Лекция 1.3: Одиночные звёзды и межзвёздная среда

Межзвёздная среда

Важнейшей составляющей частью Галактики, помимо звёздных компонентов, является межзвёздная среда, основная масса которой приходится на межзвёздный газ. Межзвёздный газ (в основном, водород) в нашей Галактике составляет несколько процентов от массы видимого вещества, но его роль крайне велика. Доля газа в общей массе галактики является её важнейшей характеристикой и определяет активность процесса звездообразования. В дисках спиральных и неправильных галактик в холодных массивных газопылевых комплексах создаются подходящие условия для развития гравитационной (джинсовской) неустойчивости и происходит рождение звёзд. В процессе своей эволюции звёзды теряют массу в виде звёздного ветра. В конце эволюции при образовании компактных остатков происходит сброс оболочки звезды (в виде планетарной туманности для звёзд умеренных масс, остатка сверхновой для звёзд с начальной массой выше ∼ 8 − 10 с.м.). Таким образом, происходит постоянный круговорот газ–звёзды–газ, при котором полная масса газа постепенно уменьшается, т. к. часть барионов остаётся в виде компактных остатков (белых карликов, нейтронных звёзд, чёрных дыр), а часть — выбрасывается из диска галактики. Помимо газа, к компонентам межзвёздной среды также относят межзвёздную пыль (около 1% от массы газа), межзвёздные магнитные поля и космические лучи. Возможно также присутствие невидимой небарионной тёмной материи (ещё не открытых новых частиц), которая проявляет себя в галактических масштабах через гравитационное взаимодействие.

Основные наблюдательные проявления межзвёздной среды:

1) Наличие светящихся туманностей ионизованного водорода (HII) вокруг горячих звёзд и отражательных газопылевых туманностей в окрестностях более холодных звёзд. Наблюдаются в оптическом диапазоне спектра.

2) Ослабление света звёзд (межзвёздное поглощение) в непрерывном спектре и отдельных линиях, а также покраснение света (селективное поглощение пылью); наличие непрозрачных («тёмных») туманностей.

3) Поляризация света далеких звёзд на пылинках межзвёздной среды, ориентированных вдоль крупномасштабного магнитного поля Галактики.

4) Тепловое ИК-излучение межзвёздной пыли в области десятков и сотен мкм (в зависимости от температуры пыли).

5) Мягкое рентгеновское излучение горячего разреженного газа, нагретого ударными волнами, возникающими при вспышках сверхновых и при истечении мощного звёздного ветра от молодых массивных ОВ-звёзд (т. н. корональный газ).

6) Радиоизлучение нейтрального водорода (HI) на длине волны 21 см и различных молекул в линиях сантиметрового и миллиметрового диапазона.

7) Излучение космических мазеров, «работающих» на молекулах H-2O, OH, метанола и др., возникающих преимущественно в холодных плотных областях звездообразования.

8) Синхротронное излучение релятивистских электронов в межзвёздных магнитных полях.

Пространственное распределение межзвёздной среды характеризуется сложной структурой, включающей отдельные компактные образования, холодные и тёплые облака, окружённые более горячим газом.

Основная особенность межзвёздной среды — её крайне низкая плотность. Типичные значения концентрации атомов — 0.1–1000 в см^3 , и при характерных скоростях около 10 км/с время столкновения между отдельными частицами достигает десятков тысяч лет. Это время на много порядков превышает характерные времена жизни атомов в возбуждённом состоянии (на разрешённых уровнях — порядка 10^−8 с). Следовательно, поглощённый атомом фотон успевает вновь излучиться в произвольном направлении, так что вероятность истинного поглощения неионизующих квантов атомами межзвёздной среды (когда энергия поглощённого фотона переходит в кинетическую энергию хаотического движения частиц) при каждом событии крайне мала. Однако это не препятствует возникновению абсорбционных линий в спектрах источников при прохождении их света сквозь межзвёздную среду.

Прозрачность газа межзвёздной среды для излучения определяет важнейшее физическое свойство межзвёздной плазмы — отсутствие термодинамического равновесия между веществом и излучением (в условиях термодинамического равновесия все прямые и обратные процессы идут с одинаковыми скоростями, и существует только одно значение температуры, которое определяет физическое состояние среды). В межзвёздной среде концентрация атомов мала, оптические толщины малы, и условия термодинамического равновесия не выполняются. Это приводит к двум важным следствиям:

1) Температура излучения, пронизывающего межзвёздную среду (в основном, излучение от звёзд), не соответствует температуре среды. При этом электронная и ионная температуры плазмы могут сильно отличаться друг от друга в нестационарных процессах, поскольку обмен энергиями между этими частицами при их столкновениях происходит очень медленно.

2) Распределение числа атомов и ионов по населённостям уровней определяется балансом процессов ионизации и рекомбинации, однако в отличии от локального термодинамического равновесия не выполняется принцип детального баланса. Например, в корональном приближении (предел низкой плотности частиц; название происходит от физического состояния плазмы в солнечной короне) ионизация атомов производится электронным ударом, а снятие возбуждения после рекомбинации — спонтанными переходами с излучением. Другой пример: в областях ионизованного водорода и в квазарах газ ионизован жёстким УФ-излучением центрального источника, и населенность уровней определяется процессами излучательной рекомбинации. В подобных случаях прямые и обратные элементарные процессы имеют разную природу, поэтому условия далеки от равновесных.

Однако, несмотря на отсутствие термодинамического равновесия, даже в очень разреженной космической плазме со временем устанавливается максвелловское распределение частиц по скоростям, соответствующее температуре среды.

Таким образом, за исключением быстро развивающихся нестационарных процессов, понятие кинетической температуры среды вполне применимо к межзвёздному газу.

Межзвёздное пространство заполнено разреженным ионизованным и нейтральным газом и пылевой компонентой. Электромагнитное излучение при распространении в такой среде испытывает поглощение и рассеяние, что в значительной степени сказывается на возможностях наблюдений удалённых источников.

Отличительной характеристикой излучения, возникающего в оптически тонкой разреженной среде, является наличие в спектре запрещённых линий. Запрещённые спектральные линии — это линии, образующиеся при переходах в атомах с метастабильных уровней, т. е. запрещённые правилами отбора для электрических дипольных переходов. Характерное время жизни атома в метастабильном состоянии — от 10^−5 c до нескольких суток и более. При высоких концентрациях частиц (n ∼ 10^19 см^−3 в земной атмосфере, n(e) ∼ 10^16 см^−3 в солнечной фотосфере) столкновения частиц (т. н. удары второго рода) снимают возбуждение атомов, и запрещённые линии не наблюдаются из-за крайней слабости. Иное дело в межзвёздной среде.

При малых плотностях интенсивность излучения в линиях не зависит от вероятности перехода, которая равна обратному времени жизни возбуждённого электрона на метастабильном уровне, поскольку чем меньше вероятность перехода, тем больше число атомов находится в метастабильном состоянии. В условиях локального термодинамического равновесия относительная заселённость энергетических уровней ионов определяется формулой Больцмана, зависит от температуры, а не от концентрации свободных электронов, и экспоненциально спадает для высоких уровней. Если локального термодинамического равновесия нет, то заселённость энергетических уровней следует рассчитывать из баланса элементарных процессов возбуждения и деактивации.

Важнейшим компонентом межзвёздной среды, во многом определяющим её динамику, является крупномасштабное магнитное поле Галактики. Среднее значение магнитного поля вблизи плоскости Галактики — около 10^−6 Гс. В условиях космической плазмы магнитное поле в подавляющем большинстве ситуаций можно считать вмороженным в среду. Вмороженность магнитного поля означает сохранение магнитного потока через любой замкнутый проводящий контур при его деформации. В лабораторных условиях магнитный поток можно считать сохраняющимся в средах с высокой электропроводностью σ.

Движение идеально проводящей среды удобно интерпретировать в терминах «вмороженности» магнитного поля в среду. Действительно, если движущийся проводник пересекает силовые линии магнитного поля, в нём возбуждается ЭДС, препятствующая изменению магнитного потока, а потому идеальный проводник своим движением должен увлекать силовые линии магнитного поля так, как если бы они были в него «вморожены». Идеально проводящая плазма движется так, как если бы её частицы были «приклеены» к проходящим сквозь неё силовым линиям магнитного поля (но могут двигаться вдоль силовых линий).

Реальная космическая плазма далеко не идеальна, поэтому «вмороженность» магнитного поля в плазму следует понимать в том смысле, что требуется большое время для изменения магнитного потока через проводящий контур при его деформациях. Иными словами, нужно сравнивать время диссипации магнитного поля из-за конечной электрической проводимости плазмы с характерным масштабом времени рассматриваемого физического процесса (временем сжатия облака газа, периодом его вращения и т. д.).

Прозрачность отдельных областей межзвёздной среды для жёсткого электромагнитного излучения и быстрых заряженных частиц (космических лучей) определяет специфику нагрева и охлаждения газа. Энергия, выделившаяся в какой-либо области пространства, уносится электромагнитными квантами на большие расстояния, поэтому межзвёздная среда охлаждается по всему объёму.

Важнейшие физические процессы, нагревающие межзвёздный газ

Ультрафиолетовое излучение звёзд (фотоионизация). Квант с энергией E = hν ионизует электрон с уровня i, при этом кинетическая энергия образующегося свободного электрона при столкновениях переходит в энергию хаотических движений частиц. Газ нагревается.

Хотя межзвёздный газ состоит преимущественно из водорода, который можно ионизовать с основного уровня только жёстким УФ излучением, в качестве небольших примесей в нем присутствуют и более легко ионизуемые элементы (элементы-доноры): калий, кремний, сера, железо и некоторые другие. Они перехватывают УФ фотоны звёзд, для которых водород остается прозрачным, и поэтому играют очень важную роль в установлении теплового баланса холодного газа.

Нагрев ударными волнами. Ударные волны возникают при процессах, происходящих со сверхзвуковыми скоростями (в межзвёздной среде скорость звука в нейтральном газе около 10 км/с в областях HI и 1 км/с в плотных облаках). Это имеет место при сбросе оболочек звёзд, при вспышках сверхновых, при наличии сверхзвуковых турбулентных движений и т. д. За фронтом ударной волны кинетическая энергия направленного движения частиц переходит в энергию хаотического движения (термализуется). При этом достигаются огромные температуры (до миллиарда градусов внутри молодых остатков сверхновых), причем основная энергия приходится на движение тяжёлых ионов (характеризуется ионной температурой). Температура лёгкого электронного газа значительно ниже, но постепенно из-за кулоновских взаимодействий происходит выравнивание ионной и электронной температуры.

Если в плазме есть магнитное поле (а это практически всегда так), основную роль в выравнивании электронной и ионной температуры играют процессы плазменной турбулентности, возникающей из-за многочисленных неустойчивостей, и коллективные процессы (бесстолкновительные ударные волны). При этом электронная и ионная температуры могут сравняться за время много короче времени кулоновских взаимодействий электронов и ионов.

Нагрев газа проникающей радиацией и космическими лучами. Анализ прохождения радиоимпульсов пульсаров сквозь межзвёздную среду даёт среднюю концентрацию электронов в ней n(e) ∼ 0.03–0.1 см^−3 , что значительно выше, чем можно было бы ожидать, исходя из плотности УФ излучения, способного ионизовать газ, даже если принять во внимание существование элементов-доноров. Выяснилось, что основным источником ионизации среды с температурой ниже 10 тысяч градусов может быть диффузное рентгеновское излучение, рождаемое горячим газом, и космические лучи. Особенно эффективно нагрев осуществляется частицами мягких космических лучей. Нагрев происходит при кулоновском взаимодействии заряженных частиц со средой, а также через вторичные свободные электроны, образующиеся при ионизации среды быстрыми частицами.

Нагрев газа жёстким электромагнитным излучением (рентгеновскими и гамма-квантами). Осуществляется в основном вторичными электронами при фотоионизации и при комптоновском рассеянии.

