе гелия из водорода. После выгорания водорода в центре звезды и образования гелиевого ядра отвод энергии из него может компенсироваться только энергией, выделяющейся при сжатии. Это приводит к сжатию и нагреву оболочки, сохранившей водород, к-рый загорается в тонком слое, окружающем гелиевое ядро (слоевой источник).

Энергия, выделяющаяся при сжатии гелиевого ядра и в водородном слоевом источнике, выходит наружу. Частично она поглощается водородной оболочкой, к-рая постепенно раздувается, уменьшая эфф. темп-ру при пост, светимости (участок BC).

По мере расширения оболочки и роста массы гелиевого ядра определяющую роль в поведении звезды начинают играть два фактора: конвекция, развивающаяся в оболочке, и вырождение, возникающее в ядре. Расширение оболочки и падение в ней темп-ры способствуют расширению внеш. конвективной зоны, к-рая имелась у звезды на ГП. Развитие конвекции приводит к улучшению теплоотвода, что, благодаря отрицат. теплоёмкости звезды, вызывает её сжатие, рост темп-ры, тепловыделения и светимости. Рост светимости способствует росту лучистого градиента темп-ры, что ещё больше усиливает конвекцию. T. о. возникает положительная обратная связь и конвекция захватывает значит, часть массы звезды, приближаясь к слоевому источнику. Светимость растёт, и звезда движется на ГРД от точки С к точке D (область красных гигантов).

По мере движения звезды к точке D происходит ускоренное горение водорода, масса изотермич. гелиевого ядра возрастает, что при условии равновесия приводит к росту его плотности. T. к. темп-pa ядра при этом близка к темп-ре водородного слоевого источника и увеличивается слабо, рост плотности приводит к вырождению ядра. Давление в нём практически перестаёт зависеть от темп-ры. В этих условиях небольшое увеличение темп-ры ядра, связанное с возгоранием гелия, почти не влияет на давление, звезда приобретает положит, теплоёмкость, к-рая обусловливает резкое увеличение скорости горения гелия (гелиевую вспышку). Действительно, пока энерговыделение при горении гелия мало, звезда располагается на ГРД вблизи точки D и рост темп-ры и плотности приводит к росту энерговыделения, что в свою очередь увеличивает темп-ру. Возникает положительная обратная связь, приводящая к тепловой гелиевой вспышке в ядре. Развитие вспышки продолжается до тех пор, пока рост темп-ры не снимет вырождение в ядре, звезда приобретёт "нормальную" отрицат. теплоёмкость и дальнейшее горение гелия продолжится спокойно в невырожденном ядре. Особенностью гелиевой вспышки является то, что она запрятана в глубине звезды и внеш. проявления её почти отсутствуют. После образования невырожденного ядра звезда спускается вниз от точки D и поворачивает налево к линии EF (горизонтальная ветвь гигантов), где находится до тех пор, пока гелий в ядре превращается в углерод. Вновь образованное углеродное ядро становится вырожденным, возгорание гелия в слоевом источнике и образование двухслойного гелий-водородного горящего слоя приводят к развитию конвекции в оболочке, и вновь повторяется та же схема развития, причём звезда возвращается почти вдоль той же линии к точке D.

В отличие от водородных слоевых источников, где горение идёт спокойно, гелиевые слоевые источники неустойчивы относительно развития тепловой вспышки. Природа этой вспышки, так же, как и вспышки в гелиевом ядре, связана с положит. теплоёмкостью, ведущей к положительной обратной связи. Однако в слое положит, теплоёмкость обусловлена не вырождением (гелий здесь не вырожден), а геометрией области горения (тонкий слой) и быстрым ростом скорости энерговыделения с увеличением темп-ры при горении гелия. Механизм неустойчивости слоевого горения не столь очевиден, как в случае вспышки в вырожденном ядре, и требует для своего обоснования детальных расчётов.

