Эволюция на основе ядерных реакций

Образование звезд, стадия гравитационного сжатия Эволюция на основе ядерных реакций Конечные стадии эволюции

28807

знаков

таблиц

изображений

Образование звезд, стадия гравитационного сжатия Читать далее: Конечные стадии эволюции

3. Эволюция на основе ядерных реакций

При температуре в ядрах ~ 10⁶ К начинаются первые ядерные реакции - выгорают дейтерий, литий, бор. Первичное количество этих элементов настолько мало, что их выгорание практически не выдерживает сжатия. Сжатие прекращается, когда температура в центре звезды достигает ~ 10⁶ К и загорается водород, т.к. энергии, выделяющейся при термоядерном горении водорода, достаточно для компенсации потерь на излучение. Однородные звезды, в ядрах которых горит водород, образуют на Г.-Р.д. начальную главную последовательность (НГП). Массивные звезды достигают НГП быстрее звезд малой массы, т.к. у них скорость потерь энергии на единицу массы, а следовательно, и темп эволюции выше, чем у маломассивных звезд. С момента выхода на НГП эволюция звезд происходит на основе ядерного горения. Ядерное горение может происходить до образования элементов группы железа, у которых наибольшая среди всех ядер энергия связи. Эволюционные треки звезд на Г.-Р.д. изображены на рис. 2. Эволюция центральных значений температуры и плотности звезд показана на рис. 3. При $T\le 18\cdot 10^6$ К основным источником энергии является реакция водородного цикла, при бОльших T - реакции углерод-азотного (CNO) цикла. Побочным эффектом CNO-цикла является установление равновесных концентраций нуклидов ¹⁴N, ¹²C, ¹³C - соответственно $\approx$ 95%, $\approx$ 4% и 1% по массе. Преобладание азота в слоях, где происходило горение водорода, подтверждается результатами наблюдений Вольфа-Райе звезд, у которых эти слои оказываются на поверхности в результате потери внеш. слоев. У звезд, в центре которых реализуется CNO-цикл ( ${\mathfrak M}> 1 {\mathfrak M}_\odot$ ), возникает конвективное ядро. Причина этого в очень сильной зависимости энерговыделения от температуры: $\varepsilon\sim T^{16}-T^{20}$ . Поток же лучистой энергии ~ T⁴, следовательно, он не может перенести всю выделяющуюся энергию, и должна возникнуть конвекция, более эффективная, чем лучистый перенос. У наиболее массивных звезд конвекцией охвачено более 50% массы звезд. Значение конвективного ядра для эволюции определяется тем, что ядерное горючее равномерно истощается в области, значительно большей, чем область эффективного горения, в то время как у звезд без конвективного ядра оно вначале выгорает лишь в малой окрестности центра, где температура достаточно высока. Время выгорания водорода заключено в пределах от ~ 10¹⁰ лет для ${\mathfrak M}\approx 1 {\mathfrak M}_\odot$ до $\approx 3\cdot 10^6$ лет для ${\mathfrak M}\approx 50 {\mathfrak M}_\odot$ . Время всех последующих стадий ядерного горения не превосходит 10% времени горения водорода, поэтому звезды на стадии горения водорода образуют на Г.-Р.д. густонаселенную область - главную последовательность (ГП). У звезд с ${\mathfrak M}\le 0,08 {\mathfrak M}_\odot$ температура в центре никогда не достигает значений, необходимых для загорания водорода, они неограниченно сжимаются, превращаясь в "черные" карлики. Выгорание водорода при водит к увеличению ср. молекулярной массы вещества ядра, и поэтому для поддержания гидростатического равновесия давление в центре должно возрастать, что влечет за собой увеличение температуры в центре и градиента температуры по звезде, а следовательно, и светимости. К увеличению светимости приводит также и уменьшение непрозрачности вещества с ростом температуры. Ядро сжимается для поддержания условий ядерного энерговыделения с уменьшением содержания водорода, а оболочка расширяется из-за необходимости перенести возросший поток энергии от ядра. На Г.-Р.д. звезда перемещается вправо от НГП. Уменьшение непрозрачности приводит к отмиранию конвективных ядер у всех звезд, кроме наиболее массивныых. Темп эволюции массивных звезд наиболее высок, и они первыми покидают ГП. Время жизни на ГП составляет для звезд с ${\mathfrak M}=15 {\mathfrak M}_\odot$ около 10 млн. лет, с ${\mathfrak M}=5 {\mathfrak M}_\odot$ около 70 млн. лет, а с ${\mathfrak M}\approx 1 {\mathfrak M}_\odot$ около 10 млрд. лет.

