Лекция 1.4: Двойные (кратные), сверхновые, компактные звёзды.

Двойные звёзды

Не менее половины всех звёзд входит в двойные и кратные системы. С точки зрения образования звёзд из-за гравитационной неустойчивости в холодных молекулярных облаках этот факт вполне естественен, поскольку строго сферически-симметричная ситуация является идеализацией из-за наличия вращения, магнитных полей, неоднородностей плотности и т. д., и сжатие протозвёздных облаков часто приводит к одновременному образованию нескольких центров конденсации.

Если звёзды видны по отдельности (т. н. визуально-двойные системы), то наблюдения позволяют восстановить орбиты каждой из них и оценить их массу. Однако, часто о двойственности системы можно судить по наличию одной или двух систем линий в суммарном спектре, которые периодически смещаются из-за эффекта Доплера при движении компонентов вокруг общего центра масс (спектрально-двойные звёзды).

Эволюция звёзд в двойных системах отличается от эволюции одиночных звёзд, если приливное влияние соседнего компонента существенно.

На малых расстояниях приливные силы существенно искажают форму поверхности звезды и приводят к появлению нового явления, отсутствующего у одиночных звёзд или у компонентов широких звёздных пар — перетеканию вещества с одной звезды на вторую.

В стационарном случае размер каждой звезды ограничен одной из эквипотенциалей, и пока звёзды далеки от заполнения критической полости Роша (семейство симметричных относительно осей X и Y, но не осесимметричных, поверхностей - эти поверхности вблизи центров звёзд мало отличаются от сферических, вокруг звезды большей массы размер эквипотенциали больше, однако по мере роста их радиуса отличия от сферической симметрии становятся всё заметнее, и при некотором значении потенциала обе поверхности касаются в некоторой точке - внутренняя точка Лагранжа, - расположенной на оси между массами), их форма мало отличается от сферической. Для звезды, заполняющей почти всю полость Роша, приливные эффекты уже сильно искажают её форму. Если же размер звезды сравняется с размером полости Роша, становится возможным перемещение частицы с поверхности одной звезды внутрь эквипотенциальной поверхности соседней без изменения её энергии. Частицы атмосферы звезды, движущиеся с тепловыми скоростями в окрестности внутренней точки Лагранжа, способны проникнуть внутрь полости Роша соседнего компонента.

Рассмотрим двойную систему, состоящую из звёзд главной последовательности M1 и M2 на круговой орбите. Более массивная звезда эволюционирует быстрее, а значит первой начнёт увеличивать радиус и заполнять свою полость Роша. Это может привести к обмену масс между компонентами. При этом, как показывает анализ и численное моделирование, перетекание вещества будет происходить в различных шкалах времени в зависимости от эволюционного состояния заполняющей полость Роша звезды, отношения масс компонентов и наличия дополнительных источников уменьшения орбитального момента импульса (например, в случае тесных двойных систем, за счёт излучения гравитационных волн).

Для качественного понимания эволюции ТДС часто рассматривают так называемый консервативный обмен массами, когда постулируется, что перенос массы между компонентами двойной системы с круговой орбитой происходит консервативно, без изменения полной массы двойной системы и с сохранением полного момента импульса, который в основном сосредоточен в орбитальном движении звёзд. Поскольку угловая скорость орбитального движения обеих звёзд одинакова, а звезда меньшей массы M2 движется вокруг центра масс системы по окружности большего радиуса, момент импульса в расчёте на единицу массы для этой звезды выше, чем для более массивной звезды M1. Тогда, считая, что суммарный момент импульса сохраняется в процессе переноса вещества, получаем, что при переносе вещества от звезды большей массы на меньшую большая полуось орбиты второй должна уменьшаться, то есть звёзды будут сближаться, их полости Роша будут пропорционально уменьшаться, что ускорит процесс аккреции. Обратно, если теряет массу более лёгкая звезда, то полуось её орбиты после завершения перетекания должна возрасти.

Отметим, что консервативный перенос масс является крайне идеализированной моделью. Во-первых, уже сам факт обмена масс между компонентами является диссипативным процессом, который нельзя полностью описать уравнениями в приближении Роша. Во-вторых, в реальных двойных системах всегда есть звёздный ветер, уносящий момент импульса, а в случае очень тесных систем существенным становится уменьшение орбитального момента вращения из-за излучения гравитационных волн. Поэтому анализ изменения параметров орбиты при обмене масс является очень сложной задачей.

Для стационарного характера процесса перетекания нужно также потребовать, чтобы во время перетекания звезда всё время находилась в контакте с полостью Роша. В случае потери массы более массивным компонентом, для устойчивого перетекания требуется, чтобы радиус звезды при уменьшении её массы тоже достаточно быстро уменьшался. Это условие выполняется далеко не для всех звёзд — например, оно очевидно не выполняется для вырожденных звёзд с обратной зависимостью масса–радиус, а также для звёзд с протяжёнными конвективными оболочками (гиганты, сверхгиганты или звёзды главной последовательности очень малой массы).

Для количественного описания эволюции двойных звёзд требуется детально учитывать «отклик» внутренней структуры звезды на изменение её массы, что возможно только путём численного решения самосогласованной задачи. Очень схематично можно различать следующие случаи, отражающие основные физические особенности переноса масс в двойных звёздах:

1. Звезда главной последовательности заполняет полость Роша. Перетекание происходит в медленной ядерной шкале времени, определяющей рост радиуса звезды на стадии горения водорода (в случае проэволюционировавшей звезды, заполняющей полость Роша, перетекание происходит в более короткой тепловой шкале времени - время Кельвина–Гельмгольца).
2. Звезда после главной последовательности с оболочкой в лучистом равновесии. Перетекание происходит в тепловой шкале времени оболочки. Расчёты показывают, что для звёзд большей массы, заполняющих полость Роша, или для звёзд с конвективными оболочками (при любом отношении масс) перетекание происходит за очень короткое время в шкале, близкой к гидродинамической.
3. В частном, но важном с точки зрения наблюдательных проявлений случае тесных двойных систем, в которых существенна потеря орбитального момента импульса за счёт замагниченного звёздного ветра или гравитационного излучения, перетекание вещества часто возникает именно вследствие уменьшения орбитального момента импульса, т. е. уменьшения размеров самой полости Роша. Важнейшими примерами таких систем являются маломассивные ТДС: взрывные (катаклизмические) переменные, где полость Роша заполняет звезда главной последовательности с массой порядка массы Солнца или меньше, а вторым компонентом является белый карлик, а также маломассивные рентгеновские двойные системы — аналог катаклизмических переменных, но в паре с нейтронной звездой или чёрной дырой. Орбитальные периоды этих систем, как правило, составляют несколько часов. Достоверно известный минимальный орбитальный период у маломассивной рентгеновской двойной в шаровом скоплении NGC 6624 составляет около 10 мин.