Основные механизмы охлаждения газа

Почти во всех случаях объёмное охлаждение межзвёздной среды происходит за счёт уноса энергии фотонами, для которых среда прозрачна. Теплопроводность неэффективна из-за малости градиентов температур в больших объёмах (исключение — фронты ударных волн и границы фаз с резко различающимися температурами). Охлаждение возникает, когда излучение рождается за счёт тепловой энергии частиц и кванты света уходят из рассматриваемого объёма межзвёздной среды, унося энергию. Это происходит при излучении фотонов как в спектральных линях (разрешённых или запрещённых), так и в непрерывном спектре.

Свободно–свободное (тормозное) излучение. Возникает при движении электрона в поле иона и имеет непрерывный спектр.

Добавление тяжёлых ионов, обладающих более высоким электрическим зарядом, увеличивает эффективность охлаждения.

Рекомбинационное излучение. При радиативной рекомбинации (т. е. сопровождающейся рождением кванта) кинетическая энергия рекомбинирующего электрона обычно составляет малую долю энергии испускаемого фотона, так как большая часть энергии фотона выделяется за счёт внутренней энергии образующегося иона, а не тепловой энергии. Поэтому радиативная рекомбинация малоэффективна для уменьшения тепловой энергии среды. Тем не менее, как показывают детальные расчёты, мощность излучения единицы объема из-за радиативной рекомбинации для равновесной среды превосходит потери на тормозное излучение .

При T ∼ 10^5 K и выше в механизме охлаждения становится существенной диэлектронная рекомбинация. Диэлектронная рекомбинация иона происходит в два этапа — сначала рекомбинирующий энергичный электрон возбуждает атом (ион) так, что образуется неустойчивый ион с двумя возбуждёнными электронами и положительной полной энергией. Это состояние неустойчиво: либо процесс идет в обратном направлении с испусканием свободного электрона и образованием невозбужденного иона (т. н. автоионизация), либо происходит излучение фотона (обычно с энергией, близкой к энергии резонансных переходов), и полная энергия иона оказывается отрицательной. Скорость диэлектронной рекомбинации начинает преобладать над радиативной при высоких температурах T > 10^5 K. В отличие от радиативной рекомбинации, при каждой диэлектронной рекомбинации из среды уносится энергия порядка потенциала ионизации соответствующего иона. В процессе радиативной рекомбинации захватываются преимущественно медленные электроны с энергией меньше средней энергии при данной температуре (так что среда при этом не охлаждается, а нагревается), в то время как для диэлектронной рекомбинации электрон сначала должен возбудить атом (т. е. передать ему энергию порядка потенциала ионизации), поэтому диэлектронная рекомбинация осуществляется преимущественно самыми быстрыми электронами с энергией выше средней. В этом физическая причина охлаждения среды. При низких температурах рекомбинационное излучение преобладает над тормозным.

Двухфотонное излучение. Возникает при запрещённых переходах с резонансных уровней 2s(1/2) → 1s(1/2) с излучением двух фотонов в водороде и водородоподобных ионах и с 2^1S(0) уровня в гелии и гелиеподобных ионах (распад других метастабильных уровней происходит преимущественно с испусканием одного фотона). Суммарная энергия фотонов соответствует разности энергии между двумя уровнями, но каждый из фотонов не имеет фиксированной энергии и (в случае водорода) образуется непрерывное излучение с длиной волны больше, чем у линии Лайман-альфа. Такие кванты не способны возбудить водород из основного состояния и свободно уходят из среды. Возбуждение метастабильных уровней происходит в основном за счёт электронных ударов.

Двухфотонное излучение важно при формировании непрерывных спектров зон НII. Оно играет особенно большую роль при охлаждении горячей космической плазмы с температурой T = 10^6 − 10^8 K (например, в молодых остатках сверхновых).

Обратное комптоновское рассеяние. Этот процесс существенен для охлаждения плазмы, в которой могут находиться очень быстрые релятивистские электроны.

Комптоновское охлаждение обычно доминирует в очень сильно ионизованной высокотемпературной плазме вблизи источников мощного рентгеновского излучения. Этот механизм взаимодействия излучения с веществом преобладал в ранней Вселенной до рекомбинации. Для обычных условий в межзвёздной среде им можно пренебречь.

Из-за обратного комптоновского охлаждения тепловую нерелятивистскую плазму нельзя нагреть одним лишь излучением до температур выше kT ∼ e/4. Если температура плазмы много больше температуры излучения, характерное время комптоновского охлаждения не зависит от температуры, а определяется только плотностью энергии поля излучения.

Излучение в спектральных линиях. Охлаждение происходит при излучении квантов с уровней, заселенных при возбуждении электронным ударом. При рекомбинационном заселении уровней температура среды не уменьшается, т. к. рекомбинационными квантами уносится лишь внутренняя энергия ионов. Спектральный диапазон, в котором происходит основное охлаждение в линиях, определяется температурой — чем энергичнее фотон, тем больше энергии он уносит, но тем больше должна быть температура газа, чтобы возбудить соответствующий переход. Излучение при ударном возбуждении атомных уровней — это основной механизм охлаждения межзвёздной среды с T < 10^5 K.

Ионизация электронным ударом. Это специфический для разреженной среды безызлучательный процесс охлаждения. Тепловая энергия расходуется на отрыв электрона и запасается в виде внутренней (не тепловой) энергии связи ион–электрон, а затем высвечивается при рекомбинациях. В стационарном случае затраты энергии на ударную ионизацию равны внутренней энергии системы ион–электрон, высвечиваемой при рекомбинациях.

Во многих ситуациях (особенно вблизи источников мощного жёсткого излучения, например вблизи ядер активных галактик) существенным процессом является фотоионизация.

Облака нейтрального водорода НI и тепловая неустойчивость межзвёздной среды

Наблюдения показывают, что нейтральный водород не заполняет равномерно межзвёздную среду, а находится преимущественно в одной из двух фаз — относительно плотных (n ∼ 10^1 –10^2 см^−3 ) холодных (T ∼ 100 K) облаков и разреженной межоблачной среды (n ∼ 0.1–1 см^−3 , T ∼ 10^3 –10^4 K). Это в значительной степени обусловлено тепловой неустойчивостью межзвёздной среды, вызванной немонотонной зависимостью давления от плотности вещества P (n) в условиях межзвёздной среды. Другая причина неоднородностей среды — турбулентный характер движения газа, при котором непрерывно возникают и исчезают более плотные и более разреженные области. В результате тепловой неустойчивости первоначально однородная равновесная среда может разделиться на две фракции — более плотную и холодную и более горячую и разреженную.

Для того, чтобы в межзвёздной среде имела место тепловая неустойчивость и возникали две динамически равновесные фазы газовой среды, отличающиеся в десятки раз по плотности и температуре, требуется, чтобы давление межзвёздной среды было заключено между экстремумами функции P (n). В общем случае, это условие может и не выполняться, но в природе, по-видимому, действует механизм саморегуляции, стремящийся удержать давление в требуемых пределах.

В реальных условиях межзвёздной среды ситуация оказывается сложной. Во-первых, магнитное поле, вмороженное в газ, препятствует его сжатию, если только оно не происходит вдоль линий индукции поля, и это обстоятельство существенно везде, где поле сохраняет упорядоченный характер. В этом случае сжатие газа при развитии неустойчивости происходит преимущественно вдоль поля, плотность газа растет значительно медленнее, чем при сжатии по всем трём измерениям, и для образования даже небольших облаков требуются десятки миллионов лет, а за это время баланс между нагревом и охлаждением может измениться. Во-вторых, межзвёздная среда находится в непрерывном движении и её локальные свойства непрерывно меняются, в ней появляются новые источники энергии и исчезают старые, претерпевают сильные изменения как темпы нагрева, так и темпы охлаждения среды, так что условие теплового равновесия в данной области может просто не выполняться или выполняться лишь очень приблизительно. Поэтому часть газа всегда будет находиться в состоянии, далёком от равновесия, то есть не лежать на равновесной кривой P(n).

В зависимости от конкретных ситуаций в образовании облаков газа играет роль не только тепловая, но и другие неустойчивости (гравитационная, магнитогидродинамическая). Большую роль в образовании более и менее плотных областей межзвёздной среды играет также характер движения газа, например, его турбулентность, а также сжатие при распространении ударных волн от сверхновых или возникающих при прохождении газа через спиральные ветви Галактики.

Ионизованный водород и зоны НII

Водород — самый распространенный элемент межзвёздной среды. Потенциал его ионизации с основного уровня χ ≈ 13.6 эВ, поэтому он может быть ионизован только излучением с длиной волны меньше предела лаймановского континуума.

Помимо ионизации фотонами, возможна ионизация электронным ударом.

Следует иметь в виду, что эффективное сечение столкновения электрона с нейтральным атомом, приводящее к его ионизации, значительно больше, чем эффективное сечение рекомбинации. Физическая причина этого состоит в том, что «статистический вес» (совокупность возможных состояний) свободного электрона в окружающем газе намного выше, чем электронов в связанном состоянии — при прочих равных условиях «найти» свободное место в континууме электрону гораздо легче, чем осуществить обратный переход в состояние с небольшим «статвесом».

Области ионизованного водорода (зоны НII) — самый распространённый вид эмиссионных туманностей, возникающих вокруг горячих звёзд. В них имеет место практически полная ионизация водорода УФ излучением. Яркие гигантские зоны HII, отлично видимые даже в других галактиках, являются индикаторами зон активного звездообразования, где много молодых горячих звёзд высокой светимости.

Объём зоны HII определяется мощностью УФ излучения центрального источника и как правило резко ограничен. Толщина переходной области порядка 0.1/n(e) пк, в сотни раз меньше характерных размеров самой туманности.

Горячий, или «корональный» газ

Наиболее горячий — корональный — газ занимает существенную долю объёма пространства. Картина его распределения в диске Галактики очень сложна и должна сравнительно быстро меняться (за десятки миллионов лет). Горячий газ заполняет гигантские полости, образуя своего рода пузыри. Они медленно меняют форму и размеры, сливаются или соединяются туннелями («коридорами»), сжимают окружающий более холодный газ. Плотность газа в пузырях крайне мала, поэтому объёмы, заполняемые газом, можно рассматривать как пустоты в более плотной среде, но при этом высокая температура газа поддерживает внутреннее давление на уровне, примерно равном внешнему. Наиболее крупные образования принято называть «сверхпузырями» («superbubbles»). Их размер составляет несколько сотен парсек. Под действием архимедовой силы со стороны окружающего более плотного газа лёгкие «пузыри» могут покидать диск, поднимаясь высоко над плоскостью Галактики. Если бы Галактика имела значительно меньшую массу, горячий газ мог бы покидать её навсегда (что наблюдается в некоторых карликовых галактиках с интенсивным звездообразованием).

Горячий газ представляет собой высокоионизованную плазму с температурой до миллиона градусов, практически не содержащую нейтральных атомов. Эта плазма, распространяясь в пространстве, обтекает со всех сторон холодные газовые облака, которые, таким образом, оказываются внутри «пузырей», и медленно испаряются под действием горячего окружения, сжимаясь внешним давлением. Газ с промежуточной температурой между межоблачным газом (10^4 K) и корональным газом (10^5 K) практически отсутствует. Это объясняется тем, что из-за очень эффективного охлаждения при температурах, превышающих 2 · 10^4 K газ может сохранять высокую температуру достаточно долго только при очень низкой плотности. Но рано или поздно разреженный газ также остывает и сжимается, переходя в фазу межоблачного газа.

Большие пузыри горячего газа образуются в результате резкого нагрева газа и последующего расширения при множественных вспышках сверхновых в молодых звёздных комплексах или в результате звёздного ветра — мощного истечения газа, сбрасываемого большим числом молодых массивных звёзд. Наблюдают горячий газ в мягком рентгеновском диапазоне (сотни эВ), где механизмом излучения газа являются свободно–свободные переходы, и в УФ линиях высокоионизованных элементов.

Солнечная система находится вблизи границы одного из горячих пузырей, источником которого предположительно является активность звёзд в молодом звёздном комплексе в созвездиях Скорпиона и Центавра на расстоянии нескольких сотен парсек от нас.