T. о., в окрестности точки D располагаются спокойные звёзды с гелиевыми ядрами и вспыхивающие - с углеродными. Вспышки способствуют истечению вещества, поэтому по мере роста углеродного ядра полная масса звезды уменьшается. После неск. сотен вспышек (цифра примерная, т. к. никому не удалось последовательно просчитать столь много вспышек) в результате быстрого истечения вещества и роста ядра масса над гелиево-водородным слоевым источником уменьшается настолько, что при той же светимости начинаются быстрое оседание оболочки на ядро, рост эфф. темп-ры и. следовательно, движение звезды влево. После исчерпания горючего в слоевых источниках (точка G) светимость поддерживается только за счёт теплоёмкости ядра, к-рое быстро остывает, звезда движется по ГРД вниз и превращается в белый карлик (точка H). На этой стадии звезда находится вплоть до полного остывания. Наблюдения свидетельствуют о том, что истечение вещества вблизи точки D происходит неравномерно и значит, доля массы сбрасывается непосредственно перед началом движения звезды влево, образуя планетарную туманность.

Звёзды с. У звёзд свремя жизни на ГП превышает космологич. время (2*10¹⁰ лет), и все они либо находятся на ГП, либо движутся к ней. В звёздах свыгорание водорода сопровождается ростом плотности в центре звезды и приближением ядра к вырожденному состоянию. Пригелиевое ядро, образующееся после выгорания водорода, становится вырожденным, а оболочка сильно раздувается, приводя к росту светимости и уменьшению поверхностной темп-ры (рис. 2). Звезда становится красным гигантом. Вырожденное ядро неустойчиво относительно гелиевой вспышки. Гелиевая вспышка в ядре приводит к его расширению и снятию вырождения; при этом сгорает не более 1% гелия.

Рис. 2. Эволюционные треки звёзд [с начальным химическим составом X_z (содержание элементов тяжелее гелия) - = 0,03] от главной последовательности до гелиевой вспышки (для М = 0,8 и 1,5) или до возгорания углерода в центре (для Цифры указывают массу звезды вточки соответствуют главной последовательности и моментам возгорания гелия и углерода в ядре.

Звёзды небольшой массы с невырожденным гелиевым ядром и водородной оболочкой после гелиевой вспышки располагаются на ГРД вблизи горизонтальной ветви гигантов (ГВГ, рис. 3). На этой ветви звёзды представляют собой гелиевые ядра массой окружённые водородными оболочками разл. массы. После выгорания гелия в ядре начинается его быстрое сжатие до загорания гелиевого слоевого источника. Звезда на ГРД движется вверх и направо к линии, называемой асимптотич. ветвью гигантов (АВГ). На этой линии звезда состоит из вырожденного углеродно-кислородного ядра и двух слоевых источников (гелиевого и водородного), расположенных очень близко друг от друга. Над ними располагается водородная оболочка, масса к-рой может достигать Удивительным свойством звёзд на АВГ является то, что их положение на ГРД зависит только от массы углеродного ядра и практически не зависит от массы водородной оболочки. Светимость L звезды на АВГ определяется ф-лой

где М_сo - масса углеродно-кислородного ядра. С ростом MCO звезда движется на ГРД вверх по АВГ. Это движение не является спокойным.

Рис. 3. Огрублённые эволюционные треки звёзд с начальными массами M = 1. 5, 25 Жирные линии соответствуют основным стадиям горения в ядре (рядом указаны соответствующие реакции). Для М<2. 3происходит гелиевая вспышка в ядре (ГВЯ), далее начинается спокойное горение ⁴He в ядре. После выгорания ⁴He в ядре звезда переходит на раннюю асимптотическую ветвь гигантов (РАНГ). Когда ядро, в котором выгорел ⁴He, достигает массы начинаются тепловые вспышки (ТВ) в гелиевом слоевом источнике. На стадии АВГ происходит потеря массы, которая заканчивается быстрым сбросом остатка водородной оболочки в виде планетарной туманности (ПТ). СО-ядро массой превращается в белый карлик. Эволюция более массивных звёзд сна стадии АВГ и дальше происходит аналогично. Кружком с лучами отмечено начало свечения планетарной туманности, когда T, звезды достигает 3 · 10⁴ К и начинается ионизация газа в ПТ.