Когда содержание водорода в ядре уменьшается до $\approx$ 1%, расширение оболочек звезд с ${\mathfrak M}>{\mathfrak M}_\odot$ сменяется общим сжатием звезды, необходимым для поддержания энерговыделения. Сжатие оболочки вызывает нагрев водорода в слое, прилегающем к гелиевому ядру, до температуры его термоядерного горения, и возникает слоевой источник энерговыделения. У звезд с массой ${\mathfrak M}\le {\mathfrak M}_\odot$ , у которых $\varepsilon$ в меньшей степени зависит от температуры и область энерговыделения не столь сильно концентрируется к центру, стадия общего сжатия отсутствует.

Эволюция звезд после выгорания водорода зависит от их массы. Важнейшим фактором, влияющим на ход эволюции звезд с массой ${\mathfrak M}\le 2,5 {\mathfrak M}_\odot$ , является вырождение газа электронов при больших плотностях. В вырожденном газе из-за большой плотности число квантовых состояний с малой энергией ограничено в силу принципа Паули и электроны заполняют квантовые уровни с высокой энергией, значительно превышающей энергию их теплового движения. Важнейшая особенность вырожденного газа состоит в том, что его давление p зависит лишь от плотности: $p\sim \rho^{5/3}$ для нерелятивистского вырождения и $p\sim \rho^{4/3}$ для релятивистского вырождения. Давление газа электронов намного превосходит давление ионов. Отсюда следует принципиальный для эволюции звезд вывод: поскольку сила тяготения, действующая на единичный объем релятивистски вырожденного газа, $F\sim {\mathfrak M}\rho/R^2\sim {\mathfrak M}^{1/3}\rho^{5/3}$ , зависит от плотности так же, как и градиент давления $p/R\sim \rho^{4/3}/R\sim {\mathfrak M}^{-1/3}\rho^{5/3}$ , должна существовать предельная масса ${\mathfrak M}_Ч$ , такая, что при ${\mathfrak M}>{\mathfrak M}_Ч$ давление электронов не может противодействовать тяготению и начинается сжатие. Предельная масса ${\mathfrak M}>{\mathfrak M}_Ч\approx 1,4 {\mathfrak M}_\odot$ . Граница области, в которой газ электронов вырожден, показана на рис. 3 . У звезд малых масс вырождение играет заметную роль уже в процессе образования гелиевых ядер.

Второй фактор, определяющий эволюцию звезд на поздних стадиях, - это нейтринные потери энергии. В звездных недрах при T ~10⁸ К основную роль в рождении нейтрино играют: фотонейтринный процесс $\gamma+e^-\to e^-+\nu+\tilde{\nu}$ , распад квантов плазменных колебаний (плазмонов) на пары нейтрино-антинейтрино ( $\nu, \tilde{\nu}$ ), аннигиляция пар электрон-позитрон ( $e^- +e^+ \to \nu+\tilde{\nu}$ ) и урка-процессы. Важнейшая особенность нейтрино состоит в том, что вещество звезды для них практически прозрачно и нейтрино беспрепятственно уносят энергию из звезды.

Гелиевое ядро, в котором еще не возникли условия для горения гелия, сжимается. Температура в слоевом источнике, прилегающем к ядру, увеличивается, скорость горения водорода возрастает. Необходимость переноса возросшего потока энергии приводит к расширению оболочки, на что тратится часть энергии. Поскольку светимость звезды не изменяется, температура ее поверхности падает, и на Г.-Р.д. звезда перемещается в область, занимаемую красными гигантамию Время перестройки звезды на два порядка меньше времени выгорания водорода в ядре, поэтому между полосой ГП и областью красных сверхгигантов мало звезд. С уменьшением температуры оболочки возрастает ее прозрачность, вследствие этого появляется внеш. конвективная зона и возрастает светимость звезды.