Молекулярные облака

Внутри протяжённых областей нейтрального водорода HI с характерной концентрацией атомов ( ≈10 см^−3) часто наблюдаются плотные холодные облака молекулярного водорода, наиболее массивные из которых — гигантские молекулярные облака имеют массу, превышающую 10^5 с.м. и характерные размеры до 40 пк. В них сосредоточена основная часть молекулярного газа H-2 (вещество - водород) (полная масса молекулярного газа в Галактике оценивается в 2•10^9 с.м.).

Гигантские молекулярные облака - самые массивные гравитационно-связанные объекты в Галактике. Большинство из них сосредоточено в кольце на расстоянии от 4 до 8 кпк от центра Галактики. Они встречаются как в спиральных рукавах, так и (реже) между ними. Облака имеют неправильную форму и неоднородны, в них есть холодные уплотнения (ядра) с n ∼ 100–1000 г/cм^3, T ≈ 10 K, размером в ∼ 0.3–1 пк. Молекулярные облака меньшей массы образуют плотные глобулы (глобулы Бока), видимые как чёрные пятна на фоне Млечного Пути или областей HII (например, Конская Голова или Угольный Мешок), с массами до нескольких сотен с.м. В некоторых из них (как и в гигантских молекулярных облаках) наблюдаются признаки звездообразования.

В молекулярных облаках обнаружены более 100 различных молекул. После H-2 наиболее обильна молекула CO.

Космические мазеры

Космические мазеры - нетепловые источники радиоизлучения, в которых тепловая эмиссия газа в спектральных линиях молекул усиливается за счёт преобладания индуцированного излучения над поглощением. Мазерные источники отличаются высокой яркостной температурой и высокой степенью поляризации в линиях.

Мазерные источники обычно ассоциируются либо с областями звездообразования, где они представляют собой скопления маленьких (1–10 а.е.) газовых образований, образующих «гнёзда» с размерами 10^16 –10^17 см, либо с областями вблизи активных ядер галактик (т. н. мегамазеры). Полная светимость в мазерной конденсации составляет 10^28 –10^31 эрг/с, а в случае мегамазеров может достигать 10^35 эрг/с. Это означает, что в узком спектральном диапазоне космические мазеры излучают 10^44 –10^51 «радиофотонов» в секунду. Концентрация частиц газа в космических мазерах составляет 10^7 –10^11 см^−3 , массы космических мазеров в областях звездообразования порядка масс планет, 10^27 –10^30 г (возможно, они связаны с протопланетными сгущениями). Более слабые космические мазеры встречаются в областях взаимодействия оболочек сверхновых с молекулярными облаками и в околозвёздных оболочках вокруг старых звёзд-гигантов поздних спектральных классов с сильным истечением вещества.

Для функционирования космических мазеров необходима, как и в случае лабораторных лазеров, инверсная заселённость атомных уровней (отрицательный коэффициент поглощения). Высокая мощность выходящего излучения возникает за счёт индуцированных переходов с верхнего метастабильного уровня «2» на нижний «1», стимулированных фотонами, которые рождаются в среде за счёт тепловой энергии (столкновение атомов, рекомбинация). Индуцированное излучение возникает на той же частоте и с той же фазой и распространяется в ту же сторону, что и вызвавший его фотон.

Накачка и сток энергии в космических мазерах осуществляется либо через радиативные R или столкновительные C процессы, либо за счёт химических процессов. В последнем случае образуется молекула в возбуждённом состоянии или же разрушается молекула на нижнем сигнальном уровне в процессе химической реакции. Лабораторный пример такого рода — эксимерные лазеры на неустойчивых соединениях благородных газов He-2 или Xe-2.

При R-стоке важно, чтобы кванты стока «2»—1 свободно выходили из мазерного источника, иначе возникнет термализация уровней (заселенность уровней будет стремиться к больцмановскому распределению, как в условиях локального термодинамического равновесия). Для мазера со столкновительной накачкой необходимо, чтобы накачка и сток энергии осуществлялись частицами с разными энергиями. Такие неравновесные условия возможны в ударных волнах, где температуры электронов и атомов (молекул) могут значительно отличаться.

Космические лучи и синхротронное излучение

Космическими лучами (КЛ) называют заряженные частицы высокой энергии (от 10^8 до ∼ 3 · 10^20 эВ), приходящие либо от Солнца, либо из межзвёздного пространства. По своим физическим свойствам космические лучи представляют собой сильно разреженный релятивистский газ, частицы которого практически не взаимодействуют друг с другом, но могут сталкиваться с частицами межзвёздной среды и взаимодействуют с межзвёздным магнитным полем. В космических лучах преобладают протоны, но имеются также электроны, альфа-частицы и ядра более тяжёлых элементов с зарядом до Z ∼ 30.

Поток космических лучей вблизи Земли сравнительно мал, около 1 частицы/(см^2 ·c), однако плотность энергии U(cr) ∼ 1 эВ/см^3 сравнима с плотностью суммарного электромагнитного излучения звёзд в Галактике, или с плотностью энергии теплового движения межзвёздного газа и кинетической энергии его турбулентных движений, а также со средней плотностью энергии (B^2 /8π) магнитного поля вблизи плоскости Галактики.

Поток космических лучей сверхвысоких энергий (выше 10^18 эВ) крайне мал, около 1 частицы/(км^2 ·100 лет). Такие частицы приходят из межгалактического пространства, однако их происхождение и природа представляет собой одну из нерешённых проблем современной астрофизики и физики частиц.

Взаимодействие космических лучей с веществом осуществляется по каналу сильного взаимодействия. При попадании протона космического луча в ядро он взаимодействует не с ядром в целом, а с отдельными нуклонами ядра, т. к. длина волны де Бройля релятивистского протона с энергией E > 100 ГэВ много меньше размеров ядра. При рассеянии на нуклонах ядра возникают вторичные нуклоны и заряженные пионы, которые в свою очередь рождают частицы при соударениях с ядрами до тех пор, пока энергия, приходящаяся на одну частицу, не упадёт ниже порога рождения пионов (около 1 ГэВ). В результате первоначальная энергия частицы космического луча переходит в энергию пионов, странных частиц, нуклонов и антинуклонов (т. н. процесс пионизации). Вторичные протоны при столкновениях теряют энергию на ионизацию и тормозятся до полной остановки. Нейтральные пионы распадаются на два гамма-кванта π^0 → 2γ за время ≈ 10^−16 c. Заряженные пионы распадаются на мюоны и мюонное нейтрино, нейтрино уходят из Галактики, а заряженные мюоны образуют при распаде электроны, позитроны и нейтрино.

Взаимодействие космических лучей с излучением осуществляется через обратное комптоновское рассеяние и при фоторождении пионов и электрон-позитронных пар. Вселенная заполнена чернотельным реликтовым излучением с температурой T = 2.73 К и плотностью энергии ≈ 0.45 эВ/см^3 (случайно совпадающей с галактической плотностью энергии космических лучей в околосолнечном пространстве). Протоны сверхвысоких энергий не могут приходить с расстояний больших, чем 30–50 Мпк (местное сверхскопление галактик). Рождение электрон-позитронных пар имеет на два порядка большее сечение, однако уносимая энергия в m(π)/m(e) ≈ 200 раз меньше, и в результате процесс торможения быстрого протона за счёт фоторождения пар в 6 раз менее эффективен, чем за счёт фоторождения пионов.

В запутанном магнитном поле траектория отдельной частицы космического луча похожа на броуновское блуждание, поэтому говорят о диффузном распространении космических лучей в Галактике. Однако для космических лучей с энергиями > 10^17 эВ ларморовский радиус превосходит характерные размеры диска Галактики (100 кпк). Эти частицы «не чувствуют» магнитное поле Галактики (а внегалактическое крупномасштабное магнитное поле намного слабее галактического) и движутся практически по прямой от источника.

Наиболее существенно присутствие магнитного поля сказывается на электронной компоненте космических лучей. При движении релятивистского электрона в магнитном поле возникает синхротронное излучение. В отличие от нерелятивистского электрона, магнитотормозное излучение которого происходит на нерелятивистской гирочастоте, один релятивистский электрон c энергией E = γm(e)^c2 излучает на многих частотах.

Синхротронное излучение — это проявление общего закона электродинамики, согласно которому любая ускоренно (замедленно) движущаяся заряженная частица рождает электромагнитные волны. Мощность синхротронного излучения одной частицы зависит от ускорения, сообщаемого ей полем. Поскольку протоны имеют массу на 3 порядка большую, чем электроны, их вклад в общее синхротронное излучение космических лучей, как правило, пренебрежим.

Проблема происхождения и ускорения космических лучей сверхвысоких энергий

Космические лучи должны, очевидно, ускоряться каким-либо нетепловым механизмом, т. к. температура даже в центрах самых массивных звёзд не превышает нескольких десятков кэВ. По современным представлениям наиболее вероятным механизмом ускорения электронной и протонной компоненты космических лучей до высоких энергий является статистический механизм ускорения частиц на фронтах ударных волн, порождённых вспышками сверхновых в межзвёздной среде или выбросом вещества из активных ядер галактик. Суть этого механизма состоит в том, что при многократных случайных столкновениях частицы с массивными облаками (точнее, при отражении заряженной частицы от «магнитных зеркал», связанных с локальным увеличением магнитного поля), которые движутся с относительной скоростью V«c (стремящейся к скорости света), энергия частицы после многих столкновений в среднем возрастает на величину ΔE/E ≈ 4(V /c)^2 (т. н. ускорение Ферми 2-го рода). В результате формируется степенной спектр распределения частиц по энергиям. Механизм наиболее эффективен, когда преобладают лобовые столкновения, т. к. тогда при каждом столкновении относительное увеличение энергии частицы (ΔE/E ∼ V /c (ускорение Ферми 1-го рода). Ускорение Ферми первого рода может происходить при многократном пересечении частицей фронта ударной волны из-за рассеяния на неоднородностях магнитного поля перед и за фронтом ударной волны.

Другой механизм ускорения — электромагнитный, когда заряженная частица ускоряется в электрическом поле. Статические электрические поля невозможны в плазме из-за её высокой электропроводности — всякое отклонение от электронейтральности в плазме вызывает ток, экранирующий поле. Однако в нестационарных электромагнитных полях ускорение частиц возможно до очень высоких энергий.

Рождение плазмы в магнитосфере пульсара приводит к экранированию продольного электрического поля вблизи полярных шапок нейтронной звезды, поэтому ускорение частиц до очень высоких энергий пульсарами невозможно.

Для ускорения заряженных частиц до сверхвысоких энергий ∼ 10^20 эВ требуются или источники больших размеров, или компактные источники со сверхвысокими магнитными полями (например, нейтронные звёзды).

Звёзды

Звёзды — это массивные самогравитирующие шары из полностью или частично ионизованного газа, находящиеся в гидростатическом равновесии (или вблизи него). Источником тепловой энергии звезды являются или являлись в прошлом термоядерные реакции в её недрах. На стадии формирования и на поздних этапах эволюции звезды основную роль в её нагреве могла играть гравитационная энергия, выделяемая при сжатии. По своему физическому состоянию звёзды можно разделить на нормальные, состоящие из невырожденного вещества (идеального газа), в недрах которых идут термоядерные реакции синтеза, и вырожденные (белые карлики, нейтронные звёзды), динамическое равновесие которых поддерживается давлением газа квантово-механически вырожденных фермионов (электронов в случае коричневых и белых карликов или нейтронов в случае нейтронных звёзд). К особому классу следует отнести чёрные дыры, которые в обычном смысле звёздами не являются. Маломассивные коричневые карлики относятся к промежуточному классу самогравитирующих объектов, расположенных по массе между звёздами и планетами. Белые карлики, нейтронные звёзды и чёрные дыры объединяют общим названием «компактные остатки», т. к. они являются конечными продуктами эволюции обычных звёзд. Полное число звёзд и их остатков в нашей Галактике ∼ 10^11 .