Рис. 4. Эволюционный трек звезды, превращающейся в белый карлик, с начиная от РАВГ; начальный состав:
. Точками даны положения звезды перед очередной тепловой вспышкой, указан её номер. OM - огибающая минимумов светимости при вспышках. Показаны треки звезды в области минимумов вспышек № 7, 9 и 10. Заштрихованы участки на ГП и в области горения гелия в ядре (ГТЯ), где даны приближённые эволюционные треки звёзд с Штриховая линия слева соответствует звезде постоянного радиуса

Малая толщина слоевых источников приводит к тепловым вспышкам (ТВ). Кол-во вспышек при движении по АВГ растёт с ростом массы водородной оболочки и может превышать неск. тысяч. Время между вспышкамитакже зависит в основном от массы ядра и определяется выражением

в годах), а светимость звезды в максимуме вспышки

Характерным свойством звёзд на АВГ является интенсивная потеря массы. Считается, что звёзды стеряют всю водородную оболочку и превращаются в белый карлик массойМеханизм потери массы не вполне ясен, но считается (гл. обр. на основе данных наблюдений), что б. ч. массы теряется в виде спокойного истечения, а оставшаяся часть (неск. десятых долейсбрасывается быстро в виде сферич. оболочки, наблюдаемой как планетарная туманность. Эволюц. трек ядра планетарной туманности с, превращающегося в белый карлик, приведён на рис. 4 (схематически такие треки показаны на рис. 3). Времена на штриховых отметках t_i и соответствующие массы водородных оболочек M_об, равны

Звёзды с массой. У таких звёзд масса ядра достигает. При сжатии ядра в нём зажигается углерод. Горение углерода в вырожденном ядре звезды с неустойчиво, реакция приводит к взрыву и полному разлёту звезды. Возможно, подобные взрывы вызывают наблюдаемые вспышки сверхновых звёзд первого типа. В ядрах звёзд с нач. массами, превышающими(вплоть доуглеродное ядро не вырождено. Вырождение наступает на стадии образования ядра из Для

вырожденное ядро сжимается в результате нейтронизацш вещества ²⁴Mg, сжатие переходит в гравитац. коллапс. При этом ядро разогревается за счёт неравновесной нейтронизации. В звёздах массой в вырожденном ядре развивается тепловая неустойчивость, к-рая, как и при гелиевой вспышке, ведёт к снятию вырождения и переходу в режим спокойного горения вплоть до появления ⁵⁶Fe в центре звезды. Судьба такой звезды схожа с судьбой более массивных звёзд.

Эволюция массивных звёзд . Горение в центр, областях этих звёзд проходит в отсутствие вырождения вплоть до образования железного ядра. Расчётные эволюц. треки массивных звёзд после образования гелиевого ядра чувствительны к физ. предположениям, методу расчёта и очень разнообразны. Это проявляется в разл. форме петель на ГРД (аналогичных петлям для на рис. 2), а также в значениях эфф. темп-ры звезды на стадии горения гелия. Различие физ. предположений состоит в выборе критерия конвективной неустойчивости, к-рый учитывает [критерий П. Леду (P. Ledoux)] или не учитывает [критерий К. Шварцшильда (К. Schwarzschild) ] стабилизирующую роль градиента хим. состава. С этим связано поведение т. н. полуконвективной зоны, к-рая появляется над конвективным ядром у звёзд сна стадии горения водорода и имеет очень небольшое превышение градиента темп-ры над адиабатическим. В моделях, учитывающих градиент хим. состава, зона полуконвекции отделена от конвективного ядра лучистым слоем, что препятствует перемешиванию. Если же использовать критерий Шварцшильда, то возникает частичное перемешивание и условия эволюции существенно меняются. Горение гелия происходит в области голубых сверхгигантов приа в случае критерия Леду гелий выгорает в области красных сверхгигантов с
С ростом массы растёт величинагде критич. светимость