Отвод энергии из ядра посредством теплопроводности вырожденных электронов и нейтринных потерь у звезд с ${\mathfrak M}\le 2,5 {\mathfrak M}_\odot$ оттягивает момент загорания гелия. Температура начинает заметно расти лишь тогда, когда ядро становится почти изотермичным. Горение ⁴He определяет эволюцию звезд с момента, когда энерговыделение превышает потери энергии путем теплопроводности и излучения нейтрино. Это же условие относится к горению всех последующих видом ядерного топлива.

Примечательная особенность звездных ядер из вырожденного газа, охлаждаемых нейтрино, - это "конвергенция" - сближение треков, которые характеризуют соотношение плотности $\rho_c$ и температуры T_c в центре звезды (рис. 3). Скорость энерговыделения при сжатии ядра определяется скоростью присоединения вещества к нему через слоевой источник, которая зависит только от массы ядра при данном виде топлива. В ядре должен поддерживаться баланс притока и оттока энергии, поэтому в ядрах звезд устанавливается одинаковое распределение температуры и плотности. К моменту загорания ⁴He масса ядра ${\mathfrak M}_c\approx 0,4-0,5 {\mathfrak M}_\odot$ в зависимости от содержания тяжелых элементов. В ядрах из вырожденного газа загорание ⁴He имеет характер теплового взрыва, т.к. энергия, выделяющаяся при горении, идет на увеличение энергии теплового движения электронов, но давление с ростом температуры почти не изменяется до тех пор, пока тепловая энергия электронов не сравняется с энергией вырожденного газа электронов. Тогда вырождение снимается и ядро быстро расширяется - происходит гелиевая вспышка. Гелиевые вспышки, вероятно, сопровождаются потерей звездного вещества. У шаровых звездных скоплений, где массивные звезды уже давно закончили эволюцию и красные гиганты имеют массы $\approx 1 {\mathfrak M}_\odot$ , звезды на стадии горения гелия находятся на горизонтальной ветви Г.-Р.д.

В гелиевых ядрах звезд с ${\mathfrak M}> 2,5 {\mathfrak M}_\odot$ газ не вырожден, ⁴He загорается спокойно, но ядра также расширяются из-за возрастания T_c. У наиболее массивных звезд загорание ⁴He происходит еще тогда, когда они являются голубыми сверхгигантами. Расширение ядра ведет к уменьшению $\rho$ T в области водородного слоевого источника, и светимость звезды после гелиевой вспышки падает. Для поддержания теплового равновесия оболочка сжимается, и звезда уходит из области красных сверхгигантов. Когда ⁴He в ядре истощается, снова начинается сжатие ядра и расширение оболочки, звезда опять становится красным сверхгигантом. Образуется слоевой источник горения ⁴He, который доминирует в энерговыделении. Снова возникает внеш. конвективная зона. По мере выгорания гелия и водорода толщина слоевых источников уменьшается. Тонкий слой горения гелия оказывается термически неустойчивым, т.к. при очень сильной чувствительности энерговыделения к температуре ( $\varepsilon\sim T^{40}$ ) теплопроводность вещества недостаточна для того, чтобы погасить тепловые возмущения в слое горения. При тепловых вспышках в слое возникает конвекция. Если она проникает в слои, богатые водородом, то в результате медленного процесса нейтронного захвата (s-процесса) синтезируются элементы с атомными массами $A\le 209$ от ²²Ne до ²⁰⁹B.