Нормальные звёзды

По своим свойствам они могут сильно отличаться друг от друга, однако их основными характеристиками, определяющими строение и эволюцию, являются всего три: начальная масса, химический состав (содержание гелия и более тяжёлых элементов по отношению к водороду) и возраст.

Массы звезд лежат в пределах от ∼ 0.08 до ∼ 100 с.м., причём чем больше масса звёзд, тем реже они встречаются.

Нижний предел связан с невозможностью протекания термоядерной реакции синтеза гелия из водорода при малых значениях массы, верхний — с определяющей ролью давления излучения в очень массивных звёздах и с развитием пульсационных неустойчивостей, которые могут привести к сбросу избытка массы.

Химический состав звёзд (главным образом, содержание металлов) определяет коэффициент поглощения вещества звезды, что сказывается на всех её параметрах: радиусе, центральной температуре и скорости протекания ядерных реакций. По своему химическому составу звёзды делятся на два больших класса (населения). К населению I типа относят звёзды с химическим составом, близким к солнечному (на долю элементов тяжелее гелия приходится около 2% по массе). Это звёзды дисковой составляющей нашей и других спиральных галактик, например, звёзды, входящие в состав молодых рассеянных скоплений. К населению II типа относятся звёзды бедные тяжёлыми элементами (содержание элементов тяжелее гелия не превышает нескольких десятых долей процента по массе). Это старые маломассивные звёзды (как красные карлики, так и красные гиганты), расположенные в сферической составляющей нашей и других спиральных галактик, например, входящие в состав старых шаровых скоплений. Газ, из которого образуются звёзды населения I, частично является продуктом эволюции звёзд населения I и II, и поэтому более обогащен тяжёлыми химическими элементами, возникшими при ядерной эволюции звёзд предыдущих поколений и в предшествующих вспышках сверхновых. Наше Солнце принадлежит к населению I типа. Существование звёзд, состоящих целиком из первичного вещества, не прошедшего ядерной переработки (население III), является предметом научного поиска. Пока известно лишь несколько звёзд небольшой массы, находящихся в гало нашей Галактики, которые практически полностью лишены тяжёлых элементов.

Химический состав звёзд определяется по их спектрам. Спектр выходящего излучения из атмосферы звезды зависит от физического состояния плазмы и её химического состава (через коэффициенты излучения и поглощения) и параметров звезды — её массы и радиуса (через ускорение свободного падения в атмосфере).

По своим спектральным свойствам звёзды подразделяются на спектральные классы, обозначаемые буквами O, B, A, F, G, K, M (основные спектральные классы) и L, T (дополнительные спектральные классы для коричневых карликов) в порядке убывания эффективной температуры (точнее, температуры, соответствующей данному ионизационному состоянию вещества в области формирования спектральных линий) от ≥30000 K до ≤1000 K. Одному и тому же спектральному классу могут соответствовать звёзды разных размеров.

Удобным графическим представлением состояния звезды оказалась введённая в начале ХХ века диаграмма цвет–светимость (или светимость-эффективная температура), называемая диаграммой Герцшпрунга–Рессела.

На этой диаграмме наиболее отчётливо прослеживается главная последовательность (V), выделяются ветви гигантов (II, III), субгигантов (IV) и сверхгигантов (Ia, Ib), а также ветвь субкарликов (VI) и белых карликов (VII). Звёзды главной последовательности наиболее многочисленные, т. к. это звёзды, в недрах которых идёт термоядерное горение водорода. Это самая продолжительная стадия эволюции звезды. Последующие эволюционные стадии вплоть до образования компактного остатка по длительности составляют около 10% времени жизни звезды на главной последовательности.

Возраст звёзд оценивается из теории звёздной эволюции, чаще всего по положению на диаграмме ГР, поскольку оно меняется в течение жизни звезды.

В нашей Галактике, как и в других галактиках, наблюдаются звёзды самых различных возрастов — от находящихся ещё на стадии образования до старых звёзд с возрастом 10–14 млрд.лет. Возраст старых звёзд из-за их медленной эволюции оценивается с большой ошибкой (несколько млрд. лет). Возраст Солнца считается равным примерно 5 млрд. лет.

Масса, химический состав и возраст определяют положение звезды на диаграмме ГР, а, следовательно, и такие характеристики звёзд как эффективная температура и размер.

Размер одиночных звёзд оценивается либо по закону Стефана–Больцмана, либо на основании прямых интерферометрических измерений угловых размеров (только для близких звёзд). Для некоторых звёзд удаётся оценить размер по анализу интерференционной картины изменения потока при их затмении диском Луны. В затменных двойных системах размер компонентов может быть определен по форме кривой блеска.

Интервал значений размеров звёзд фантастически велик — от величины порядка 10–20 км для нейтронных звёзд до размеров, сопоставимых с размерами всей Солнечной планетной системы для красных сверхгигантов.

После выгорания водорода звезда отходит от главной последовательности в сторону красных гигантов. При этом радиус фотосферы звезды быстро увеличивается, эффективная температура падает. Источник энергии красных гигантов — горение водорода в слое, окружающем гелиевое ядро. На более поздних стадиях эволюции в ядре звезды происходит горение гелия и его превращение в углерод, кислород, а в наиболее массивных звёздах — и в более тяжёлые элементы, вплоть до элементов группы железа. Термоядерные реакции горения каждого следующего элемента происходят во всё возрастающем темпе. Для звёзд с начальной массой < 8 − 10 с.м. ядерная эволюция звезды заканчивается значительной потерей массы и образованием белого карлика после медленного истечения оболочки красного гиганта в окружающую среду. Сброшенная оболочка красного гиганта часто наблюдается в виде планетарной туманности вокруг горячего вырожденного ядра, впоследствии остывающего и образующего белый карлик. Более массивные звёзды взрываются как сверхновые, обычно находясь на стадии красного сверхгиганта. Но в зависимости от химического состава вспышка сверхновой может произойти и на стадии голубого сверхгиганта. В результате вспышек сверхновых образуются сверхплотные нейтронные звёзды или чёрные дыры. Масса нейтронной звезды не превышает 3 с.м .

Образование звёзд

Звёзды образуются в результате гравитационной (джинсовской) неустойчивости в холодных плотных молекулярных облаках. Поскольку и силы гравитации, и силы упругости газового давления растут с увеличением плотности вещества, но по разным законам, в случае облаков достаточно большой массы и низкой температуры может проявиться гравитационная неустойчивость, приводящая к сжатию облака.

По мере сжатия плотность обособившейся области возрастает, джинсовская длина волны уменьшается и появляется возможность фрагментации среды на мелкомасштабные образования. Поэтому звёзды всегда рождаются группами (в кратных системах, скоплениях, ассоциациях).

Минимальная джинсовская масса фрагментов определяется нарушением условия прозрачности сжимающегося облака для излучения, благодаря которому происходит охлаждение газа. Но с ростом плотности растёт непрозрачность облака (в основном из-за примеси пыли), поэтому минимальная джинсовская масса определится именно непрозрачностью. Расчёт показывает, что минимальная джинсовская масса составляет порядка 13 масс Юпитера. Минимальные массы субзвёздных коричневых карликов, измеренные в двойных системах, примерно вдвое выше этого предела.

Эта идеализированная картина усложняется тем, что в ней не учтена первоначальная неоднородность среды, её вращение и замагниченность. Поскольку сжатие происходит быстрее в областях повышенной плотности, в газовом облаке, которое эволюционирует в одиночную звезду, формируется более плотное и быстро сжимающееся ядро, окруженное протяжённой более разреженной (но также неоднородной и сжимающейся) оболочкой.

До тех пор, пока центральная температура и плотность недостаточны для начала термоядерных реакций синтеза, при квазиравновесном сжатии происходит выделение гравитационной энергии, около половины которой, идёт на увеличение тепловой энергии, а остальная часть уносится излучением. Эта фаза эволюции называется стадией протозвезды или молодой звезды. Сжатие молодой звезды останавливается с началом термоядерных реакций превращения водорода в гелий, когда звезда оказывается на главной последовательности диаграммы ГР. В центральных областях субзвёздных коричневых карликов с массой менее ∼ 0.08 с.м. в ходе сжатия происходит кратковременное горение дейтерия, однако реакции превращения водорода в гелий (стадия главной последовательности) не наступают вовсе. Они сжимаются до нескольких тысяч км, и их дальнейшая эволюция полностью определяется медленным гравитационным сжатием и давлением вырожденного электронного газа.

Если бы гигантские молекулярные облака в Галактике свободно сжимались из-за гравитационной неустойчивости, то за время ∼ 10^6 лет большая часть молекулярного газа превратилась бы в звёзды. Так как полная масса молекулярного водорода в Галактике ∼ 10^9 с.м., то темп звездообразования составил бы 10^9 /10^6 = 10^3 с.м. в год. Однако наблюдаемое значение — несколько с.м. в год. Замедление звездообразования обусловлено факторами, препятствующими сжатию протозвёздных облаков, прежде всего, их вращением и магнитным полем (из-за вмороженности поля в космическую плазму - в космических условиях вмороженность поля даже в холодных молекулярных облаках оказывается хорошим приближением, т. к. из-за проникающих частиц космических лучей внутри молекулярных облаков есть малая доля электронов и ионов, обеспечивающих электропроводность). С другой стороны, сжатие газа стимулируют такие процессы, как ударные волны при расширении остатков вспышек сверхновых, турбулентность, спиральные волны плотности и звёздный ветер от горячих ОВ-звёзд; при этих процессах появляются области с локально повышенной плотностью газа, что способствует его более быстрому остыванию.

В простейшем случае, однородное вращающееся облако может сжиматься по всем направлениям только до определенного радиуса, зависящего от момента импульса.

При сохранении момента импульса с уменьшением расстояния растёт отношение энергии вращения к модулю гравитационной энергии, пока на экваторе не будет достигнуто центробежное равновесие. После этого экваториальное сжатие останавливается, и облако может продолжить сжатие только вдоль малой оси. При этом плотность облака возрастает в процессе сплющивания — до его фрагментации на отдельные части, обращающиеся вокруг центра масс. Поскольку большая часть момента импульса при этом перейдёт к орбитальному движению, возникшие фрагменты окажутся далекими от центробежного равновесия, и сами начнут испытывать трёхмерное сжатие, пока рост отношения энергии вращения к модулю гравитационной энергии вновь не остановит сжатие (если к этому времени не произойдет уменьшение момента импульса, например, из-за передачи его окружающей среде посредством вмороженного магнитного поля).

Учёт неоднородности облака, растущей в процессе сжатия, усложняет картину. Сжатие облака как целого возможно лишь при медленном вращении. При приближении отношения энергии вращения к модулю гравитационной энергии к единице облако перестаёт вращаться с постоянной угловой скоростью, и максимум плотности внутри облака оказывается на определённом расстоянии от оси вращения. Возникает широкое кольцо, которое дробится на сжимающиеся фрагменты.

При условии вмороженности в плазму магнитное поле может препятствовать сжатию.

Если магнитный поток сохраняется, то и критическое значение массы будет сохраняться. Это означает, что поле либо позволяет неограниченное сжатие, либо не позволяет никакого. Для типичных значений магнитной индукции в межзвёздных облаках критическое значение массы составляет тысячи и десятки тысяч масс Солнца. Таким образом, поле препятствует рождению одиночных звёзд, но не препятствует сжатию массы порядка массы звёздного скопления. Поле будет препятствовать и фрагментации — пока не уменьшится магнитный поток. Магнитный поток может уменьшиться за счёт конечной проводимости среды из-за процесса, получившего название амбиполярной диффузии. Поле «цепляется» только за заряженные частицы облака (редкие ионы и свободные электроны), и в процессе сжатия облака они будут «просачиваться» сквозь нейтральную среду, составляющую основную массу облака. Связь магнитного поля с нейтральными атомами осуществляется через столкновения атомов с ионами.