При L = Lc сила светового давления на электроны уравновешивает силу гравитац. притяжения атомных ядер. В процессе движения звезды на ГРД направо в область красных сверхгигантов после образования гелиевого ядра в оболочке, где возникают зоны неполной ионизации гелия и водорода, резко возрастает непрозрачность и L/L_c становится больше единицы. На этой стадии возможно резкое увеличение скорости потери массы звездой, так что может потеряться вся водородная оболочка. Наблюдения показывают существование очень ярких гелиевых звёзд типа Вольфа - Райе (WR, см. Вольфа - Райе звёзды у ),к-рых происходит мощное истечение вещества с потоком массыНа стадии образования WR-звёзд поток массы мог быть значительно больше.

Расчёт эволюции массивных звёзд требует самосогласованного учёта потери массы, так чтобы величина M получалась в расчётах однозначно, как L, R, T_э,. T. к. время потери массы M/M много больше гидродинамич. времени звездызвезда на стадии истечения может быть представлена в виде статич. ядра и стационарно истекающей оболочки, масса к-рой внутри критич. радиуса потока много меньше массы звезды; на критич. радиусе r_к скорость v_к равна скорости звука(см. Звёздный ветер ).Скорость потока быстро падает по мере перехода к плотным внутр. слоям звезды, и оболочка плавно переходит в статич. ядро. Сделаны лишь предварит, расчёты эволюции с самосогласованным учётом потери массы, хотя имеется много эволюц. расчётов с феноменологич. учётом потери массы, типа зависимостей

(L, R, M в единицах

Рис. 5. Эволюционные треки звёзд с массами 15 и 25 BB' и BC-области горения гелия в ядре; CD - горение в двойном (H - Не) слоевом источнике; DE-горение углерода. Расчёты доведены до точки потери устойчивости (указана крестом в кружке), штриховые треки соответствуют не вполне уверенным расчётам.

Расчёт эволюции двух звёзд с пост, массами (M= 15 и вплоть до образования железного ядра в состоянии предсверхновой представлен на рис. 5. После возгорания углерода эволюция ядра идёт очень быстро, ввиду роста скорости нейтринных потерь, так что состояние оболочки почти не меняется и звезда мало движется по ГРД вплоть до начала коллапса. Наблюдения сверхновой 1987А в Большом Магеллановом Облаке показали, что предсверхновая здесь представляла собой голубой, а не красный сверхгигант, как показано на рис. 5. Это может быть связано с тем, что либо произошёл сброс значит, части водородной оболочки, либо звезда эволюционировала на треке вдоль петель, заходящих в голубую область. Если углерод загорелся в тот момент, когда звезда находилась в голубой области, её видимое положение на ГРД оставалось почти неизменным вплоть до потери устойчивости и вспышки сверхновой. Сравнение разл. расчётов показывает, что появление петель носит стохастич. характер, поэтому можно говорить лишь о вероятности расположения звезды в области голубых, жёлтых или красных сверхгигантов в состоянии предсверхновой.

Звёзды, превратившиеся в красные и жёлтые гиганты и сверхгиганты, после образования гелиевого ядра становятся в определ. области неустойчивыми относительно раскачки механич. колебаний и наблюдаются как переменные звёзды с регулярными колебаниями блеска (цефеиды и звёзды типа RR Лиры). Осн. причиной возбуждения колебаний в этих звёздах является аномальное поведение непрозрачности в зоне неполной ионизации гелия, толщина к-рой растёт с ростом темп-ры (см. Пульсации звёзд ).Вне ГП расположены и др. типы переменных звёзд с регулярной, полурегулярной и нерегулярной переменностью. Причиной переменности регулярных переменных, находящихся на стадиях Э. з. до и после ГП, является наличие мощных конвективных оболочек, приводящих к генерации ударных волн при звёздных вспышках, аналогичных вспышкам на Солнце, но на много порядков более мощных.