Стадии эволюции двойных звёзд

В зависимости от степени заполнения полостей Роша компонентами различают следующие типы двойных звёзд:

1. Разделённые двойные системы. Обе звезды не заполняют полость Роша. Этот класс включает все визуально двойные звёзды и широкие спектроскопические двойные пары (например, предкатаклизмические переменные), двойные радиопульсары, двойные белые карлики.
2. Полуразделённые двойные системы. Одна из звёзд заполняет полость Роша. Сюда входят затменные переменные типа Алголя (орбитальный период несколько дней), катаклизмические переменные (орбитальный период несколько часов), рентгеновские двойные (массивные и маломассивные, за исключением пар Be-звезда + нейтронная звезда), некоторые симбиотические звёзды (орбитальный период порядка нескольких лет). Из-за переноса масс на второй компонент полуразделённые двойные системы обладают наибольшим наблюдаемым разнообразием.
3. Контактные двойные системы. Обе звезды заполняют свои полости Роша. К этому классу принадлежат звёзды типа W Большой Медведицы (маломассивные двойные из звёзд главной последовательности, орбитальный период меньше суток).

Физически более обоснованной является классификация взаимодействующих двойных по эволюционным стадиям компонентов, так как в процессе эволюции первоначально разделённая система из двух звёзд главной последовательности проходит различные фазы. Тем самым эволюция двойной системы определяется сочетанием эволюционных фаз каждого компонента и орбитальными параметрами (большой полуосью a или периодом P и эксцентриситетом e орбиты). Зная параметры орбиты и массы компонентов в момент образования системы, теоретически рассчитывают эволюцию системы во времени (употребляют термин «эволюционный трек» системы) и проводят сравнение с наблюдаемыми свойствами ТДС.

Сверхновые

Горение кремния-32 с образованием изотопов элементов группы железа-56, железа-58, железа - 60, никеля-62 и т. д. замыкает цепочку термоядерных реакций в невырожденном ядре массивной звезды. При этом плотность в центре звезды достигает значений ∼ 3 · 10^9 г/см^3 , температура около 8 · 10^9 K ∼ 0.7 МэВ при массе ядра 1.5–2 с.м. При высоких температурах и плотностях прямые и обратные ядерные реакции, идущие по электромагнитному каналу (с испусканием или поглощением фотона), находятся в равновесии, т. е. число прямых реакций в единицу времени равно числу обратных. Если бы ядро звезды не сжималось, то в нём со временем установилось бы ядерное статистическое равновесие, и вещество представляло бы смесь фотонов, нейтронов, альфа-частиц и ядер химических элементов, концентрация которых вычислялась бы по известным формулам статистической физики. Однако этого не происходит из-за того, что ядро сжимается, и затрачиваемая на диссоциацию ядер энергия черпается из освобождаемой при сжатии отрицательной потенциальной гравитационной энергии. При этом сжатие не сопровождается увеличением давления, как это происходит в случае устойчивой звезды, поскольку диссоциация ядер представляет собой фазовый переход первого рода — энергия расходуется на изменение внутренних степеней свободы частиц, а не на увеличение энергии их теплового движения, которое определяет давление невырожденного газа. Поэтому из-за диссоциации ядер увеличение давления при росте плотности оказывается недостаточным для компенсации сил гравитации. Рост плотности сопровождается включением других физических процессов (в частности, нейтронизацией вещества при захвате свободных электронов протонами, при которых нейтрино уносят энергию из звезды, что ещё больше ускоряет сжатие. Таким образом, важными физическими процессами, которые отвечают за потерю динамической устойчивости ядра звезды и наступление гравитационного коллапса, являются процессы фотодиссоциации ядер (прежде всего, железа) и нейтронизация вещества. Рассмотрим их подробнее.

Нейтронизация вещества и УРКА-процессы

Ядерная эволюция в недрах звёзд в целом сопровождается увеличением относительного содержания нейтронов: если в начале эволюции в веществе, состоящем по массе на 75% из водорода и 25% из гелия, на 7 протонов приходится 1 нейтрон, то уже после образования гелия это соотношение уменьшается до 1:1. С ростом плотности и началом вырождения электроны приобретают из-за принципа Паули релятивистские скорости (уже при ρ > 10^6 г/см^3 ). Начиная с некоторой пороговой энергии электронов (энергии Ферми) становятся возможными процессы нейтронизации вещества.

β-распад образующихся радиоактивных ядер запрещён принципом Паули, т. к. электроны вырождены и все возможные энергетические состояния заняты.

При нейтронизации упругость вырожденного вещества уменьшается, так как уменьшается концентрация электронов при сохранении плотности барионов (лептонный параметр Y(e)), рост давления с плотностью замедляется, и эффективный показатель адиабаты вещества γ = d log P/d log ρ уменьшается с 5/3 до 4/3. А из теоремы вириала (или условия гидростатического равновесия звезды) известно, что при таком показателе нарушается механическая устойчивость звезды. Поэтому нейтронизация вещества является одним из основных физических процессов, вызывающих коллапс ядер массивных звёзд на поздних стадиях эволюции.

Дополнительная причина потери гидростатической устойчивости звёзды — эффекты общей теории относительности: в ОТО давление вещества даёт вклад в силу притяжения (образно говоря, давление обладает «массой»), поэтому при больших плотностях и давлениях вырожденного газа эффекты ОТО приводят к увеличению силы, стремящейся сжать звёздное вещество.

При нейтронизации вещества звезда очень быстро теряет устойчивость: потеря упругости приводит к сжатию и нагреву, но отрицательная теплоёмкость обычных звёзд здесь перестает срабатывать, так как давление вырожденного газа, противодействующее сжатию, почти не зависит от температуры. Большая часть энергии, выделяющейся при гравитационном сжатии, уносится нейтрино, образующимися при нейтронизации, и даже если рост температуры при коллапсе снимает вырождение электронного газа, энергия продолжает уноситься антинейтрино в ходе процессов бета-распадов перегруженных нейтронами ядер. Необратимые потери энергии при прямых и обратных бета-распадах получили название УРКА-процессов. В этих процессах электронный захват ядром приводит к образованию неустойчивого изотопа, который испытывает бета-распад, превращаясь в исходное ядро.

Объёмные потери энергии при УРКА-процессах сильно зависят от температуры.

Резкая зависимость объёмных потерь энергии от температуры приводит к тому, что на заключительных стадиях эволюции нейтринная светимость звёзд (составляющая для звёзд на главной последовательности несколько процентов от фотонной светимости) значительно возрастает и становится преобладающей.

Захват нейтрино и остановка коллапса

На начальных стадиях коллапса нетепловые нейтрино свободно выходят из ядра, но по мере нарастания плотности становятся важны процессы упругого рассеяния нейтрино на свободных нуклонах, на ядрах тяжёлых атомов и на электронах. Реакции упругого рассеяния нейтрино, т. е. идущие без изменения энергии, увеличивают непрозрачность для нейтрино без заметного изменения интенсивности излучения, аналогично томсоновскому рассеянию света на свободных электронах.

В отличие от упругого рассеяния на нуклонах, рассеяние горячих нейтрино на вырожденных электронах из-за малой массы последних носит неупругий характер, т. к. энергия нейтрино в каждом акте рассеяния уменьшается. Это способствует термализации нейтрино и приведению их в локальное равновесие с веществом звезды, когда нейтрино из-за большой оптической толщи оказываются «запертыми» внутри ядра звезды. Захват нейтрино эффективен при плотностях порядка 3 · 10^11 г/см^3 . Равновесная энергия захваченных при коллапсе нейтрино оказывается около 10 МэВ.