Характерное время диффузии неоднородного магнитного поля из межзвёздного облака вследствие этого процесса оказывается порядка t(d) ≈ 5 · 10^13 (лет) · (n(i) /n(H) ), где n(i) и n(H) концентрации ионов и атомов водорода. Оказывается, что свободные электроны и ионы присутствуют даже в очень холодной среде (n(i) /n(H) ≈ 10^−7 ) из-за ионизации космическими лучами и гамма-квантами от распада радиоактивных ядер. При этом время диффузии магнитного поля в ядрах молекулярных облаков составляет несколько миллионов лет, что по порядку величины сравнимо с временем свободного падения. Если облако поддерживается в гидростатическом равновесии (например, при турбулентном движении газа или вращении), то уменьшение магнитного потока в облаке из-за дрейфа ионов может стать весьма заметным, что будет способствовать сжатию. На микроскопическом уровне уменьшение потока магнитного поля связано с эффективным усилением диссипации поля из-за столкновений ионов с нейтральными атомами, вследствие чего уменьшается проводимость космической плазмы и нарушается условие вмороженности.

Стадии формирования звезды

Контракционная фаза

Если магнитное поле и тепловая энергия не являются помехами, то облако начинает сжиматься в шкале времени свободного падения √1/ Gρ. Поскольку хорошая прозрачность нейтрального вещества для фотонов позволяет сжатию происходить практически в изотермическом режиме, тепловое давление не препятствует сжатию. В процессе сжатия облако фрагментирует.

Пока газ имеет низкую плотность и температуру, он прозрачен для излучения, и рождающиеся фотоны низких энергий (ИК излучение) свободно выходят из облака, унося часть выделяемой при сжатии энергии. По мере роста плотности время свободного падения уменьшается, но рост плотности ведёт к уменьшению длины свободного пробега квантов и росту непрозрачности (в основном из-за поглощения ИК-фотонов пылью и молекулами), поэтому изотермическое сжатие постепенно сменяется на адиабатическое, и облако приходит в равновесное состояние, устойчивое к фрагментации. Температура протозвезды растёт, и её вещество становится ионизованным.

Заметим, что в процессах диссоциации и ионизации энергия затрачивается на разрыв молекулярных связей или отрыв электронов от атомов (фазовый переход I рода). Следовательно, при адиабатическом сжатии рост температуры при прочих равных условиях будет меньше, то есть возможен режим, близкий к изотермическому.

Адиабатическая фаза

До того, как возрастающий градиент теплового давления в недрах сжимающейся протозвезды уравновесит действие силы гравитации, сжатие собственно непрозрачной (т. е. имеющей фотосферу, как и Солнце) молодой звезды продолжает происходить в динамической шкале времени. Её светимость на непрозрачной стадии определяется балансом выделяемой гравитационной энергии и способностью высвечивания энергии с поверхности, которая, как известно, максимальна для абсолютно чёрного тела.

Температура фотосферы звезды определяется условием просачивания квантов из толщи звезды наружу, т. е. прозрачностью звёздных недр. Расчёты показывают, что у молодых звёзд энергия переносится конвективными движениями в оболочке. Возникновение конвекции связано с увеличением коэффициента непрозрачности с ростом плотности в условиях ионизации водорода и гелия, из-за которой возникает высокий радиальный градиент температуры. При этом в фотосфере устанавливается универсальная температура порядка 3000–4000 K. Звезда медленно сжимается, сохраняя эффективную температуру и уменьшая болометрическую светимость (стадия Хаяши).

Такие объекты наблюдаются как мощные ИК источники в областях звездообразования. Время сжатия зависит от способности излучать выделяемую гравитационную энергию.

Как только температура и плотность в центре звезды возрастут до значений, при которых начнутся ядерные реакции, молодая звезда превратится в обычную звезду на главной последовательности диаграммы ГР.

Разумеется, реальная картина сжатия молодых звёзд существенно сложнее. В частности, мы пренебрегали эффектами магнитного поля и вращения. Как и на более ранних стадиях, оба эффекта препятствуют сжатию протозвёзд. Также важно, что массивная молодая звезда оказывается окруженной непрозрачной газопылевой средой, и требуется время, чтобы эта оболочка частично упала на звезду, а частично — была рассеяна лучевым давлением.

Стационарные звёзды

Физическое состояние стационарных звёзд определяется условиями гидростатического равновесия, когда макроскопические параметры (масса, радиус и т. д.) медленно изменяются на временах много больших динамического времени и времени установления теплового равновесия. Несмотря на происходящее в центре энерговыделение, звёзды не взрываются, их светимость меняется плавно.

Звезда находящаяся в гидростатическом равновесии обладает отрицательной теплоёмкостью. Из-за отрицательной теплоёмкости рост энерговыделения приводит к уменьшению температуры, что играет роль регулирующего механизма, поэтому термоядерные реакции в звёздах идут в течение многих миллионов лет и не носят взрывной характер.

Ядерные реакции в звёздах

Запасы ядерной энергии в звёздах существенно превышают запасы тепловой энергии. При синтезе гелия из водорода, который происходит на стадии главной последовательности звёзд на диаграмме ГР, суммарная реакция сводится к образованию одного ядра гелия из 4-х протонов. Выделяемая при этом энергия определяется дефектом массы образующегося атома гелия, т. е. примерно 7 МэВ на нуклон (в сжимающихся молодых звёздах этой основной реакции предшествуют реакции термоядерного «горения» дейтерия, трития, лития, бериллия, бора, но их количество слишком мало, чтобы эти реакции могли остановить сжатие). Не вся выделяющаяся энергия идёт в тепло, небольшая часть (0.6 МэВ) уносится нейтрино, для которых Солнце прозрачно. Энергия покоя нуклона почти 1 ГэВ, т. е. эффективность синтеза гелия из водорода ≈ 0.007.

Поскольку время термоядерного горения водорода сильно зависит от массы звёзды - звезда с массой в 10 солнечных эволюционирует в 100 раз быстрее Солнца.

Стадия термоядерного горения водорода в ядре звезды — самая длительная. Все последующие стадии (превращение гелия в углерод и т. д.) составляют всего лишь 10% от времени термоядерного горения водорода. Это связано с несколькими фактами. Скорости термоядерных реакций очень чувствительны к температуре, а для реакций синтеза более тяжёлых элементов центральная температура должна быть намного выше, и поэтому, когда эти реакции начинаются, при высокой температуре они протекают очень быстро. Вследствие энергетических потерь температура в центре достаточно массивной звезды непрерывно повышается во время её эволюции из-за отрицательной теплоёмкости звезды.

Газ в центре Солнца вполне идеален (т. е. кулоновской энергией взаимодействия частиц можно пренебречь по сравнению с кинетической энергией теплового движения), и частицы движутся со скоростями, соответствующими максвелловскому распределению.

Ядерные реакции в центре звёзд возможны благодаря эффекту квантовомеханического туннелирования частиц под кулоновский барьер.

pp-цикл

Горение водорода с образованием гелия через pp-цикл преобладает в звёздах небольших масс ≈1.3 с.м .

Для условий в центре Солнца с вероятностью 65%

или (35%)

после чего

или (гораздо менее вероятно)

после чего возбужденное ядро Be*-восемь распадается на два ядра гелия

Таким образом, во всех ветвях реакция завершается возникновением одного ядра 4-He из четырёх протонов; никакие элементы, кроме водорода, не расходуются.

Первая реакция самая медленная, т. к. идет по каналу слабого взаимодействия. Именно она определяет темп энерговыделения на грамм вещества и время жизни звезды на главной последовательности.

Дейтерий (вторая реакция) быстро вступает в реакцию с образованием гелия–3, равновесная концентрация дейтерия определяется отношением времён реакций (1) и (2), т. е. ∼ 10^−17 . Это важное свойство дейтерия быстро «выгорать» в звёздах позволяет считать большую часть дейтерия в межзвёздной среде первичным, т. е. образованным при первичном нуклеосинтезе в ранней Вселенной. Измерение содержания первичного дейтерия — важнейший тест теории первичного нуклеосинтеза.

Эффективность энерговыделения на грамм вещества зависит от температуры в высокой степени.

Проблема солнечных нейтрино

При образовании атома гелия из четырёх протонов нейтрино уносят энергию около 0.6 МэВ. Количество нейтрино, излучаемых Солнцем, определяется светимостью Солнца, т. к. в термоядерных реакциях в Солнце при выделении 26.7 МэВ рождается два нейтрино (солнечные нейтрино имеют довольно широкий энергетический спектр, вплоть до энергий 14 МэВ).

Если нейтрино имеют отличную от нуля массу покоя, возможны осцилляции (превращения) различных сортов нейтрино друг в друга или в правополяризованные (стерильные) нейтрино, которые не взаимодействуют с веществом. Осцилляции могут быть усилены при распространении нейтрино в веществе. Мюонные и тау-нейтрино имеют гораздо меньшие сечения взаимодействия с веществом, чем электронное нейтрино, возникающее при ядерных реакциях в Солнце, поэтому наблюдаемый дефицит нейтрино может быть объяснён без изменения стандартной модели Солнца.

CNO-цикл

В звёздах массивнее Солнца переработка водорода в гелий осуществляется преимущественно в цепочке реакций, называемых циклом CNO. В этой цепочке реакций ядро углерода выступает в роли катализатора, т. е., в конечном счёте, в CNO-цикле, как и в рр-цикле 4p→ 4-He:

Как и в pp-цикле, ключевыми реакциями, определяющими скорость всей цепочки, являются реакции 2 и 5, которые идут по каналу слабого взаимодействия с испусканием нейтрино.

Энерговыделение на единицу массы чрезвычайно сильно зависит от температуры.

Суммарное энерговыделение в обоих циклах (pp и CNO) примерно одинаково.

В CNO-цикле нейтрино уносят несколько больше энергии, чем в водородном (следствие того, что реакции идут при более высокой температуре).

О характере движения квантов в недрах Солнца и звёзд

Фотоны появляются в зоне ядерных реакций в недрах Солнца, где плотность вещества около 150 г/см^3 , а температура — около 1 кэВ. Физические условия в недрах Солнца и звёзд с хорошей точностью соответствуют полному термодинамическому равновесию. Если нейтрино, имеющие ничтожное сечение взаимодействия с веществом, свободно покидают Солнце, то фотоны многократно поглощаются и рассеиваются, пока достигнут внешних более прозрачных слоёв атмосферы Солнца.

Видимая «поверхность» Солнца называется фотосферой, её эффективная температура ≈ 5800 K и характеризует физическое состояние внешних слоёв Солнца. Температура быстро растёт с глубиной.

При малых отклонениях от термодинамического равновесия (когда длина свободного пробега фотонов мала по сравнению с размерами рассматриваемой области) перенос лучистой энергии хорошо описывается диффузионным приближением.

Для не слишком горячей плазмы основную роль играет тормозное (свободно–свободное) и свободно–связанное поглощение.

В общем случае коэффициент непрозрачности может быть записан как степенная функция от плотности и температуры вещества где показатели степени зависят от химического состава плазмы и её температуры. Его зависимость от температуры может быть как обратная, так и прямая, т. е. непрозрачность может как уменьшаться, так и увеличиваться с ростом температуры при различном физическом состоянии плазмы. На этом основан механизм пульсации некоторых звёзд (цефеид).

В горячих звёздах большой массы длина свободного пробега кванта определяется томсоновским рассеянием на свободных электронах (т. е. классическим рассеянием без изменения энергии рассеиваемого кванта).

При температуре больше 2 млн. градусов энергия переносится излучением (фотонами). Основной вклад в непрозрачность обусловлен рассеянием фотонов на электронах (томсоновское рассеяние).

При понижении температуры непрозрачность солнечного вещества возрастает из-за многочисленных линий железа и других тяжёлых элементов и становится настолько большой, что стационарный поток тепла изнутри не может обеспечиваться диффузией фотонов, в результате чего возникают крупномасштабные конвективные движения вещества. Поэтому примерно 1/3 радиуса Солнца занимает конвективная зона. Время подъема конвективной ячейки в подфотосферные слои сравнительно невелико, несколько десятков лет.

В недрах звёзд существенную роль может играть давление излучения. Из-за высокой непрозрачности во внутренних частях звезды условия близки к термодинамическому равновесию. Чем массивнее звезда, тем выше температура в её центральных частях, и тем большую роль начинает играть давление излучения.