Предсверхновые и сверхновые

Сверхновые второго типа (с линиями водорода в спектрах и остатками в виде пульсаров)являются продуктом эволюции массивных звёзд сЯдра этих звёзд теряют устойчивость и коллапсируют после увеличения центр, темп-ры настолько, что начинается диссоциация ядер ⁵⁶Fe и адиабатич. показательстановится меньше 4/3. Значение g, усреднённое по звездеопределяет её гидродинамич. устойчивость. Неустойчивость имеет место при

В выражении член справа связан с эффектами общей теории относительности и равен нулю в ньютоновской теории, в к-ройотделяет устойчивые состояния от неустойчивых. Согласно результатам расчётов, представленным на рис. 5. ядра звёзд в точке вскоре после потери устойчивости характеризуются параметрами:

Здесь M, - масса ядра; Т_с и r_c - центральные темп-ра и плотность,-нейтринная светимость,-фотонная светимость,-радиус фотосферы; цифры в скобках указывают порядок величины. У звёзд массой ок. 8 образуется вырожденное углеродно-кислородное ядро массой 1,39, к-рое перед тепловой вспышкой характеризуется след, параметрами: (r_я, - радиус ядра). Тепловые вспышки звёздных ядер, ведущие к полному разлёту звезды и выделению энергии ~ 10⁵¹ эрг, связывают с наблюдаемыми вспышками сверхновых типа I, в спектрах к-рых водород не наблюдается, а в остатках взрыва не найдены пульсары. Вспышки сверхновых типапромежуточных между типами I и II (линии водорода почти не видны, но нейтронные звёзды могут образоваться), связаны, видимо, с потерей устойчивости в ядрах звёзд промежуточной массы или с вхождением этих звёзд в двойные системы.

Расчёты гидродинамич. коллапса ядер массивных звёзд показали, что подавляющая частьвыделяющейся гравитац. энергииэрг) уносится нейтрино. Внутр.части звезды оказываются непрозрачными для рождающихся там нейтрино, внутри звезды формируется нейтринная фотосфера. Нейтринный нагрев падающей оболочки, выгорание в ней оставшегося ядерного горючего во время коллапса, а также отскок падающей оболочки от поверхности образовавшейся нейтронной звезды оказываются недостаточными для того, чтобы выбросить вещество с ки-нетич. энергией эрг (характерной для сверхновых). Осн. причины этого заключаются в том, что нейтринный поток тормозит падение оболочки, а образующаяся при отскоке оболочки ударная волна дополнительно ослабляется из-за затраты большей части её энергии на диссоциацию в оболочке атомных ядер железного пика (т. е. ядер с массовыми числами, близкими к 56). Быстрые потери энергии за счёт испускания нейтрино из области нейтринной фотосферы приводят к увеличению градиента темп-ры и развитию конвекции. Это может существенно увеличить энергию каждого вылетающего нейтрино и соответственно сечение его взаимодействия с веществом, что способствует взрыву.

Энергия взрыва сверхновой может черпаться из энергии вращения образующейся нейтронной звезды, к-рая достигает 10⁵³ эрг. Важнейшую роль в трансформации энергии вращения в энергию взрыва играет магн. поле. Поэтому такой взрыв носит назв. магниторотационного. В дифференциально вращающейся оболочке вокруг нейтронной звезды происходит линейное по времени усиление азимутального магн. поля за счёт наматывания силовых линий. Когда магн. давление достаточно возрастёт, формируется ударная волна, к-рая усиливается при распространении в среде со спадающей плотностью и за счёт работы магн. поршня. Расчёты показывают, что ~3-5% энергии вращения может быть преобразовано в кинетич. энергию выброса. Этого достаточно для объяснения наблюдаемых сверхновых. В отличие от механизмов взрыва сферически-симметричных звёзд, где энергия выделяется в доли секунды, при магниторотационном взрыве выделение энергии может затянуться на неск. часов; при этом период вращения образующейся нейтронной звезды может превышать 10 миллисекунд (скорость вращения будет <~ 1/10 предельной, совместимой с устойчивостью нейтронной звезды).