Коллапс ядра останавливается при плотностях порядка плотности атомного ядра ρ(nuc) = 2.8 · 10^14 г/см^3 , при которых существенными становятся эффекты вырождения нейтронов, и их давление опять способно противостоять действию сил тяготения. Для массы Солнца радиус однородной конфигурации (нейтронной звезды) с плотностью, равной ядерной, составляет около 12 км. Реакцией свободно падающих внешних слоев звезды на резко возросшую упругость сжавшегося ядра является «отскок» внешних слоёв, который, как предполагается, и является причиной сброса оболочки и наблюдаемого эффекта сверхновой звезды.

В результате захвата нейтрино ядро становится для них непрозрачным, и нейтринная светимость резко падает (излучение происходит только с поверхности). На некоторое время вокруг сколлапсировавшего ядра образуется оптически толстая «нейтриносфера». По существу, на этой стадии нейтринная светимость определяется диффузией термализованных нейтрино из сжавшегося ядра — горячей протонейтронной звезды.

Вспышки сверхновых

Вспышка сверхновой — один из самых мощных катастрофических природных процессов. В астрономии вспышки сверхновых наблюдаются как внезапное увеличение блеска звезды на 9–10 порядков, т. е. одна звезда в максимуме светит почти так же, как совокупность звёзд всей галактики, и поэтому сверхновые в настоящее время регистрируются из очень далеких галактик вплоть до красных смещений ∼ 1, т. е. с расстояний порядка тысячи Мпк. По своим спектральным свойствам сверхновые делятся на два основных типа: I — в спектрах которых отсутствуют линии водорода, и II — в спектрах которых линии водорода наблюдаются.

Основными наблюдательными характеристиками сверхновых остаются их кривые блеска и спектры (если сверхновая достаточно яркая).

Сверхновые II типа

С физической точки зрения, феномен сверхновой II типа и типа Ib/c означает очень быстрое (можно считать, мгновенное) энерговыделение порядка E(0) = 10^51 эрг внутри звезды с радиусом R(0) ∼ 10^14 см. Эта энергия в конечном счёте переходит в кинетическую и тепловую энергию расширяющейся оболочки. Увеличение блеска связано с нагревом расширяющихся внешних слоёв звезды ударной волной, возникновение которой связывают с отскоком свободно падающих внутренних слоёв от сколлапсировавшего плотного ядра массивной звезды.

По длительности максимума кривой блеска можно оценить массу сброшенной оболочки, которая во всех случаях оказывается больше 8 масс Солнца. Это подтверждает, что сверхновые II типа связаны с эволюцией массивных звёзд с протяжёнными водородными или гелиевыми (в случае сверхновых типа Ib/c) оболочками.

Дополнительным источником энергии свечения оболочки сверхновых II типа является рекомбинация водорода при расширении оболочки. При массе оболочки в 8–10 с.м. выделяется порядка 10^47 эрг. Из-за рекомбинационного излучения расширяющейся водородной оболочки на кривых блеска сверхновых II типа часто наблюдается плоский участок (плато) (т. н. сверхновые типа IIp).

Важнейший источник энергии свечения оболочки сверхновой на стадиях после максимума блеска — радиоактивный распад изотопов группы железа: никель-56 → кобольт-56 → железо-56. Он наиболее важен у термоядерных сверхновых (типа Ia и некоторых ярчайших сверхновых Ic, возникающих из наиболее массивных звёзд), так как в них синтезируется наибольшее количество этих элементов.

Из-за различных физических параметров предсверхновых II типа (массы, радиусы, химический состав и т. д.) кривые блеска SN II отличаются большим разнообразием, и их абсолютные звёздные величины в максимуме блеска варьируются в широких пределах.

Гиперновые и гамма-всплески

Коллапс железного ядра самых массивных звёзд (c массой на главной последовательности > 30 − 40 с.м.), по-видимому, приводит к образованию чёрной дыры. Как следует из наблюдений двойных рентгеновских систем с чёрными дырами, массы последних лежат в широком диапазоне от 4 до 20 солнечных (в среднем около 10). Предполагается, что при некоторых условиях (быстрое вращение, компактность предсверхновой) коллапс ядра массивной звезды может сопровождаться выделением энергии в узконаправленном конусе (джете). Если вещества внутри конуса мало (порядка массы планеты), оно может ускоряться давлением излучения до ультрарелятивистских скоростей, близких к скорости света.

При благоприятной ориентации джет может попасть на луч зрения наблюдателя, и при этом будет регистрироваться короткий мощный всплеск жёсткого рентгеновского и гамма-излучения, которое образуется нетепловыми процессами (в первую очередь, синхротронным механизмом) в замагниченной плазме джета.

Имеются наблюдательные факты, говорящие об ассоциации гамма-всплесков с мощными сверхновыми типа Ib/c. В спектрах сверхновых этих типов отсутствуют линии водорода и даже гелия, что свидетельствует о взрыве «голого» углеродно-кислородного ядра изначально очень массивной звезды, потерявшей к моменту коллапса водородную и гелиевую оболочки.

Данные говорят о том, что сверхновые, ассоциирующиеся с гамма-всплесками, имеют на порядок более высокую кинетическую энергию взрыва (до ∼ 10^52 эрг). Поэтому их ещё называют «гиперновые». Однако из наблюдений нельзя сделать однозначный вывод о том, что каждая сверхновая типа Ib/c сопровождается явлением гамма-всплеска.

В отличие от обычных сверхновых, у которых основная энергия взрыва переходит в кинетическую энергию расширяющейся оболочки звезды, в источниках гамма-всплесков энергия порядка 10^51 эрг (с учётом ширины конуса джета) превращается в излучение.

Детали такой эффективной переработки энергии коллапса ядра массивной звезды в электромагнитное излучения пока до конца не ясны, однако благодаря огромному энерговыделению гамма-всплески наблюдаются даже в галактиках с красными смещениями порядка z ≈ 8, т. е. существенно дальше самых ярких сверхновых типа Ia (z ≈ 1).

Некоторая часть гамма-всплесков, по-видимому, связана не с коллапсом ядер массивных звёзд, а со слияниями двойных нейтронных звёзд, которые могут происходить даже в галактиках без звездообразования (Е-галактики).

Сверхновые типа Ia

В спектрах сверхновых Ia нет линий водорода. Кривые блеска носят универсальный характер, что свидетельствует об одинаковых свойствах предсверхновых этого типа. Наиболее реалистичной представляется модель термоядерного взрыва белого карлика с массой около M(Ch), поэтому такие сверхновые также называют «термо-ядерными». Причины потери гидростатичекой устойчивости белого карлика по мере приближения его массы к верхнему пределу - это нейтронизация вещества в центре и эффекты ОТО (в отличие от обычных звёзд, фотодиссоциация ядер здесь не важна, так как энергичных фотонов в центре белых карликов очень мало). Однако эта неустойчивость приводит не к коллапсу, а к термоядерному взрыву звезды.