В самых массивных звёздах даже на главной последовательности газовое давление оказывается очень существенным.

При постоянном отношении давления излучения к полному давлению светимость на каждом радиусе определяется только массой, заключенной внутри этого радиуса, и непрозрачностью звёздного вещества.

При увеличении светимости значения эддингтоновского предела давление излучения становится столь большим, что гидростатическое равновесие невозможно — давление излучения становится сильнее гравитационного притяжения.

Светимость стационарных звёзд никогда не превосходит предела Эддингтона для данной массы. Однако было бы неверно считать, что верхний предел массы звезды на главной последовательности всегда определяется эддингтоновским пределом светимости — существуют физические причины, по которым звёзды с солнечным химсоставом становятся пульсационно неустойчивыми уже при массах 120–150 с.м.

Эддингтоновский предел играет также важную роль при аккреции вещества на компактные звёзды в тесных двойных системах и определяет максимальную стационарную светимость активных ядер галактик и квазаров при аккреции газа на сверхмассивные чёрные дыры.

Атмосферы звёзд

Основной физический параметр стационарной звезды данного возраста — её масса. Она определяет светимость, время жизни, радиус, эффективную температуру. Следующий по важности параметр — химический состав, определяющий молекулярный вес и влияющий на непрозрачность, а через неё — и на остальные параметры.

Анализируя излучение звёзд, мы получаем непосредственную информацию только об их атмосферах. Атмосферой звезды называют фотосферу, которая определяет видимый радиус звезды, и области, лежащие выше неё, то есть к атмосфере относятся области с оптической толщиной τ ≤ 1 в непрерывном видимом спектре. Температура, плотность, скорость газа и химический состав атмосферы оцениваются по спектру.

Самый тонкий слой атмосферы — фотосфера, а наиболее протяжённый — корона.

Фотосфера - слой, соответствующий τ ≈ 1 в непрерывном оптическом спектре. Сильные линии поглощения образуются выше фотосферы, в области с меньшей температурой, и их наблюдения используются для исследования более высокого слоя — хромосферы. Хромосфера характеризуется положительным градиентом температуры по радиусу (dT /dR > 0) и сильной пространственной неоднородностью, связанной с наличием газовых струй. В местах пересоединения силовых линий (петель) магнитного поля с разной направленностью на короткое время возникают области, где происходит мощное выделение энергии, приводящее к ускорению заряженных частиц. Тепловое и нетепловое излучение этих частиц наблюдается в различных диапазонах спектра как вспышки (явление хромосферной активности Солнца и других звёзд).

Внешний слой атмосферы — корона, в ней температура растёт до очень высоких значений (≈ 10^6 К). Корона излучает преимущественно в жёстком УФ и рентгеновском диапазонах (только в случае Солнца её можно наблюдать и в оптике) и присутствует в звёздах всех спектральных классов — как горячих, так и холодных. Свет короны — это частично собственное излучение газа, а частично — томсоновское рассеяние света звезды на электронах.

Высокая температура внешних слоёв атмосферы — следствие низкой плотности. Роль нагревающего механизма, по-видимому, играет диссипация энергии звуковых и магнитогидродинамических волн, рождаемых в нижних слоях атмосферы звезды.

Только в фотосфере температура газа близка к эффективной температуре звезды. Из-за низкой плотности и существенной роли рассеяния на свободных электронах в хромосфере и короне не выполняются условия локального термодинамического равновесия, температура газа там намного выше, чем температура излучения.

Если бы механизм образования линий поглощения в условиях локального термодинамического равновесия, когда свет звезды с непрерывным спектром проходит сквозь более холодный полупрозрачный слой газа был единственным, то контрастность линий падала бы к краю солнечного диска (различие интенсивностей уменьшается из-за уменьшения градиента температуры вдоль луча зрения при приближении к краю диска), что для сильных линий не выполняется.

Вторым механизмом является рассеяние света (без изменения частоты) путём поглощения и переизлучения фотонов слоями, прозрачными в непрерывном спектре и имеющими конечное τ в линии.

Другой механизм уширения линий связан со столкновением атомов (здесь работают два физических процесса: сближение атомов, электрические поля которых немного изменяют энергетические уровни, и ударная деактивация, уменьшающая время существования атома в возбуждённом состоянии, увеличивая неопределённость энергии атома на данном уровне). Эти механизмы могут сильнее менять частоту поглощения фотона атомом, чем разброс тепловых скоростей, и поэтому ответственны за появление широких крыльев у сильных линий.

Во многих случаях линии формируются в движущейся среде (например, у звёзд ранних спектральных классов и звёзд Вольфа–Райе с мощным истечением плазмы в виде звёздного ветра, в газовых оболочках ядер галактик и квазаров).

Эмиссионные линии в спектрах звёзд.

Эти линии могут рождаться только в том случае, когда свет излучается прозрачным газом. Они свидетельствуют о наличии газовой оболочки (газовых струй) в окрестности звезды. Если оболочка расширяется или сжимается, то частоты эмиссионных линий из-за доплеровского сдвига могут заметно отличаться от частот линий поглощения тех же элементов в спектре звезды. Так, в случае расширяющейся газовой оболочки вокруг звезды, возникающие в ней линии поглощения из-за эффекта Доплера оказываются смещенными в голубую область спектра относительно эмиссионных линий оболочки.

Спектральная классификация звёзд

В атмосферах формируется наблюдаемый спектр звёзд — как непрерывный спектр, так и спектральные линии. В зависимости от содержания в спектре линий различных элементов (ионов) и от соотношения между их эквивалентными ширинами все звёзды разделяются на классы О–В–А–F–G–K–M–L–T. Фактически спектральный класс характеризует ионизационное состояние нижней атмосферы.

Эффективная температура зёезд, определяющая степень ионизации различных химических элементов, монотонно уменьшается от классов О–B–A («ранние» спектральные классы) до классов K–M–L («поздние» спектральные классы).

Отношения между линиями различных ионов зависят от температуры, в меньшей степени — от плотности, и от их относительного содержания. Последнее для абсолютного большинства наблюдаемых звёзд примерно одинаково, поэтому спектральные классы в первую очередь отражают температуру звёздной фотосферы. При фиксированной температуре плотность фотосферы значительно меньше у звёзд большого размера и более высокой светимости. Благодаря более низкой частоте столкновений электронов с ионами, степень ионизации оказывается у них также более высокой. Поэтому при одном и том же спектральном классе, т. е. при том же ионизационном состоянии, звезды с более разреженной атмосферой (гиганты) имеют температуру на несколько сотен градусов ниже, чем звёзды-карлики. А при той же температуре атмосферы в спектре звезды-гиганта будут заметнее линии ионов с более высоким потенциалом возбуждения, то есть спектральный класс гиганта будет немного более «ранний», чем карлика.

Другое важное различие спектров гигантов и карликов заключается в том, что ширины линий в спектрах гигантов всегда меньше (слабее сказывается уширение за счёт столкновений атомов). Поэтому по присутствию линий и их профилю определяют как спектральный класс, так и класс светимости звезды.

Непрерывный спектр

Непрерывный спектр (континуум) формируется в фотосфере. Излучаемая энергия черпается за счет энергии теплового движения атомов. Форма непрерывного спектра определяется механизмами излучения (и поглощения) в фотосфере, а они, в свою очередь, зависят от температуры вещества и излучения.

Горячие звезды (О, В). Доминируют свободно–свободные переходы в ионизованной среде, а также ионизация НеII (в наиболее горячих звёздах) и HeI.

Звезды класса А. Ионизация HI (в видимой области — со 2-го и 3-го уровней).

Звезды класса F, G. Ионизация отрицательных ионов водорода, ионизация металлов. Свободные электроны присутствуют в основном за счёт ионизации металлов (т. н. «элементы–доноры»).

Холодные звезды класса К, М. Ионизация отрицательных ионов водорода, диссоциация молекул. Сливающиеся молекулярные полосы.

Коричневые карлики класса L, T. Коричневые карлики — тела с первоначальной массой 13 < M < 75 масс Юпитера, структура которых определяется давлением вырожденного электронного газа. Их масса недостаточна для загорания водорода в ядре, поэтому, строго говоря, звёздами коричневые карлики не являются, а представляют собой промежуточный класс объектов между звёздами и планетами. Для характеристики их спектров специально введены дополнительные спектральные классы L и T. Спектры коричневых карликов спектральных классов L и T отличаются наличием многочисленных молекулярных полос в ИК-диапазоне, особенно H-2O, NH-3 и CH-4. Наиболее холодные коричневые карлики — субзвёздные объекты спектрального класса Т. Их средняя эффективная температура порядка 800 К, а массы около 40-70 масс Юпитера. Галактическая популяция коричневых карликов столь же многочисленна, что и популяция обычных звёзд.

На разных длинах волн непрерывного спектра фотосфера звёзд, соответствующая τ ≈ 1, располагается на разной «глубине».

Эволюция звёзд

Эволюция звёзд после выгорания водорода

Горение водорода — самая длительная стадия в жизни нормальной звезды. Это связано с начальным большим обилием водорода (70% по массе) и большой калорийностью (∼ 0.007M∙c^2) превращения водорода в гелий. На долю этой реакции приходится около 70% энергии, выделяемой в цепочке последовательных термоядерных превращений водорода в элемент с наибольшей энергией связи на нуклон 56/26-Fe (∼ 8.6 МэВ/нуклон). Фотонная светимость звёзд на главной последовательности, где горит водород, как правило меньше, чем на последующих стадиях эволюции (это связано, в первую очередь, с увеличением радиуса звезды и увеличением непрозрачности вещества звезды на стадиях после главной последовательности), а их нейтринная светимость незначительна, т. к. температура в центре не превышает ∼ 4 · 10^7 K. Поэтому ядерное топливо расходуется сравнительно медленно и большая часть звёзд в Галактике и во Вселенной являются звёздами главной последовательности.

После окончания горения водорода в ядре звезда перемещается вправо от главной последовательности на диаграмме эффективная температура — светимость (диаграмма ГР), её эффективная температура уменьшается, и звезда попадает в область красных гигантов. Рост радиуса оболочки связан с конвективным переносом энергии от слоевого водородного источника, располагающегося непосредственно вблизи гелиевого ядра. Уменьшение выделения энергии по мере истощения доли водорода в ядре приводит к его гравитационному сжатию.

Наиболее важная реакция горения гелия в звёздах — это так называемый 3α-процесс: 3He →12C. Энергия суммы трёх альфа-частиц на 7.28 МэВ превышает энергию покоя ядра углерода-12 Поэтому чтобы реакция шла эффективно, нужен «подходящий» энергетический уровень ядра углерода-12. Такой уровень (с энергией 7.656 МэВ) у ядра 12-C имеется, поэтому 3α-реакция в звёздах идёт с достаточной скоростью. Сначала две альфа-частицы образуют короткоживущее ядро 8-Be: 4-He + 4-He  ↔ 8-Be. Время жизни 8-Be около 10^−16c, но есть вероятность присоединения ещё одной альфа-частицы с образованием возбужденного ядра углерода-12: 8-Be + 4-He ↔ 12(∗)C. Возбуждение ядра снимается рождением пары, а не фотоном (фотонный переход с этого уровня запрещён правилами отбора), 12С∗ →12С + e(+)e(-). Образующееся ядро 12C∗ с наибольшей вероятностью сразу же «разваливается» на ядра Be и He и, в конечном счёте, на 3 альфа-частицы, и только примерно в одном случае из 2500 происходит переход на основной уровень с выделением энергии 7.65 МэВ, уносимой парой e(+) e(−) .

Удельное выделение энергии при горении гелия примерно на порядок меньше, чем при горении водорода. Время жизни и число звёзд на этой стадии эволюции значительно меньше, чем звёзд главной последовательности. Однако, поскольку в реакции участвуют три частицы, энерговыделение в расчёте на одну частицу пропорционально квадрату концентрации и становится значительным только в плотных ядрах звёзд, сошедших с главной последовательности.