Последние стадии эволюции звёзд

Звезда, у к-рой отсутствуют источники энергии, светит за счёт остывания, а равновесие в ней поддерживается давлением вырожденных электронов или нейтронов. Фун-дам. фактом является наличие предела массы у холодных звёзд, связанного с тем, что с ростом плотности наступает релятивистское вырождение электронов , а затем и нейтронов. Поэтому достаточно массивные звёзды теряют устойчивость и переходят в состояние релятивистского коллапса с образованием чёрной дыры. При плотностях г/см³ вещество состоит из электронов и ядер. Энергия Ферми электроновуже при г/см³ (m_z - число нуклонов на электрон), поэтому можно использовать ур-ние состояния релятивистского вырожденного электронного газа

Для баротропного ур-ния состояния Р = Р(р)равновесие звезды определяется ур-ниями (1) и (2). В случае политропыиз (1) и (2) следует ур-ние равновесия:

масса звезды

Из ур-ния (9) следует, что примасса звезды независит от r_с. Для ур-ния состояния (8) масса

Рис. 6. Зависимость массы от центральной плотности для равновесных холодных звёзд. Верхняя штриховая линия соответствует уравнению состояния для "чистых" нейтронов, нижняя-с учётом гиперонов.

Масса звёзд, у к-рых давление определяется вырожденными электронами, не может превысить (Чандрасекара предел). Звёзды, в к-рых преобладает давление вырожденных электронов, наз. белыми карликами за их небольшие размеры и горячую поверхность. На графике для холодных звёзд (рис. 6) белые карлики расположены левее первого максимума. Для железного состава = 28/13; с учётом нейтронизации и кулоновских поправок к ур-нию состояния макс, масса железного белого карлика равна примерно когда центр, плотность ~1,4x При большей плотности m_z растёт из-за нейтронизации и равновесная масса падает. При этом равновесные модели неустойчивы, а устойчивость восстанавливается, когда осн. вклад в давление начинают давать нерелятивистские вырожденные нейтроны (минимум на рис. 6, гдеПри столь высоких плотностях важную роль играет ядерное взаимодействие, поэтому в устойчивых нейтронных звёздах (между минимумом и вторым максимумом) нейтронный газ не является идеальным. Релятивистское вырождение нейтронов и эффекты ОТО приводят к потере устойчивости. В результате предельная масса нейтронной звезды (для реалистич. ур-ний состояния)

Звёзды с нач. массойтеряют вещество в процессе эволюции на АВГ и превращаются в белые карлики. Более массивные звёзды, не успевшие потерять массу и теряющие устойчивость, либо разлетаются в результате взрывного горения углерода, либо превращаются в нейтронные звёзды разл. типов. Если излишек массы не сбрасывается при коллапсе, то происходит релятивистский коллапс ядра си образование чёрной дыры. Предшественниками чёрных дыр являются наиб, массивные звёзды с нач. массами

Лит.: Франк-Каменецкий Д. А., Физические процессы внутри звезд, M., 1959; Шварцшильд М., Строение и эволюция звезд, пер. с англ., M., 1961; Внутреннее строение звезд, под ред. Л. Аллера. Д. M. Мак-Лафлина, пер. с англ., M., 1970; Масевич А. Г., Тутуков А. В., Эволюция звезд; теория и наблюдения, M., 1988; Бисноватый-Коган Г. С., Физические вопросы теории звездной эволюции. M.. 1989. Г. С. Бисноватый-Коган.

   <<      Предметный указатель      >>