Энергия, выделяемая при термоядерном взрыве белого карлика с массой около M(Ch) составляет около 2 ·10^52 эрг, что вполне достаточно для объяснения энергетики SN Ia. В этом случае масса оболочки должна быть порядка 1 с.м. и скорости расширения v ∼ 10^4 км/с, что действительно согласуется с анализом профилей линий в спектрах SN Ia. Поскольку предсверхновая в этом случае — компактная звезда (радиус белого карлика перед взрывом порядка нескольких тысяч километров), тепловая энергия, выделяющаяся при термоядерном горении вещества белого карлика, состоящего в основном из смеси углерода и кислорода, быстро передается оболочке. Однако быстрое и практически адиабатическое расширение оболочки вед`т к её скорому охлаждению. В отличие от SN II, расширяющаяся (но ещё непрозрачная) оболочка термоядерных SN сразу же начинает разогреваться радиоактивным распадом образующегося при термоядерном горении никеля-56. Процесс радиоактивного распада изотопов группы железа определяет форму кривой блеска SN Ia. Сначала блеск возрастает до максимума, который определяется условием равенства радиоактивного нагрева и диффузионного охлаждения, а затем экспоненциально спадает, подпитываемый распадом радиоактивного кобальта. Светимость в максимуме при этом зависит только от массы выброшенного никеля.

Зависимость видимая звёздная величина–расстояние для источников со стандартным энерговыделением используется для проверки космологических моделей. Так, из наблюдений далеких SN Ia в 1998 г. был сделан вывод, что наилучшая космологическая модель должна включать космологическую постоянную, которая на больших масштабах действует как своего рода «антигравитация» и заставляет Вселенную расширяться с ускорением.

Ярчайшие сверхновые

В последние годы были обнаружены несколько рекордно ярких сверхновых с абсолютной величиной в максимуме M( R ) ≈ −21.5 (SN 2006gy, SN2007bi), объяснение свойств которых (спектры, форма кривой блеска) требует синтеза необычайно большого количества радиоактивного Ni (несколько масс Солнца). Эти ярчайшие сверхновые, по-видимому, связаны с эволюцией очень массивных звёзд (свыше 100 с.м.). Такие звёзды могут образовываться из обедненного тяжёлыми элементами газа (например, звёзды населения III на больших красных смещениях или звёзды в карликовых галактиках с низким содержанием металлов) и иметь массы до нескольких сотен масс Солнца.

Эволюция таких массивных звёзд происходит несколько иначе. Центральная температура в углеродно-кислородном ядре может превысить предел фоторождения электронно-позитронных пар. Рождение пар фотонами приводит к уменьшению упругости радиационно-доминированного невырожденного газа, которая поддерживала гидростатическое равновесие звезды. Ядро звезды начинает сжиматься, но выделяемая гравитационная энергия расходуется на рождение новых пар. Гидростатическое равновесие теряется, и кислородное ядро очень массивной звезды коллапсирует ещё до образования элементов группы железа.

Расчёты показывают, что в диапазоне начальных масс звёзд 100-140 с.м. начнутся сильные пульсации звезды, приводящие к значительной потере массы, и вспышка сверхновой может быть необычайно яркой из-за взаимодействия ударной волны со сброшенными ранее оболочками (эта модель описывает кривую блеска SN 2006gy). Для ещё более массивных звёзд коллапс кислородного ядра приведёт к термоядерному взрыву огромной мощности (до 10^52 эрг), в котором синтезируется до 10 с.м никеля-56. Распад порождённым им радиоактивного кобальта-56 поддержит яркость сверхновой на высоком уровне в течение сотен дней (этот механизм описывает кривую блеска SN 2007bi). Термодяерные взрывы очень массивных звёзд должны происходить без образования компактных остатков.

Остатки сверхновых и их взаимодействие с межзвёздной средой

Сброшенная при вспышке сверхновой оболочка расширяется со сверхзвуковой скоростью в межзвёздную среду, поэтому в системе отсчёта, связанной с расширяющейся оболочкой, от контактного разрыва на границе оболочки в окружающую среду и внутрь отходят две ударные волны (УВ). Внешняя УВ распространяется наружу по невозмущенной межзвёздной среде, а обратная —идёт по остатку сверхновой и разогревает газ остатка до очень высоких температур. Различают несколько стадий взаимодействия оболочки с окружающей средой.

Стадия 1. Свободный разлёт.

На этой стадии оболочка движется по инерции, как если бы внешней среды не было вообще, R(t) ∼ t. Излучение оболочки не влияет на её динамику. Стадия заканчивается при «сгребании» массы окружающего вещества, примерно равной массе расширяющейся оболочки.

Стадия 2. Адиабатическое расширение.

Радиационные потери энергии из оболочки по-прежнему не влияют на её динамику (отсюда название — адиабатическая стадия), так как температура газа за фронтом ударной волны очень высокая. Кинетическая энергия оболочки расходуется на нагрев газа за фронтом сильной УВ и на ускорение сгребаемого межзвёздного газа.

Поскольку температура за фронтом сильной ударной волны для идеального газа падает со временем, то начиная с некоторого момента (радиуса оболочки) становятся важными процессы радиативного охлаждения УВ, и адиабатическое приближение нарушается.

Стадия 3. Стадия снегоочистителя

Наступает после охлаждения газа оболочки, когда температура падает ниже ≈ 6 · 10^5 K и плазма начинает интенсивно высвечивать запасённую тепловую энергию (при понижении температуры до ≈ 10^5 K функция охлаждения горячей разреженной плазмы резко возрастает из-за появления электронных оболочек вокруг ядер тяжёлых элементов). УВ при этом оказывется практически изотермической (показатель адиабаты газа γ → 1). Оболочка становится тонкой и относительно холодной, поскольку радиальная скорость газа, через который прошла УВ, меньше скорости движения фронта по среде, и газ, поджимаемый давлением горячей среды изнутри, долго остается вблизи фронта УВ. Движение УВ поддерживается за счёт запасённого в оболочке импульса. УВ сгребает окружающий газ и передает ему свой импульс, так что ситуация похожа на сгребание снега снегоочистителем. Однако в отличие от первой стадии, расширение оболочки к этому времени уже сильно замедляется.

Разреженный горячий газ внутри оболочки практически не остывает за время её существования (из-за низкой плотности и высокой температуры) и дополнительно поддерживает расширение оболочек на поздних стадиях. По прошествии ∼ 10^4 –10^5 лет после начала расширения меры эмиссии оболочек сверхновых уменьшаются настолько, что они становятся практически неразличимыми на фоне излучения межзвёздной среды.

В действительности, значительная неоднородность плотности межзвёздной среды, магнитные поля, различные неустойчивости (тепловые неустойчивости, неустойчивость Рэлея–Тэйлора при расширении горячего газа в холодном, неустойчивость фронта УВ) и другие астрофизические факторы значительно усложняют обрисованную выше схематичную картину эволюции остатков сверхновых. В некоторых типах остатков (т. н. плерионы) основная энергия в оболочку продолжает поступать в процессе её расширения в виде релятивистских частиц, рожденных быстровращающейся нейтронной звездой с сильным магнитным полем — пульсаром, образующимся в результате коллапса.

Компактные звёзды

Эволюция обычных звёзд сводится к термоядерному горению водорода (главная последовательность) и более тяжёлых элементов (стадии после главной последовательности) в ядре звезды. Горение водорода происходит дольше всего, время жизни звезды после главной последовательности не превышает 10% от времени горения водорода.

