Сверхновая звезда

Кривые блеска для I типа в высокой степени сходны: 2—3 суток идёт резкий рост, затем его сменяет значительное падение (на 3 звёздные величины) 25—40 суток с последующим медленным ослаблением, практически линейным в шкале звёздных величин. Абсолютная звёздная величина максимума в среднем для вспышек Ia составляет ${\textstyle M_{B}=-19.5^{m}}$, для Ib/c — ${\textstyle M_{B}=-18^{m}}$.

А вот кривые блеска типа II достаточно разнообразны. Для некоторых кривые напоминали оные для I типа, только с более медленным и продолжительным падением блеска до начала линейной стадии. Другие, достигнув пика, держались на нём до 100 суток, а затем блеск резко падал и выходил на линейный «хвост». Абсолютная звёздная величина максимума варьируется в широком пределе от ${\textstyle -20^{m}}$ до ${\textstyle -13^{m}}$. Среднее значение для IIp — ${\textstyle M_{B}=-18^{m}}$, для II-L ${\textstyle M_{B}=-17^{m}}$.

Вышеприведённая классификация уже содержит некоторые основные черты спектров сверхновых различных типов, остановимся на том, что не вошло. Первая и очень важная особенность, которая долго мешала расшифровке полученных спектров — основные линии очень широкие.

Для спектров сверхновых типа II и Ib/c характерно:

• Наличие узких абсорбционных деталей вблизи максимума блеска и узкие несмещённые эмиссионные компоненты.
• Линии [NIII], [NIV], [CIII], [CIV] наблюдаемые в ультрафиолетовом излучении.

Частота вспышек зависит от числа звёзд в галактике или, что то же самое для обычных галактик, светимости. Общепринятой величиной, характеризующей частоту вспышек в разных типах галактик, является SNu[6]:

${\displaystyle 1\ {\text{SNu}}={\frac {1\ {\text{SN}}}{10^{10}L_{\odot }(B)\times 100\ {\text{years}}}},}$

где ${\textstyle L_{\odot }(B)}$ — светимость Солнца в фильтре B. Для разных типов вспышек её величина составляет[6]:

При этом сверхновые Ib/c и II тяготеют к спиральным рукавам.

Крабовидная туманность (изображение в рентгеновских лучах), хорошо видна внутренняя ударная волна, свободно распространяющийся ветер, а также полярное струйное течение (джет).

Каноническая схема молодого остатка следующая[7]:

1. Возможный компактный остаток; обычно это пульсар, но возможно и чёрная дыра.
2. Внешняя ударная волна, распространяющаяся в межзвёздном веществе.
3. Возвратная волна, распространяющаяся в веществе выброса сверхновой.
4. Вторичная, распространяющаяся в сгустках межзвёздной среды и в плотных выбросах сверхновой.

Вместе они образуют следующую картину: за фронтом внешней ударной волны газ нагрет до температур T_S ≥ 10⁷ К и излучает в рентгеновском диапазоне с энергией фотонов в 0,1—20 кэВ, аналогично газ за фронтом возвратной волны образует вторую область рентгеновского излучения. Линии высокоионизированных Fe, Si, S и других элементов указывают на тепловую природу излучения из обоих слоёв.

Оптическое излучение молодого остатка создаёт газ в сгустках за фронтом вторичной волны. Так как в них скорость распространении выше, а, значит, газ остывает быстрее, и излучение переходит из рентгеновского диапазона в оптический. Ударное происхождение оптического излучения подтверждает относительная интенсивность линий.

Волокна в Кассиопее A дают понять, что происхождение сгустков вещества может быть двояким. Так называемые быстрые волокна разлетаются со скоростью 5000—9000 км/с и излучают только в линиях O, S, Si — то есть это сгустки, сформированные в момент взрыва сверхновой. Стационарные конденсации же имеют скорость 100—400 км/с, и в них наблюдается нормальная концентрация H, N, O. Вместе это свидетельствуют, что это вещество было выброшено задолго до вспышки сверхновой и позже было нагрето внешней ударной волной.

Синхротронное радиоизлучение релятивистских частиц в сильном магнитном поле является основным наблюдательным признаком для всего остатка. Область его локализации — прифронтовые области внешней и возвратной волн. Наблюдается синхротронное излучение и в рентгеновском диапазоне[7].