Давление излучения на пыль и молекулы, образующиеся в холодных протяженных оболочках красных сверхгигантов, приводит к непрерывной потере вещества со скоростью до $(10^{-6}-10^{-5}) {\mathfrak M}_\odot$ в год. Непрерывная потеря массы может дополняться потерями, обусловленными неустойчивостью слоевого горения или пульсациями, что может привести к выбросу одной или нескольких оболочек. Когда количество вещества над углеродно-кислородным ядром становится меньшим некоторого предела, оболочка для поддержания температуры в слоях горения вынуждена сжиматься до тех пор, пока сжатие способно поддерживать горение; звезда на Г.-Р.д. смещается почти горизонтально влево. На этом этапе неустойчивость слоев горения также может приводить к расширению оболочки и потере вещества. Пока звезда достаточно горяча, она наблюдается как ядро планетарной туманности с одной или несколькими оболочками. Когда слоевые источники смещаются к поверхности звезды настолько, что температура в них становится ниже необходимой для ядерного горения, звезда охлаждается, превращаясь в белый карлик с ${\mathfrak M}< 1,4 {\mathfrak M}_\odot$ , излучающий за счет расхода тепловой энергии ионного компонента его вещества. Характерное время охлаждения белых карликов ~ 10₉ лет. Нижняя граница масс одиночных звезд, превращающихся в белые карлики, неясна, она оценивается в 3-6 ${\mathfrak M}_\odot$ . У звезд с ${\mathfrak M}< 8 {\mathfrak M}_\odot$ электронный газ вырождается на стадии роста углеродно-кислородных (C,O-) ядер звезд. Как и в гелиевых ядрах звезд, из-за нейтринных потерь энергии происходит "конвергенция" условий в центре и к моменту загорания углерода в C,O-ядре ${\mathfrak M}_c \approx 1,4 {\mathfrak M}_\odot, T_c\approx3\cdot 10^8 К, \rho_c\approx 2\cdot 10^9 \mbox{г/см}^3$ . Загорание ₁₂C при таких условиях, скорее всего, имеет характер взрыва и приводит к полному разрушению звезды. Полного разрушения может не произойти, если $\rho_c\ge 5\cdot 10^9 \mbox{г/см}^3$ . Такая плотность достижима, когда скорость роста ядра определяется аккрецией вещества спутника в тесной двойной системе.

Образование звезд, стадия гравитационного сжатия Читать далее: Конечные стадии эволюции

Раздел: Авиация и космонавтика
Количество знаков с пробелами: 28807
Количество таблиц: 0
Количество изображений: 0

Скачать

... плеяда астрономов и физиков XIX и XX столетий. И все же мы до сих пор довольно далеки от решения этой проблемы. Но за последние три десятилетия прояснился вопрос о путях эволюции звезд. И хотя детали рождения звезды из газово-пылевой туманности еще далеко не ясны, мы теперь четко представляем, что с ней происходит на протяжении миллиардов лет дальнейшей эволюции. Переходя к изложению различных ...

Скачать

... предположили, что эволюция звезд идет по главной последовательности. Однако при этом следовало сделать вывод, что они непрерывно теряют часть своей первоначальной массы. Такое представление эволюции звезд не нашло объяснения в официальной науке. А между тем оно очень просто объясняется гипотезой эволюционной аннигиляции. Потеря массы – это непременное условие существования звезды. Во Вселенной ...

Скачать

... может быть значительно, более драматическим. Нейтронные звезды Если масса сжимающейся звезды превосходит массу Солнца более чем в 1,4 раза, то такая звезда, достигнув стадии белого карлика, на том не остановится. Гравитационные силы в этом случае очень велики, что электроны вдавливаются внутрь атомных ядер. В результате изотопы превращаются в нейтроны способные прилетать друг к другу без всяких ...

Скачать

... эволюции звезда возвращает в межзвездное пространство значительную часть всей массы. Из этого газа будет образовываться более молодые звезды, которые в свою очередь так же будут эволюционировать описанным образом. Взгляды различных ученых на процессы рождения и развития галактик. К проблеме эволюции галактик ученые начали серьезно подходить в середине 40х годов. Эти годы ознаменовались рядом ...

Главная Новости Рефераты Статьи Вузы

О проекте Соглашение

Наверх

Войти на сайт

Навигация

Похожие работы

0 комментариев

Разделы

Инфо

Следите за новостями