Конечные стадии эволюции звёзд сопровождаются большой потерей массы оболочки звезды в виде звёздного ветра (особенно на стадиях красного гиганта и сверхгиганта), достигающей ≈ 10^−5 с.м. в год. Конечные продукты эволюции зависят от физических условий в центре звезды к моменту завершения термоядерных реакций. Эти условия полностью определяются начальной массой звезды на главной последовательности и её начальным химическим составом.

В зависимости от начальной массы звезды солнечного химсостава (типичного для звёзд дисковой составляющей Галактики), после завершения термоядерной эволюции в звёздных недрах могут возникнуть три типа компактных остатков: белые карлики (БК), нейтронные звёзды (НЗ) и чёрные дыры (ЧД).

Следует отметить существующую неопределенность в точных границах, различающих эти случаи, т. к. детали механизма взрывов сверхновых и образования компактных остатков пока неясны.

Белые карлики

В звёздах с начальной массой до ∼ 8–10 солнечных термоядерная эволюция ядра, масса которого меньше критической массы Чандрасекара, не доходит до образования элементов группы железа. В зависимости от начальной массы, она останавливается на стадии гелиевого или углеродно-кислородного вырожденного ядра. Термоядерное горение в вырожденном веществе носит взрывной характер, при этом возросшая температура может частично снять вырождение и энерговыделение станет менее интенсивным из-за восстановления отрицательной теплоёмкости. Поэтому на стадии слоевого источника вокруг вырожденного (С–О)-ядра оболочка звезды — красного (сверх)гиганта может сбрасываться из-за тепловых неустойчивостей, развивающихся на границе слоевого источника и вырожденного ядра. При этом звезда находится на стадии асимптотической ветви гигантов в правой верхней части на диаграмме Герцшпрунга–Рессела. В результате быстрого истечения оболочки вокруг вырожденного ядра образуется эмиссионная планетарная туманность, «подсвечиваемая» очень горячим (T(ef f) ∼ 10^5 K) прото-белым карликом. Механизм свечения туманности — рекомбинационный, как в областях HII, но в планетарных туманностях наблюдаются эмиссионные линии от ионов с более высокими потенциалами возбуждения из-за более высокой температуры подсвечивающего излучения.

Оставшееся после истечения оболочки горячее вырожденное C–O ядро звезды постепенно остывает и превращается в белый карлик. Энергия свечения белого карлика — тепловая энергия, запасённая в колебаниях ионов. Излучая фотоны с поверхности, белый карлик постепенно остывает, его эффективная температура падает, а так как радиус белого карлика около 10^4 км, характерное время остывания достигает 10 млрд. лет. Самые старые и холодные белые карлики имеют эффективную температуру около 2000 К. В таких холодных карликах положительно заряженные ионы образуют кристаллическую решётку (кристаллизация начинается уже при температурах порядка 10 000 К).

С точки зрения механического равновесия, силе тяжести в белых карликах противостоит градиент давления вырожденного электронного газа. Подчеркнём роль кулоновских сил: гравитация действует на «тяжёлые» протоны, а из-за принципа Паули создаётся огромное давление вырожденных электронов, которое передаётся протонам именно через электрические поля частиц.

Белые карлики в двойных системах. Катаклизмические переменные и новые звёзды

Качественно новая ситуация может возникнуть, если белый карлик входит в состав тесной двойной системы — под действием приливных сил возможно перетекание вещества с соседней звезды, что приведёт к увеличению его массы. При приближении к чандрасекаровскому пределу в центре белого карлика начинается термоядерное горение, приводящее ко взрыву (модель сверхновой типа Ia). Для O–Ne–Mg белых карликов нейтронизация вещества может начаться раньше термоядерного горения и возможен коллапс в нейтронную звезду.

Наличие белых карликов в составе тесных двойных систем (ТДС) проявляет себя у очень широкого класса переменных звёзд, называемых взрывными (или катаклизмическими) переменными. Эти переменные включают в себя новые звёзды, повторные новые звёзды, карликовые новые звёзды, вспыхивающие звёзды типа U Близнецов, переменные типа АМ Гекулеса и др. Основная отличительная черта взрывных переменных — наличие регулярных или иррегулярных вспышек различной амплитуды. Орбитальные периоды взрывных переменных лежат в диапазоне от десятков минут до десятков часов, что говорит о характерных размерах систем от долей до нескольких радиусов Солнца. В этих двойных системах первичный (более массивный) компонент является С–О белым карликом с массой порядка 0.5–1 с.м., а вторичный (менее массивный) — звездой главной последовательности или слегка проэволюционировавшим субгигантом околосолнечной массы, заполняющим полость Роша. Обмен масс поддерживается благодаря медленному сближению звёзд, что связано с уменьшением орбитального момента импульса двойной системы из-за замагниченного звёздного ветра от нормальной звезды, посредством которого момент импульса передаётся окружающей среде. Для самых тесных систем с орбитальным периодом менее 2 часов орбитальный момент уменьшается из-за излучения гравитационных волн.

Физические причины вспышек у различных подклассов взрывных переменных различны. Единичные мощные вспышки, характерные для новых звёзд, связаны с термоядерным взрывом вещества, накопленного на поверхности белого карлика при аккреции со второго компонента. Расчёты показывают, что явление новой звезды возникает только в определенном диапазоне масс белых карликов и темпов аккреции вещества на его поверхность. При очень низких темпах перетекания вещество постепенно вырождается и присоединяется к белому карлику, а при очень высоких — вещество остаётся невырожденным, и горение может носить перманентный, а не взрывной характер. Для явления новой звезды существенно, что в накопленной массе вещества происходит вырождение, рост температуры не сопровождается увеличением давления и расширением оболочки, что приводит к термоядерному взрыву. При взрывном термоядерном горении частицы приобретают скорость намного выше параболической на поверхности белого карлика, поэтому продукты взрыва образуют гравитационно не связанную с ним оболочку, которая постепенно рассеивается в межзвёздной среде.

Существенную роль в расширении оболочки новой звезды играет энергия (∼ 10^46 эрг), выделяющаяся при бета-распаде радиоактивных изотопов азот-13, кислород-14, кислород-15 и фтор-17, образующихся в ходе CNO-цикла.

Массы оболочек новых звёзд малы, порядка 10^−7 –10^−8 с.м. ; такая масса набирается на аккрецирующем белом карлике за характерное время в 50–100 лет, так что, по сути дела, все новые звёзды являются повторными. Спектроскопический анализ оболочек новых звёзд показывает присутствие атомов Ne, Na, Mg, Al, что, повидимому, свидетельствует об эрозии самого белого карлика при взрыве. Поэтому не исключено, что увеличения массы белых карликов в новых звёздах не происходит. Рост массы до значений, близких к пределу Чандрасекара, возможен только при специфических режимах перманентного горения. Считается, что подобные двойные системы (с ними связывают так называемые сверхмягкие сверхкритические рентгеновские источники) могут быть предшественниками сверхновых звёзд типа Ia.

Регулярные вспышки, наблюдаемые у повторных и карликовых новых звёзд, не связаны с термоядерным горением вещества на поверхности белого карлика, на который перетекает газ со второй звезды. Они являются результатом неустойчивого перетекания массы в аккреционном диске вокруг компактной звезды (белого карлика в случае катаклизмических переменных).