Природа сверхновых Ia отлична от природы остальных вспышек. Об этом ясно свидетельствует отсутствие вспышек Ib\c и II типов в эллиптических галактиках. Из общих сведений о последних известно, что там мало газа и голубых звёзд, а звездообразование закончилось 10¹⁰ лет назад. Это значит, что все массивные звёзды уже завершили свою эволюцию, и из непроэволюционировавших остались только звёзды с массой меньше солнечной. Из теории эволюции звёзд известно, что звёзды подобного типа взорвать невозможно, и, следовательно, нужен механизм продления жизни для звёзд масс 1-2M_⊙[6].

Отсутствие линий водорода в спектрах Ia\Iax говорит о том, что в атмосфере исходной звезды его крайне мало. Масса выброшенного вещества достаточно велика — 1M_⊙, преимущественно содержит углерод, кислород и прочие тяжёлые элементы. А смещённые линии Si II указывают на то, что во время выброса активно идут ядерные реакции. Всё это убеждает в том, что в качестве звезды-предшественника выступает белый карлик, скорее всего углеродно-кислородный[8].

Тяготение к спиральным рукавам сверхновых Ib\c и II типов свидетельствует, что звездой-прародителем являются короткоживущие O-звёзды с массой 8-10M_⊙.

Доминирующий сценарий

Один из способов высвободить требуемое количество энергии — резкое увеличение массы вещества, участвующего в термоядерном горении, то есть термоядерный взрыв. Однако физика одиночных звёзд такого не допускает. Процессы в звёздах, находящихся на главной последовательности, равновесны. Поэтому во всех моделях рассматриваются конечный этап звёздной эволюции — белые карлики. Однако сам по себе последний — устойчивая звезда, и всё может измениться только при приближении к пределу Чандрасекара. Это приводит к однозначному выводу, что термоядерный взрыв возможен только в кратных звёздных системах, скорее всего, в так называемых двойных звёздах.

В данной схеме есть две переменные, влияющие на состояние, химический состав и итоговую массу вовлечённого во взрыв вещества.

Первая[8]:

• Второй компаньон — обычная звезда, с которого вещество перетекает на первый.
• Второй компаньон — такой же белый карлик. Такой сценарий называет двойным вырождением.

Вторая:

• Взрыв происходит при превышении предела Чандрасекара.
• Взрыв происходит до него.

Общим во всех сценариях образования сверхновых Ia является то, что взрывающийся карлик скорее всего является углеродно-кислородным. Во взрывной волне горения, идущей от центра к поверхности, текут реакции[9]:

${\displaystyle ^{12}C~+~^{16}O~\rightarrow ~^{28}Si~+~\gamma ~(Q=16,76~MeV),}$

${\displaystyle ^{28}Si~+~^{28}Si~\rightarrow ~^{56}Ni~+~\gamma ~(Q=10,92~MeV).}$

Масса вступающего в реакцию вещества определяет энергетику взрыва и, соответственно, блеск в максимуме. Если предположить, что в реакцию вступает вся масса белого карлика, то энергетика взрыва составит 2,2 10⁵¹ эрг[10].

Дальнейшее поведение кривой блеска в основном определяется цепочкой распада[9]:

${\displaystyle ^{56}Ni~\rightarrow ~^{56}Co~\rightarrow ~^{56}Fe.}$

Изотоп ⁵⁶Ni нестабилен и имеет период полураспада 6,1 дня. Далее e-захват приводит к образованию ядра ⁵⁶Co преимущественно в возбуждённом состоянии с энергией 1,72 МэВ. Этот уровень нестабилен, и переход ядра в основное состояние сопровождается испусканием каскада γ-квантов с энергиями от 0,163 МэВ до 1,56 МэВ. Эти кванты испытывают комптоновское рассеяние, и их энергия быстро уменьшается до ~100 кэВ. Такие кванты уже эффективно поглощаются фотоэффектом, и, как следствие, нагревают вещество. По мере расширения звезды плотность вещества в звезде падает, число столкновений фотонов уменьшается, и вещество поверхности звезды становится прозрачным для излучения. Как показывают теоретические расчёты, такая ситуация наступает примерно через 20-30 суток после достижения звездой максимума светимости.

Через 60 суток после начала вещество становится прозрачным для γ-излучения. На кривой блеска начинается экспоненциальный спад. К этому времени изотоп ⁵⁶Ni уже распался, и энерговыделение идёт за счёт β-распада ⁵⁶Co до ⁵⁶Fe(T_1/2 = 77 дней) с энергиями возбуждения вплоть до 4,2 МэВ.