Реакция, при которой возможно сближение ядер гелия до радиуса действия ядерных сил может проходить только за счёт квантового туннельного эффекта и требует очень высоких температур.

Ядро 12-C немедленно вступает в реакцию с ядрами гелия:

Её скорость сильно зависит от температуры, которая определяется массой звезды, поэтому окончательный результат горения гелия в звёздах — образование углеродно-кислородного или чисто кислородного ядра.

На последующих стадиях эволюции массивных звёзд в центральных областях звезды при высоких температурах происходят реакции непосредственного слияния тяжёлых ядер. Энерговыделение в реакциях горения 12-C, 16-O, 20-Ne,24-Mg, 28-Si сравнимо с энерговыделением в 3α-реакции, однако при высоких температурах ∼ 10^9 K все более важным становится унос энергии нейтринным излучением. Время жизни звезды на этих стадиях намного меньше, чем время горения гелия.

Вероятность обнаружения таких звёзд мала, и в настоящее время горение 12-С с образованием более тяжёлых элементов встречается только в ядрах редких массивных звёзд типа ВольфаРайе класса WO.

Вырождение вещества

Газ может рассматриваться как идеальный пока энергия взаимодействия между его частицами пренебрежимо мала по сравнению с тепловой энергией. Приближение идеального одноатомного газа со средней энергией на одну частицу E = 3/2kT прекрасно описывает поведение плазмы в центре Солнца и более массивных звёзд главной последовательности.

С повышением плотности средние расстояния между частицами уменьшаются и когда они станут сопоставимы с де-Бройлевской длиной волны начнут сказываться их квантово-механические свойства. Важнейшее из этих свойств связано с вырождением газа частиц с полуцелым спином, из-за которого радикальным образом меняются термодинамические свойства вещества.

В применении к частицам с полуцелым спином — фермионам (e, n, p) действует принцип запрета Паули. Принцип запрета Паули отражает фундаментальную связь спина частиц и их статистических распределений; в квантовой механике любые две частицы с одинаковым спином неразличимы, но волновые функции системы фермионов — нечётные, а бозонов (частиц с целым спином) — чётные, что и приводит к различию их статистических свойств.

При наступлении предела применимости приближения идеального газа существенная доля всех ячеек фазового пространства окажется заполненной, и плотность частиц в фазовом пространстве уже не сможет быть увеличена. Любой процесс сжатия газа будет приводить к росту средних значений импульсов (скоростей) частиц, не связанному с изменением температуры, и, следовательно, к росту давления, препятствующему сжатию.

Давление вырожденного нерелятивистского электронного газа удержит белые карлики от сжатия, даже если их температура будет сколь угодно низкой: квантовомеханическое движение электронов в звезде не прекратится и при абсолютном нуле.

Вырождение вещества в центре у звёзд различных масс

Основная причина, приводящая к различию эволюции звёзд разных масс после главной последовательности, состоит в неодинаковых физических условиях в ядре звезды. Эти различия связаны с главным макроскопическим параметром нормальной звезды — её полной массой.

Рассмотрим звезду сразу после окончания горения водорода в ядре. Так как звезда продолжает излучать, а ядерное топливо израсходовано, её полная энергия уменьшается (оставаясь отрицательной) и при постоянной массе должна увеличиваться средняя плотность и температура (рост температуры в центре при потерях энергии на излучение является следствием отрицательной теплоёмкости звезды из невырожденного газа). Если бы газ всё время оставался идеальным, температура и плотность в центре возрастали бы при сжатии до тех пор, пока не создадутся условия для загорания более тяжёлых элементов в ядре звезды.

В реальности сценарий, описанный выше, реализуется только для достаточно массивных звёзд с полной массой на главной последовательности не менее 8–10 солнечных.

При сжатии ядра с массой Солнца до размеров ∼ 0.03 радиуса Солнца существенным становится вырождение электронов, и газ перестает быть идеальным.

Остаётся понять, что произойдёт «быстрее» — вырождение вещества при сжатии или начало термоядерного горения очередного химического элемента в ядре звезды. Именно эти физические факторы и определят дальнейшую эволюцию. Легко качественно показать, что именно полная масса звезды является решающей.

Рассмотрим более реалистичный переходной случай, когда давление определяется не только тепловыми движениями идеального газа, но и в существенной степени вырожденным электронным газом.

В зависимости от массы, центральная температура ведёт себя по-разному. Если вырождение не существенно (при больших массах) температура повышается с ростом плотности и возможно термоядерное горение любого горючего. При малых массах звёзд решающим фактором становится давление вырожденных электронов, замедляющих рост температуры в гидростатически равновесном ядре.

Температура формально может обратиться в нуль. Это означает, что в ходе сжатия ядра звезды в нём сначала достигается некоторая максимальная температура, а при дальнейшем повышении плотности гидростатическое равновесие поддерживается в основном за счёт давления вырожденных электронов и температура снижается. При массе звезды, превышающей 0.08 с.м., максимальные значения температуры и плотности выше, чем требуется для горения водорода, поэтому в природе не бывает массивных белых карликов с преимущественно водородным составом: водород в ядре всегда успевает выгореть.

Возможность вырождения электронного газа в ядре звезды на главной последовательности или сразу после завершения горения водорода зависит от критической массы. Эта критическая масса близка к предельной массе Чандрасекара для полностью вырожденного релятивистского газа. При большей массе ядро коллапсирует и ядерные реакции в нём невозможны.

Поэтому если масса ядра звезды не превосходит предела Чандрасекара, ядерное горение не доходит до завершения (элементы группы железа), поскольку требуемые для этого температуры не достигаются из-за вырождения электронов. Конечным продуктом эволюции таких звёзд должны быть белые карлики, состоящие из смеси несгоревших элементов C и O.

Реакции в ядре звезды главной последовательности протекают медленно из-за отрицательной теплоёмкости. Если газ электронов вырожден, то давление определяется главным образом плотностью вещества, а не температурой, и в звёздах малой массы именно давление вырожденного электронного газа вносит основной вклад в компенсацию гравитационного сжатия. При этом практически вся тепловая энергия сосредоточена в движении ионов (теплоёмкость вырожденного электронного газа значительно меньше).

Когда температура при сжатии достигнет значений, пригодных для протекания ядерных реакций, начнёт выделяться тепловая энергия. Эта энергия в первую очередь пойдёт на разогрев ионов и из-за высокой степенной зависимости скорости ядерных реакций от температуры приведёт к ещё большему энерговыделению. В невырожденных условиях увеличение теплового давления немедленно бы привело к увеличению радиуса звезды и к уменьшению центральной температуры. Но в вырожденном ядре этого не происходит. Условие отрицательной теплоёмкости звезды перестаёт выполняться. Поэтому ядерные реакции в вырождённом веществе ядра звезды начинают приобретать взрывной характер до тех пор, пока тепловое движение ионов не «раскачает» электроны посредством кулоновских взаимодействий до температуры, выше температуры вырождения, при этом восстановится свойство «отрицательной теплоёмкости». При эволюции звёзд малой массы загорание гелия в вырожденном ядре должно происходить в виде резкой кратковременной вспышки, после которой вырождение электронов в веществе снимается и термоядерное горение приобретает спокойный характер. После гелиевой вспышки звёзды малых масс оказываются на горизонтальной ветви диаграммы ГР. Из-за медленного «просачивания» фотонов наружу гелиевая вспышка, однако, не проявляет себя как резкая оптическая вспышка.

Роль потери массы в эволюции звезды

Если бы масса звезды оставалась постоянной, масса Чандрасекара ∼ 1.3M с.м. определяла бы границу эволюции маломассивных звёзд, конечным продуктом эволюции которых являются вырожденные белые карлики, и звёзд, в ядрах которых полного вырождения электронов не наступает и термоядерное горение происходит в невырожденных условиях вплоть до образования элементов железного пика. Однако второй по значимости фактор эволюции нормальных звёзд — потеря массы звезды. Есть несколько причин, приводящих к уменьшению массы. Если звезда одиночная, то происходит истечение вещества из оболочки, называемое звёздным ветром, которое связано с испарением звёздной атмосферы и (особенно в случае массивных звёзд ранних спектральных классов) передачей импульса веществу давлением излучения в резонансных линиях металлов.

В тесных двойных системах появляется возможность очень эффективной потери массы звездой из-за приливного воздействия соседнего компонента.

Звездный ветер на главной последовательности

Потеря массы, уносимой звёздным ветром, не очень важна для звёзд главной последовательности поздних спектральных классов (G, K, M) из-за их невысокой светимости, малой роли светового давления и относительно малых радиусов (порядка радиуса Солнца). Однако звёзды ранних спектральных классов (особенно О и В) интенсивно теряют массу. О потере массы судят по характерным особенностям спектральных линий в оптическом и, особенно, в УФ-диапазоне и по взаимодействию звёздного ветра с окружающей межзвёздной средой (кольцевые туманности вокруг Of и WR-звёзд), оболочки и сверхоболочки вокруг ОВ-ассоциаций.

Основная причина потери массы звёздами ранних спектральных классов О, В — давление излучения в спектральных линиях тяжёлых элементов, в которых сечение поглощения света максимально. Скорость звёздного ветра определяется по верхней границе абсорбционной линии в спектре, и для различных звёзд составляет от нескольких сотен до нескольких тысяч км/с.

Гораздо труднее определить темп потери массы. Изменение скорости с расстоянием находится из наблюдения линий разных элементов, а вот изменение плотности определить сложнее. Для этого требуется задать модель расширяющейся атмосферы звезды, учитывающую химический состав, степень ионизации и другие плохо определяемые параметры.

Темп потери массы должен быть как минимум пропорционален УФ-светимости, поскольку при резонансном рассеянии УФ-квантов переданный импульс идёт на ускорение газа до скорости v(∞). Наблюдаемый темп потери массы молодыми массивными звёздами ∼ 10^−5 –10−^6 с.м. /год свидетельствует о большой важности учёта звёздного ветра уже на стадии главной последовательности, так как при такой высокой интенсивности истечения звёздного ветра звезда может потерять от 10 до 50 процентов своей первоначальной массы.

Звёздный ветер после главной последовательности.

Звёздный ветер является существенным, а в ряде случаев — определяющим фактором эволюции звёзд после главной последовательности. Это связано с тем, что на стадии красного гиганта радиус звезды достигает нескольких тысяч и более радиусов Солнца, а параболическая скорость снижается до 10 км/с. При этом темп потери массы у холодных звёзд — красных гигантов и сверхгигантов может достигать 10−6 с.м./год. Это ниже, чем у горячих массивных звёзд главной последовательности, но плотность вещества ветра велика из-за малой скорости убегания. Основной механизм ветра в этом случае — гидродинамическое истечение атмосферы в межзвёздную среду. Энергия для нагрева и истечения атмосфер звёзд поздних спектральных классов, как и в случае Солнца, по-видимому, черпается за счёт различных МГД-неустойчивостей и затухания волновых возмущений во внешней атмосфере. Существенным оказывается и давление излучения на пылевые частицы холодной звёздной атмосферы и макротурбулентные движения в хромосфере.

Эволюционно важный случай — потеря массы звёздами на асимптотической ветви на диаграмме ГР. На эту ветвь попадают звёзды с массой до ∼ 8–10 масс Солнца после стадии невырожденного горения гелия и его превращения в углерод и углерода — в кислород. Светимость звезды на этой стадии обусловлена водородным и гелиевым слоевыми источниками, окружающими вырожденное (С–О)-ядро. Большой градиент температуры в оболочке приводит к интенсивной конвекции (общее свойство для всех стадий со слоевыми источниками).

Горение водородного и гелиевого слоевых источников подвержено тепловой неустойчивости. Горение водорода в слоевом источнике сопровождается сжатием и частичным вырождением нижележащих слоёв гелия, что приводит к ускорению термоядерного горения в гелиевом слоевом источнике на границе с вырожденным (С–О)-ядром. Слоевые источники расширяются, температура и плотность в них падает, и темп генерации энергии уменьшается. Как следствие, расширение слоёв сменяется сжатием, и процесс повторяется. Такое неустойчивое горение приводит к периодической подкачке энергии во внешнюю оболочку, образованию ударных волн и, в конечном счёте, к её интенсивному истечению с темпом потери массы, доходящим до 10−4 с.м. /год. На этой стадии фактически происходит формирование планетарной туманности вокруг горячего вырожденного ядра звезды — будущего белого карлика.