Нейтронные звёзды

В большинстве случаев нейтронные звёзды образуются в результате коллапса ядер массивных звёзд с массой на главной последовательности больше 8–10 с.м. Коллапс ядра массивной звезды сопровождается вспышкой сверхновой II типа или типа Ib/с. Энергия, освобождаемая при этом, по порядку величины совпадает с гравитационной энергией связи нейтронной звезды, и в основном уносится нейтрино.

Специфическое свойство нейтронных звёзд — сверхвысокая плотность, порядка ядерной (ρ(0) ≈ 2.8 · 10^14 г/см^3 ), однако, в отличие от атомного ядра, в котором нуклоны удерживаются благодаря сильным взаимодействиям между кварками, в нейтронной звезде нуклоны удерживаются вместе гравитационными силами (этим определяется минимальная масса НЗ ∼ 0.1 с.м.). Внутри НЗ вырожденные нейтроны не распадаются: из-за высокой плотности β-распад нейтрона запрещён принципом Паули, так как образующемуся электрону нет «места» в фазовом пространстве координат и импульсов из-за сильного вырождения электронного газа.

Из наблюдений следует, что НЗ обладают сверхсильным магнитным полем. Из-за вмороженности магнитного поля в космическую плазму, при сжатии вещества сохраняется поток магнитного поля через выделенный контур.

Многие НЗ входят в состав двойных систем. В тесных двойных системах с нейтронными звёздами возможны уникальные явления. При перетекании вещества на НЗ с сильным магнитным полем (> 10^10 Гс) наблюдается феномен рентгеновского пульсара. Если магнитное поле НЗ не столь большое, как указано выше, вещество на поверхности нейтронной звезды накапливается (оно находится в вырожденном состоянии), и при превышении некоторого критического значения плотности и температуры на поверхности НЗ происходит термоядерный взрыв. Эти взрывы наблюдаются в виде регулярных рентгеновских барстеров (или вспыхивающих рентгеновских источников).

В отличие от новых звёзд (взрыв на поверхности белого карлика), в рентгеновских барстерах продукты вспышки образуют расширяющуюся атмосферу, которая не отделяется от звезды в виде оболочки, а вновь сжимается. Причина тому — в 1000 раз более глубокий гравитационный потенциал на поверхности нейтронной звезды (более чем на порядок больше удельной энергии, выделяемой в термоядерных реакциях синтеза).

Внутреннее строение НЗ

Массы НЗ с разной степенью точности измеряются в тесных двойных системах, но главный результат состоит в том, что в отличие от белых карликов, разброс масс НЗ, измеренных наиболее точными методами, достаточно мал - этот факт, по-видимому, связан с фундаментальными законами коллапса звёздных ядер, детали которого до конца не выяснены.

В 2010 г. по релятивистским эффектам измерена масса радиопульсара PSR J1614-2230 в двойной системе с белым карликом, которая оказалась ∼ 2 с.м. По-видимому, эта нейтронная звезда значительно увеличила свою начальную массу в результате обмена масс на предшествующих стадиях эволюции двойной системы.

В отличие от масс, которые в двойных пульсарах измеряются по релятивистским эффектам с рекордной точностью в доли процентов, внутреннее строение НЗ (особенно её центральных частей) известно с большой степенью неопределенности из-за отсутствия лабораторных данных о свойствах вещества в сверхплотном состоянии. В зависимости от состояния вещества по модельным расчётам внутри НЗ выделяют четыре основных зоны.

Внешняя кора. ΔR = 300–600 м, ρ < ρ(nd) ≈ 4 · 10^11 г/см^3 . Величина ρ(nd) соответствует плотности, при которой газ свободных нейтронов начинает приобретать свойства жидкости. Внешняя кора состоит из сильно вырожденных электронов (представляющих почти идеальный Ферми-газ) и ядер (ионов). Уравнение состояния во внешней коре известно достаточно хорошо.

Внутренняя кора. ΔR = 500–800 м, ρ(nd) < ρ < 0.5ρ(0) , где ρ(0) — ядерная плотность. Верхняя граница соответствует плотностям, при которых отдельные атомные ядра уже не могут существовать. Во внутренней коре электроны находятся в состоянии ультрарелятивистского вырожденного газа, а ядра обогащены нейтронами и занимают значительный объём. Свободные нейтроны образуют сильно вырожденную Ферми-жидкость, которая может быть сверхтекучей. Вблизи границы с внешним ядром в слое в несколько сотен метров атомные ядра становятся слабо связанными; в некоторых моделях возможны фазовые переходы к несферическим ядрам (т. н. «ядерная паста») в виде цилиндров («макароны»), пластин («лазанья») и т. д. Детали структуры внутренней коры плохо известны.

Внешнее ядро. 0.5ρ(0) < ρ ≤ 2ρ(0) . Вещество во внешнем ядре представляет собой однородную материю из сильно вырожденных нейтронов, протонов, электронов и возможно мюонов. Электроны и мюоны образуют почти идеальные ферми-газы, а нуклоны — сильно неидеальные ферми-жидкости, которые могут быть сверхтекучими и сверхпроводящими. Уравнение состояния известно сравнительно неплохо, но точность резко уменьшается с ростом плотности.

Внутреннее ядро. 2ρ0 < ρ ≤ 20ρ(0) . Состав точно не известен из-за плохого знания физики сильных взаимодействий и эффектов взаимного влияния частиц в сверхплотном веществе. Возможный состав — нуклонно-гиперонное вещество, или более экзотические возможности (пионный конденсат, кварковое вещество). Уравнение состояния во внутреннем ядре является фундаментальной физической проблемой.

Компактность НЗ требует учета эффектов ОТО при рассмотрении как внутреннего строения НЗ, так и процессов, происходящих в её окрестностях. Как и в случаях с БК, если НЗ входит в состав тесной двойной системы с переносом массы, превышение предельной массы приведёт к коллапсу, предположительно с образованием чёрной дыры.

Свойства пульсаров

Короткие периоды пульсаций, 0.0015–8 с. Отсюда сразу можно оценить нижний предел плотности вещества нейтронных звёзд.

Замедление пульсаций с темпом dP/dt ≡ Ṗ ≈ 10^−15 c/c. Это свойство интерпретируется как торможение вращения нейтронной звезды. Вращательная энергия нейтронной звезды уносится главным образом потоком релятивистских частиц, вырываемых с поверхности сильнейшим электрическим полем в области полярных шапок.

Задержка времени прихода импульсов на разных частотах. Этот эффект связан с распространением радиоизлучения в ионизованной космической плазме (мера дисперсии).

Торможение вращения пульсаров

Основная идея, объясняющая феномен замедления вращения пульсара - потери энергии вращения замагниченной нейтронной звездой. Запас энергии вращения НЗ очень велик.

Низкочастотное магнитодипольное излучение, связанное с вращением пульсара, не может распространяться в межзвёздной плазме, если его частота много меньше частоты плазменных колебаний, поэтому должен существовать механизм переработки энергии вращения в электромагнитные волны более высоких энергий.

Важная величина, характеризующая пульсар — понятие светового цилиндра — поверхности, на которой скорость твердотельного вращения с частотой ω достигает скорости света.