Модель механизма гравитационного коллапса

Второй сценарий выделения необходимой энергии — это коллапс ядра звезды. Масса его должна быть в точности равна массе его остатка — нейтронной звезды, подставив типичные значения получаем[11]:

${\displaystyle E_{tot}\sim {\frac {GM^{2}}{R}}\sim 10^{53}}$ эрг,

где M = M_☉, а R = 10 км, G — гравитационная постоянная. Характерное время при этом:

${\displaystyle \tau _{ff}\sim {\frac {1}{\sqrt {G\rho }}}~4\cdot 10^{-3}\cdot \rho _{12}^{-0,5}}$c,

где ρ₁₂ — плотность звезды, нормированная на 10¹²г/см³.

Полученное значение на два порядка превосходит кинетическую энергию оболочки. Необходим переносчик, который должен с одной стороны унести высвободившуюся энергию, а с другой — не взаимодействовать с веществом. На роль такого переносчика подходит нейтрино.

За их образование отвечают несколько процессов. Первый и самый важный для дестабилизации звезды и начала сжатия — процесс нейтронизации[11]:

${\displaystyle {}^{3}He+e^{-}\to {}^{3}H+\nu _{e},}$

${\displaystyle {}^{4}He+e^{-}\to {}^{3}H+n+\nu _{e},}$

${\displaystyle {}^{56}Fe+e^{-}\to {}^{56}Mn+\nu _{e}.}$

Нейтрино от этих реакций уносят 10 %. Главную же роль в охлаждении играет УРКА-процессы (нейтринное охлаждение):

${\displaystyle e^{+}+n\to {\tilde {\nu }}_{e}+p,}$

${\displaystyle e^{-}+p\to \nu _{e}+n.}$

Вместо протонов и нейтронов могут выступать и атомные ядра с образованием нестабильного изотопа, который испытывает бета-распад:

${\displaystyle e^{-}+(A,Z)\to (A,Z-1)+\nu _{e},}$

${\displaystyle (A,Z-1)\to (A,Z)+e^{-}+{\tilde {\nu }}_{e}.}$

Интенсивность этих процессов нарастает по мере сжатия, тем самым ускоряя его. Останавливает же это процесс рассеяние нейтрино на вырожденных электронах, в ходе которого они термолизуются^{[неизвестный термин]} и запираются внутри вещества. Достаточная концентрация вырожденных электронов достигается при плотностях ${\textstyle \rho _{nuc}=2,8\cdot 10^{14}}$г/см³.

Заметим, что процессы нейтронизации идут только при плотностях 10¹¹г/см³, достижимых только в ядре звезды. Это значит, что гидродинамическое равновесие нарушается только в нём. Внешние же слои находятся в локальном гидродинамическом равновесии, и коллапс начинается только после того, как центральное ядро сожмётся и образует твёрдую поверхность. Отскок от этой поверхности обеспечивает сброс оболочки.

Выделяется три этапа эволюции остатка сверхновой:

1. Свободный разлёт. Заканчивается в тот момент, когда масса сгребённого вещества сравняется с массой выброса:

   ${\displaystyle R_{s}=\left({\frac {3M_{0}}{4\pi \nu m_{H}n_{0}}}\right)\simeq 2}$ пк, ${\displaystyle t={\frac {R_{s}}{V_{s}}}\simeq 200}$ лет.

2. Адиабатическое расширение (стадия Седова). Вспышка сверхновой на этой стадии представляется как сильный точечный взрыв в среде с постоянной теплоёмкостью. К этой задаче применимо автомодальное решение Седова, проверенное на ядерных взрывах в земной атмосфере:

   ${\displaystyle R_{S}=13,5\left({\frac {E_{51}}{n_{0}}}\right)^{0,2}\left({\frac {t}{10^{4}year}}\right)^{0,4}}$ пк

   ${\displaystyle T_{S}=1,5\left({\frac {E_{51}}{n_{0}}}\right)R_{S,(pc)}^{-3}10^{10}}$ К

3. Стадия интенсивного высвечивания. Начинается когда температура за фронтом достигает максимума на кривой радиационных потерь. Согласно численным расчётам это происходит в момент:

   ${\displaystyle t_{cool}=2,7E_{51}^{0,24}n_{0}^{-0,52}*10^{4}}$ лет

   Соответствующие радиус внешней ударной волны и её скорость:

   ${\displaystyle R_{cool}=20E_{51}^{0},29n_{0}^{-0,41}}$ пк, ${\displaystyle V_{cool}=280E_{51}^{0,055}n_{0}^{0,11}}$ км/с

Расширение оболочки останавливается в тот момент, когда давление газа остатка уравняется с давлением газа в межзвёздной среде. После этого остаток начинает диссипировать, сталкиваясь с хаотично движущимися облаками. Время рассасывания достигает:

${\displaystyle t_{max}=7E_{51}^{0,32}n_{0}^{0,34}{\tilde {P}}_{0,4}^{-0,7}}$ лет

Помимо неопределённостей в теориях сверхновых Ia, описанных выше, много споров вызывает сам механизм взрыва. Чаще всего модели можно разделить по следующим группам[12]:

• Мгновенная детонация.
• Отложенная детонация.
• Пульсирующая отложенная детонация.
• Турбулентное быстрое горение.

По крайней мере для каждой комбинации начальных условий перечисленные механизмы можно встретить в той или иной вариации. Но этим круг предложенных моделей не ограничивается. В качестве примера можно привести модели, когда детонируют сразу два белых карлика. Естественно, это возможно только в тех сценариях, когда оба компонента проэволюционировали.

Взрывы сверхновых — основной источник пополнения межзвёздной среды элементами с атомными номерами больше (или, как говорят, тяжелее) He. Однако процессы, их породившие, для различных групп элементов и даже изотопов свои.

1. Практически все элементы тяжелее He и до Fe — результат классического термоядерного синтеза, протекающего, например, в недрах звёзд или при взрыве сверхновых в ходе p-процесса. Тут стоит оговориться, что крайне малая часть всё же была получена в ходе первичного нуклеосинтеза.
2. Все элементы тяжелее ²⁰⁹Bi — это результат r-процесса.
3. Происхождение же прочих является предметом дискуссии, в качестве возможных механизмов предлагаются s-, r-, ν-, и rp-процессы[13].

Структура и процессы нуклеосинтеза в предсверхновой и в следующее мгновение после вспышки для звезды 25M_⊙, масштаб не соблюдён[13].

r-проце́сс — это процесс образования более тяжёлых ядер из более лёгких путём последовательного захвата нейтронов в ходе (n,γ) реакций; продолжается до тех пор, пока темп захвата нейтронов выше, чем темп β⁻-распада изотопа. Иными словами среднее время захвата n нейтронов τ(n,γ) должно быть:

${\displaystyle \tau (n,\gamma )\approx {\frac {1}{n}}\tau _{\beta },}$

где τ_β — среднее время β-распада ядер, образующих цепочку r-процесса. Это условие накладывает ограничение на плотность нейтронов, так как:

${\displaystyle \tau (n,\gamma )\approx \left(\rho {\overline {(\sigma _{n\gamma },v_{n})}}\right)^{-1}}$

где ${\displaystyle {\overline {(\sigma _{n\gamma },v_{n})}}}$ — произведение сечения реакции (n,γ) на скорость нейтрона относительно ядра мишени, усреднённое по максвелловскому спектру распределения скоростей. Учитывая что, r-процесс происходит в тяжёлых и средних ядрах, 0,1 с < τ_β < 100 с, то для n ~ 10 и температуры среды T = 10⁹K, получим характерную плотность:

${\displaystyle \rho \approx 2\cdot 10^{17}}$ нейтронов/см³.

Такие условия достигаются в:

• ударной волне, которая, проходя по гелиевому и неоновому слоям, вызывает реакцию ${\displaystyle \mathrm {^{22}Ne} +\mathrm {^{4}He} \rightarrow \mathrm {^{25}Mg} +\mathrm {^{1}n} }$ с требуемой концентрацией нейтронов.
• центральной части массивной звезды, находящейся в стадии предсверхновой. Там образуется большое количество нейтронов и ${\displaystyle \displaystyle \mathrm {\alpha } }$-частиц при фоторасщеплении железа ${\displaystyle \mathrm {^{56}Fe} +\mathrm {\gamma } \rightarrow 13\,\mathrm {^{4}He} +4\,\mathrm {^{1}n} }$ на заключительной стадии эволюции.

ν-процесс — это процесс нуклеосинтеза, через взаимодействие нейтрино с атомными ядрами. Возможно, он ответственен за появление изотопов ⁷Li, ¹¹B, ¹⁹F, ¹³⁸La и ¹⁸⁰Ta[13].