Эволюция одиночных звёзд после главной последовательности

I. M < 0.08 с.м. Эта масса слишком мала для начала термоядерного горения водорода. В центре такой «звезды» (иногда применяют термин «коричневый» или «бурый» карлик) существенны эффекты вырождения электронов и кулоновские поправки к уравнению состояния идеального газа. Такие тела по сути дела представляет собой промежуточный случай между планетами и звёздами.

II. 0.08 с.м. < M < 0.5 с.м. Звезды с массой < 0.5 с.м. на главной последовательности полностью конвективны, что предотвращает загорание слоевого источника после выгорания водорода в ядре. Такие звёзды не становятся красными гигантами, и от главной последовательности на диаграмме ГР они перемещаются налево, сжимаясь и нагреваясь. Температура в гелиевом ядре остаётся ниже температуры снятия электронного вырождения, поэтому в конечном счёте из таких звёзд должны были бы образовываться вырожденные гелиевые белые карлики с массой ∼ 0.5 с.м. В действительности время горения водорода у одиночных звёзд с массой < 0.9 с.м. превышает возраст Вселенной (∼ 14 млрд. лет), поэтому из одиночных звёзд гелиевые белые карлики образоваться не успевают. Однако, если маломассивная звезда является компонентом тесной двойной системы, возможно уменьшение её массы за счёт перетекания на соседний компонент, и обнажённое вырожденное гелиевое ядро с массой около половины солнечной при дальнейшем остывании превращается в гелиевый белый карлик. Действительно, из наблюдений установлено, что гелиевые белые карлики входят в состав маломассивных тесных двойных систем типа AM CVn, вторым компонентом в которых являются С—О белые карлики.

III. 0.5 с.м. ≤ M ≤ 2.5 с.м. После выгорания водорода в центральных областях звёзды образуется вырожденное гелиевое ядро с массой около 0.5 с.м. На стадии красного гиганта горит водородный слоевой источник. Начало горения гелия и его превращение в углерод происходит в вырожденных условиях и поэтому сопровождается кратковременным энерговыделением (гелиевая вспышка). После гелиевой вспышки звезда на диаграмме ГР перемещается влево примерно с постоянной светимостью (т. н. горизонтальная ветвь). Оболочка звезды сбрасывается и постепенно рассеивается, и конечным продуктом эволюции является остывающий углеродно-кислородный белый карлик с массой около 0.5 с.м.

IV. 2.5с.м. ≤ M ≤ 8 с.м. После выгорания водорода в центре звезды гелиевое ядро невырождено, и после стадии красного гиганта (водородный слоевой источник) происходит невырожденное горение гелия с образованием углерода и кислорода. В результате, внутри красного гиганта образуется вырожденное (С–О)-ядро с массой < 1.2с.м. Из-за тепловых неустойчивостей оболочка сбрасывается в конце стадии асимптотической ветви гигантов с образованием планетарной туманности, светящейся за счёт переработки УФ излучения горячего (T ≈ 10^5 K) ядра, которое постепенно остывает и превращается в сравнительно холодный (С–О)-белый карлик. Средняя масса таких белых карликов 0.6–0.7 с.м.

V. 8 с.м. ≤ M ≤ 10-12 с.м. В этом узком диапазоне масс термоядерное горение в ядре доходит до смеси кислорода, неона и магния. Дальнейшие термоядерные реакции не происходят, так как оболочка звезды рассеивается в виде планетарной туманности. Результат эволюции после сброса оболочки — (O–Ne–Mg) белый карлик с массой вблизи чандрасекаровского предела (∼ 1.2с.м.).

VI. 10–12с.м. ≤ M ≤ 30–40 с.м. Термоядерная эволюция в ядре происходит при невырожденных условиях вплоть до образования элементов железного пика (Fe, Co, Ni). Ядро звезды из этих элементов с массой 1.5–2 с.м. подвержено ряду неустойчивостей и коллапсирует с образованием нейтронной звезды. Процесс сопровождается вспышкой сверхновой типа II (если сохранилась протяжённая водородная оболочка) или Ib/с (коллапс ядра звезды Вольфа-Райе). Сбрасываемая оболочка взаимодействует с межзвёздной средой и в течение нескольких десятков тысяч лет существует в виде светящейся туманности — остатка сверхновой.

VII. M ≥ 30–40 с.м. Звёзды с такими массами быстро эволюционируют (около 2 млн. лет), их ядра коллапсируют, возможно, с образованием черной дыры (т. е. гравитирующего объекта, окружённого горизонтом событий) с массой около 10 с.м. Пока нет надёжных теоретических расчётов этого процесса, хотя данные астрономических наблюдений существования чёрных дыр звёздных масс выглядят убедительными.

Пульсации звёзд. Цефеиды

Очень важным физическим эффектом, наблюдающимся на поздних стадиях эволюции звёзд, являются крупномасштабные радиальные колебания звезды как целого. Радиальные пульсации присущи всем звёздам, однако только у некоторых звёзд, находящихся на поздних стадиях эволюции после главной последовательности, эти пульсации приобретают крупномасштабный характер.

Классическим образцом долгопериодических пульсаций является звезда Мира (o Ceti), переменность блеска которой 11 месяцев (322 дня). В минимуме блеска она наблюдается как звезда + 9 звёздной величины и не видна невооруженным глазом, а в максимуме её яркость достигает + 3.5 звёздной величины, то есть за один период светимость Миры изменяется более чем в 100 раз. Периодические пульсации блеска с амплитудой в 1–2 звёздной величины и периодами в несколько дней были обнаружены у важного класса переменных звёзд типа δ Цефея. Основное свойство этих переменных звёзд состоит в эмпирической зависимости период—светимость: чем ярче звезда, тем больше период переменности её блеска. Цефеиды — яркие звёзды-гиганты и могут наблюдаться в близких галактиках до расстояний ≈ 15 Мпк.

Классические цефеиды представляют собой звёзды-гиганты дисковой составляющей звёзд Галактики (Население I) со светимостью около 10^4 Солнц, их периоды пульсаций лежат в пределах 1–100 дней. На классические цефеиды похожи переменные типа W Девы, однако их светимость ниже, периоды пульсаций находятся в пределах 1–50 дней, а массы меньше массы Солнца; они являются маломассивными звёздами-гигантами и принадлежат сферической составляющей (звёздное Население II). К пульсирующим переменным также относят звёзды типа RR Лиры — маломассивные звёзды пониженной металличности по сравнению с Солнцем, находящиеся на горизонтальной ветви диаграммы ГР. Значительная часть переменных типа RR Лиры находится в шаровых скоплениях.

Физическая причина переменности блеска цефеид — периодические изменения радиуса звезды и её эффективной температуры в ходе радиальных пульсаций.

Пульсационная неустойчивость возникает, когда поток энергии, идущий из ядра звезды наружу сквозь оболочку, уменьшается из-за возрастания коэффициента непрозрачности вещества. В общем случае коэффициент непрозрачности является функцией температуры и плотности, и определяется химсоставом. Если коэффицент непрозрачности вещества возрастает в некотором слое, то поток излучения как бы «запирается», создаёт дополнительное давление излучения, которое начинает играть роль поршня. Это приведёт к расширению слоя, его охлаждению и уменьшению плотности. Если при этом коэффициент непрозрачности уменьшится, излучение начнёт эффективнее просачиваться через слой, давление излучения упадёт, и слой будет стремиться сжаться до значений плотности и температуры, соответствующим новому гидростатическому равновесию. Сжатие по инерции происходит до несколько больших плотностей, слой вновь разогревается, коэффициент непрозрачности увеличивается, и процесс повторяется.

Коэффициент непрозрачности в оболочке звезды хорошо описывается законом Крамерса, согласно которому изменение температуры более существенно, чем изменение плотности. Было показано, что описанный выше механизм в звёздных оболочках действительно работает из-за наличия зон частично ионизованного водорода и, главным образом, гелия. При сжатии оболочки плотность возрастает, а температура меняется медленнее, чем по адиабатическому закону (для одноатомного идеального газа) из-за того, что часть тепловой энергии, выделяемой при сжатии, тратится на ионизацию атомов водорода или гелия (HeI и HeII). Таким образом, коэффициент непрозрачности в зоне частичной ионизации возрастает при увеличении плотности. Обратно, при расширении плотность уменьшается, температура падает медленнее адиабатического закона вследствие выделения внутренней энергии ионов в виде рекомбинационного излучения, и коэффициент непрозрачности уменьшается, давление излучения уменьшается и расширение останавливается.

Зона частичной ионизации водорода образуется в диапазоне температур (1–1.5) · 10^4 К и располагается недалеко от фотосферы звезды, а частичная ионизация гелия имеет место при более высоких температурах вблизи 4 · 10^4 К в более глубоких подфотосферных слоях. Последнее обстоятельство и объясняет, почему именно частичная ионизация нейтрального (HeI) и однократно ионизованного (НеII) гелия в основном отвечает за крупномасштабные радиальные пульсации цефеид.

Расчёты показывают, что для звёзд с эффективными температурами выше ∼7500 K зоны частичной ионизации слишком близки к поверхности, а для звёзд с эффективными температурами менее ∼5500 К они залегают слишком глубоко и в холодных звёздах реализуются условия для образования крупномасштабной конвекции вещества, которая уменьшает градиент давления и температуры вдоль радиуса, так что крупномасштабные радиальные пульсации не развиваются.

Во внешних слоях звёзд с протяжёнными атмосферами важным становится нелинейность звёздных пульсаций. При расширении внешних слоёв действие силы тяжести уменьшается, и по истечении периода колебаний эти слои не успевают вернуться в исходную точку. Поэтому внешние слои газа начинают падать на расширяющиеся внутренние слои. Возникает ударная волна, распространяющаяся наружу. Ударные волны во внешних атмосферах пульсирующих звёзд-гигантов, существующие в течение некоторой доли периода пульсаций, обнаружены спектроскопически по наблюдениям эмиссии в бальмеровских линиях водорода. Периодические ударные волны, распространяющиеся в звёздной атмосфере пульсирующих звёзд, изменяют её структуру — вместо гидростатически равновесного экспоненциального спадания плотности в атмосфере устанавливается степенной профиль ρ ∼ r^−2 , присущий истекающему звёздному ветру.

Перестройка протяжённых атмосфер периодическими ударными волнами в пульсирующих звёздах позволили естественно объяснить существование околозвёздных пылевых оболочек, наблюдаемых вокруг холодных красных гигантов спектрального класса М. Если бы их атмосферы находились в гидростатическом равновесии, то фазовый переход молекулярных соединений в твёрдое состояние был бы невозможен, так как их парциальное давление в экспоненциальной атмосфере было бы много меньше давления насыщенного пара. Более медленное спадание плотности и давления приводит к тому, что на расстояниях порядка нескольких радиусов фотосферы создаются условия для фазового перехода некоторых молекулярных соединений. Из-за высокой поглощающей способности пылинок сила лучистого давления, действующего на них, превосходит силу тяжести. Пылинки дрейфуют сквозь газ и передают свой импульс атомам и молекулам. Это приводит к увеличению мощности оттока газа в виде звёздного ветра от красных гигантов. Наблюдательные оценки дают темп потери массы до значений Ṁ ≈ 10^−6 с.м. /год, что сравнимо с потерей массы звёздами ранних спектральных классов. Физический механизм мощного звёздного ветра красных гигантов, таким образом, обусловлен совместным воздействием периодически распространяющихся по звёздной оболочке ударных волн и давления излучения на частицы пыли.

Многие вопросы пульсационной неустойчивости звёзд ещё далеки от решения, и в этом направлении ведутся интенсивные исследования. Их важность обусловлена тем, что калибровка зависимости период–светимость для цефеид остаётся краеугольным камнем при установлении шкалы расстояний во Вселенной.