Генерация электромагнитных волн происходит за световым цилиндром, определяющим границу волновой зоны. Внутри светового цилиндра (в ближней зоне) магнитное поле нейтронной звезды дипольное, а вне его носит характер электромагнитной волны. Световой цилиндр ограничивает область замкнутых силовых линий магнитосферы пульсара, которые заполняются плазмой и вращаются как твёрдое тело с частотой вращения НЗ. Часть силовых линий, однако, остаются незамкнутыми, пересекают световой цилиндр и уходят на бесконечность. Область на поверхности НЗ, из которой уходят открытые силовые линии, называется полярной шапкой.

Однако плазма, неизбежно заполняющая магнитосферу пульсара, экранирует низкочастотное магнитодипольное излучение. Поэтому более реалистичной является модель пульсара, в которой потеря энергии вращения нейтронной звезды связана с тормозящим действием электрических токов, протекающих в магнитосфере в области открытых силовых линий, входящих в пульсар в области полярных шапок. В этом случае потери вращения НЗ связаны в основном с излучением релятивистских частиц, рождающихся в её магнитосфере.

Напряжённость магнитного поля вблизи поверхности пульсара весьма велика. В таком сверхсильном магнитном поле изменяются свойства вещества и становятся существенными (и даже определяющими) квантовые эффекты (например, рождение электрон–позитронных пар), которые важны для описания физических процессов вблизи поверхности нейтронной звезды.

У нескольких одиночных НЗ (которые, однако, не излучают радиоволн, как обычные пульсары — их называют магнитарами) оценка поля приводит к значениям 10^14 –10^15 Гс. Такие огромные магнитные поля приводят к появлению качественно новых явлений. Например, они способны своим давлением время от времени буквально «взламывать» кору НЗ, приводя к грандиозному энерговыделению порядка 10^41 –10^45 эрг, которое наблюдается в рентгеновском диапазоне в виде повторных мягких гамма-всплесков от таких НЗ.

Электродинамическое рассмотрение вращающейся НЗ с дипольным магнитным полем приводит к выводу, что в области полярных шапок НЗ возникает компонента электрического поля, параллельная силовым линиям магнитного поля. Напряжённость электрического поля пропорциональна произведению индукции B(s) и частоты вращения ω, и для характерного значения напряженности поля 10^12 Гс достигает 10^11 В/см, на два порядка выше напряжённости поля в атоме водорода. Такое электрическое поле ионизует атомы и вырывает заряженные частицы с поверхности НЗ.

Максимальная энергия, до которой заряд в принципе может ускориться в магнитосфере пульсара, огромна и соответствует энергии самых энергичных космических лучей. Однако процесс образования частиц высоких энергий вблизи поверхности НЗ более сложен. Заряд начинает ускоряться электрическим полем вдоль магнитной силовой линии (поперечная составляющая импульса отсутствует из-за синхротронных потерь). Из-за кривизны силовой линии появляется ускорение, приводящее к излучению энергичных гамма-квантов с характерной частотой ω( с ) ∼ γ^3 v/r( c ), где γ = E/m(e) c^2 — Лоренц-фактор релятивистского электрона, v ≈ c — его скорость, r( c ) — радиус кривизны силовой линии магнитного поля (изгибное излучение — разновидность синхротронного излучения релятивистской заряженной частицы). Фотон в сильном магнитном поле рождает электрон–позитронную пару. В свою очередь, вторичные электроны вновь рождают фотоны изгибного излучения и т. д. Так возникает электрон–позитронная лавина в магнитосфере пульсара. Генерируемая таким образом плазма экранирует электрическое поле и заполняет пространство внутри замкнутых силовых линий магнитного поля, а часть этой плазмы, текущая вдоль открытых (незамкнутых) силовых линий, пересекает световой цилиндр и уходит на бесконечность. Именно в кинетическую энергию рождаемых релятивистских частиц и перерабатывается почти вся энергия вращения нейтронной звезды.

Неустойчивости в плазменном потоке ультрарелятивистских частиц внутри или вблизи светового цилиндра, движущихся вдоль открытых силовых линий практически со скоростью света, рождают низкочастотные радиоволны в узконаправленном пучке. Именно это нетепловое радиоизлучение и наблюдается от пульсаров. Доля энергии, уносимая радиоизлучением, мала (около 10^−4 –10^−6 от полных потерь вращательной энергии нейтронной звезды).

Рентгеновские пульсары

При наличии очень сильного магнитного поля нейтронной звезды (10^12 –10^14 Гс) в тесной двойной системе возможен такой тип аккреции на НЗ, при котором газ нормальной звезды, вмороженный в поле, падает вдоль линий индукции в область магнитных полюсов НЗ. Избыток момента импульса при этом передается звезде через магнитное поле. Скорости падения на поверхность НЗ порядка сотен тысяч км/с, и на небольшие области поверхности НЗ (сотни квадратных метров) обрушивается колоссальный поток вещества и энергии (порядка 100 кг/с на квадратный сантиметр). Температура плазмы в области падения при этом может достигать 10^9 –10^10 К. Выделяющаяся энергия излучается в форме жёстких квантов, и на поверхности НЗ в районе магнитных полюсов образуются два горячих «рентгеновских» пятна. Сильное магнитное поле делает излучение этих пятен неизотропным. Поскольку магнитная ось в общем случае не совпадает с осью вращения, за время одного оборота НЗ вокруг оси далёкий наблюдатель будет регистрировать один или два импульса рентгеновского излучения.

Такие импульсные рентгеновские источники получили название рентгеновские пульсары. Наблюдаемые периоды следования максимумов яркости рентгеновских пульсаров лежат в очень широких пределах — от нескольких мс до десятка минут. На месте рентгеновских источников в оптическом диапазоне всегда наблюдается нормальная звезда, как правило, также переменная, причём механизм переменности необычен: он связан с интенсивным прогревом одной стороны звезды её горячим спутником. Оптическая звезда может быть как массивной молодой ОВ-звездой, так и старой звездой умеренной массы галактического гало. Если в своём орбитальном движении НЗ заходит за диск звезды, рентгеновские импульсы прекращаются до тех пор, пока НЗ вновь не выйдет из затмения. Продолжительность этой фазы, как и доплеровское изменение частоты импульсов при орбитальном движении НЗ, дают дополнительную информацию об орбитах звёзд ТДС и их массах.

Светимость рентгеновских пульсаров составляет 10^35 –10^39 эрг/с, так что наиболее мощные из них могут наблюдаться даже в соседних галактиках. Обычные пульсары (радиопульсары) также излучают рентгеновские импульсы, но значительно более слабые, причём механизм их формирования совсем иной. Если радиопульсары излучают за счёт энергии вращения НЗ, и поэтому медленно тормозят своё вращение (период со временем возрастает), то рентгеновские пульсары излучают энергию аккрецирующего потока, т. е. светят за счёт гравитационной энергии падающего вещества. Передача момента импульса звезде приводит в этом случае к ускорению вращения, то есть к медленному сокращению периода между импульсами, что действительно наблюдается.

Чёрные дыры

Чёрные дыры (ЧД) звёздной массы могут образоваться либо при аккреционно-индуцированном коллапсе нейтронных звёзд в двойных системах, либо при коллапсе ядер массивных (> 20–40 с.м.) одиночных звёзд. Процесс их образования плохо изучен, даже на качественном уровне. До сих пор не ясно, сопровождается ли образование чёрной дыры сбросом оболочки (т. е. явлением сверхновой звезды). Полное число ЧД в Галактике может составлять несколько процентов от числа нейтронных звёзд и достигать миллиона.

Физически ЧД представляет собой особенность пространства-времени, связанную с наличием горизонта событий, — условной поверхности, из-под которой никакая информация не может передаваться наружу (из-за замедления времени в гравитационном поле ЧД процесс пересечения горизонта событий падающей в ЧД частицей принципиально ненаблюдаем с больших расстояний).

ЧД может характеризоваться только массой, моментом импульса и электрическим зарядом (т. е. сохраняющимися физическими величинами). У чёрных дыр не может быть магнитного поля. В этом смысле ЧД устроена гораздо проще, чем обычная невырожденная или вырожденная звезда.

Горизонт событий невращающейся ЧД находится на т. н. гравитационном радиусе (формально на этом радиусе параболическая скорость частиц становится равной скорости света).

Найти ЧД из астрономических наблюдений непросто: одиночная ЧД не излучает энергию.

За время существования Вселенной могут полностью «испариться» лишь ЧД с начальной массой менее 10^15 г (масса большой горы на Земле). Маломассивные ЧД действительно могут существовать, но их происхождение не может быть связано с эволюцией звёзд. Эффективность энерговыделения при свободном падении вещества на ЧД из межзвёздной среды также мала, и все попытки найти одиночные ЧД пока безуспешны.

Если ЧД входит в состав тесной двойной системы, при перетекании вещества с соседней звезды вокруг чёрной дыры (как и вокруг нейтронной звезды или белого карлика) образуется аккреционный диск, вещество разогревается до высоких температур и может наблюдаться как яркий рентгеновский источник. Современными методами рентгеновской астрономии обнаружено свыше 20 кандидатов в ЧД — невидимых компонентов рентгеновских тесных двойных систем, масса которых больше 3 с.м. Переменность излучения этих источников непериодическая. Они не являются рентгеновскими пульсарами или барстерами (периодически вспыхивающими рентгеновскими источниками из-за теромоядерных взрывов накопленного на поверхности НЗ вещества), т. е. падающее вещество не направляется магнитным полем и не накапливается на твёрдой поверхности.

Источник нагрева газа при дисковой аккреции — гравитационная энергия, освобождаемая в процессе движения по спирали в аккреционном диске вокруг компактной звезды. Момент импульса вещества может отводиться силами вязкости (вероятнее всего, связанной с турбулентностью плазмы) или посредством ударных волн, возникающих при взаимодействии струи вещества с диском. Большая часть энергии (основная светимость аккреционного диска) выделяется вблизи внутренней границы. В случае нейтронных звёзд последняя определяется либо радиусом магнитосферы, с которой взаимодействует плазма диска, либо поверхностью НЗ, если давление её магнитного поля не способно остановить падающую плазму. Если же центральным телом является ЧД, то внутренний радиус диска определяется последней устойчивой круговой орбитой пробной частицы в поле тяготения чёрной дыры.

Эффективность аккреции вещества на компактные звёзды

В ньютоновском приближении при падении вещества с большого расстояния на тяготеющее тело массы M с радиусом R на грамм вещества выделяется гравитационная энергия.

В соответствии с вириальным соотношением, при медленном радиальном движении газа в аккреционном диске вокруг компактной звезды только половина этой энергии расходуется на нагрев газа, а вторая — на увеличение его кинетической энергии при вращении по кеплеровской орбите вокруг центрального тела. Если у аккрецирующего объекта есть поверхность (нейтронная звезда, белый карлик), гравитационная энергия выделяется в виде тепла как в диске, так и при ударе о поверхность. Но у чёрной дыры нет поверхности — чтобы выделилась гравитационная энергия, требуются специальные режимы падения. Например, при строгом сферически-симметричном режиме падения на чёрную дыру эффективность энерговыделения полностью определяется физическими условиями в падающей плазме (плотность, температура, магнитное поле) и как правило очень низка. Поэтому при сферически-симметричной аккреции на чёрные дыры гравитационная энергия в основном уносится вместе с газом под горизонт событий, не высвечиваясь.

В реальных астрофизических условиях падающий газ, в общем случае, обладает отличным от нуля моментом импульса, поэтому при движении в поле тяготеющего тела появляется центробежный барьер. Для его преодоления вещество должно отдать момент импульса. Для этого необходимо, чтобы газ в диске вращался дифференциально и существовал эффективный механизм вязкости между соседними слоями. Первое требование выполняется практически всегда, т. к. пробная частица с ненулевым моментом импульса движется в поле тяготения компактного объекта по кеплеровской орбите. При движениипо круговой орбите между соседними слоями в диске возникают отличные от нуля сдвиговые напряжения. Если коэффициент динамической вязкости в газе отличен от нуля, то возникают вязкие напряжения (сила трения, действующая на единицу площади), пытающиеся выровнять угловую скорость вращения соседних слоёв. В результате внутренние области теряют момент импульса, а внешние — приобретают. Механизм вязкости в аккреционных дисках окончательно не выяснен, однако наиболее вероятно, что вязкость связана с турбулентными движениями плазмы в дифференциально вращающемся газовом диске.

Таким образом, при наличии вязкости момент импульса передаётся вязкими напряжениями по радиусу вдоль диска наружу, при этом вещество во внутренней области диска начинает медленно приближаться к центральному телу. Этот процесс носит диффузионный характер. Из-за трения газ разогревается до высоких температур, и выделяемая гравитационная энергия перерабатывается в электромагнитное излучение. Такие газовые диски с вязкостью возникают в двойных звёздных системах при перетекании вещества с одной звезды на другую (например, при эволюционном расширении одной из звёзд).

Аккреционые диски также могут образоваться вблизи сверхмассивной чёрной дыры в центре активной галактики или квазара. Анализ показывает, что полная светимость аккреционного диска не зависит от механизма вязкости и определяется граничными условиями — темпом втекания вещества в диск, радиусом внутренней границы диска и значением удельного момента импульса на внутренней границе (предполагается, что внешний радиус диска много больше внутреннего).

Если вещество в диске движется по кеплеровской орбите вплоть до самой внутренней границы, его полная светимость составляет ровно половину выделяемой гравитационной энергии. Другая половина идёт на увеличение кинетической энергии частиц. Иными словами, удельная светимость диска должна быть равна гравитационной энергии связи частицы на внутренней границе диска.

Большинство наблюдаемых рентгеновских источников в Галактике представляет собой тесные двойные системы, в которых происходит аккреция вещества с соседней (чаще всего невырожденной) звезды на нейтронные звёзды или чёрные дыры. Большое разнообразие явлений, связанных с аккреционными дисками, объясняется различиями в параметрах аккрецирующих компактных звёзд (масса, радиус, наличие магнитного поля, вращение и т. д.). Существенную роль играют также присущие дискам тепловые неустойчивости, которыми объясняют (квази)периодические изменения блеска и вспышки в катаклизмических переменных (в них аккреция происходит на белые карлики), как и вспышки рентгеновских новых (аккреция на чёрные дыры звёздной массы).