Астронет > Эволюция звезд

Астронет: Л. Р. Юнгельсон, "Физика Космоса", 1986 Эволюция звезд
http://variable-stars.ru/db/msg/1201994

Эволюция звезд

1. Введение
2. Образование звезд, стадия гравитационного сжатия
3. Эволюция на основе ядерных реакций
4. Конечные стадии эволюции

1. Введение

Эволюция звезд - изменение физ. характеристик, внутр. строения и хим. состава звезд со временем. Важнейшие задачи теории Э.з. - объяснение образования звезд, изменения их наблюдаемых характеристик, исследование генетической связи различных групп звезд, анализ их конечных состояний.

Поскольку в известной нам части Вселенной ок. 98-99% массы наблюдаемого вещества содержится в звездах или прошло стадию звезд, объяснение Э.з. явл. одной из наиболее важных проблем астрофизики.

Звезда в стаыционарном состоянии - это газовый шар, к-рый находится в гидростатич. и тепловом равновесии (т.е. действие сил тяготения уравновешино внутр. давлением, а потери энергии на излучение компенсируются энергией, выделяющейся в недрах звезды, см. Звезды). "Рождение" звезды - это образование гидростатически равновесного объекта, излучение к-рого поддерживаются за счет собст. источников энергии. "Смерть" звезды - необратимое нарушение равновесия, ведущее к разрушению звезды или к ее катастрофич. сжатию.

Для понимания Э.з. принципиальное значение имеет вопрос об источниках их энергии. Потери энергии на излучение с поверхности могут восполнятся за счет охлаждения недр, выделения гравитац. потенциальной энергии при сжатии и ядерных реакций. Охлаждение и гравитац. сжатие способны, напр., поддерживать светимость Солнца (масса ${\mathfrak M}_\odot=1,99\cdot 10^{33}$ г, светимость $L_\odot=3,86\cdot 10^{33}$ эрг/с) в течение ~ 10⁷ лет, звезды с массой 30 ${\mathfrak M}_\odot$ и $L=10^5 L_\odot$ - в течение ~ 10⁵ лет, а ядерные реакции соответственно ~ 10¹⁰ и ~ 10⁶ лет. Геологич. данные свидетельствуют о том, что светимость Солнца была практически неизменной в течение ~ 10⁹ лет. Отсюда следует, что осн. источником энергии могут быть только ядерные реакции.

Выделение гравитац. энергии может играть определяющую роль лишь тогда, когда темп-ра недр звезды недостаточна для того, чтобы ядерное энерговыделение могло компенсировать потери энергии, и звезда в целом или ее часть должна сжиматься для поддержания равновесия. Высвечивание тепловой энергии становится важным лишь после исчерпания запасов ядерной энергии. Т.о., Э.з. можно представить как последовательную смену источников энергии звезд.

Характерное время Э.з. слишком велико для того, чтобы можно было всю эволюцию проследить непосредственно. Поэтому осн. методом исследования Э.з. явл. построение последовательностей моделей звезд, описывающих изменения внутр. строения и хим. состава звезд со временем. Эволюц. последовательности затем сопоставляются с результатами наблюдений, напр., с Герцшпрунга-Ресселла диаграммой (Г.-Р.д.), суммирующей наблюдения большого числа звезд, находящихся на разных стадиях эволюции. Особо важную роль играет сравнение с Г.-Р.д. для звездных скоплений, поскольку все звезды скопления имеют одинаковый начальный хим. состав и образовались практически одновременно. По Г.-Р.д. скоплений различного возраста удалось установить направление Э.з. Детально эволюц. последовательности рассчитываются путем численного решения системы дифференциальных уравнений, описывающих распределение массы, плотности, темп-ры и светимости по звезде, к к-рым добавляются уравнение состояния, законы энерговыделения и непрозрачности звездного вещества и ур-ния, описывающие изменение хим. состава звезды со временем.

Ход эволюции звезды зависит в основном от ее массы и исходного хим. состава. Определенную, но не принципиальную роль могут играть вращение звезды и ее магн. поле, однако роль этих факторов в Э.з. еще недостаточно исследована. Хим. состав звезды зависит от времени, когда она образовалась, и от ее положения в Галактике в момент образования. Звезды первого поколения сформировались из вещества, состав к-рого определялся космологич. условиями. По=видимому, в нем было примерно 70% по массе водорода, 30% гелия и ничтожная примесь дейтерия и лития. В ходе эволюции звезд первого поколения образовались тяжелые элементы (следующие за гелием), к-рые были выброшены в межзвездное пространство в результате истечения вещества из звезд или при взрывах звезд. Звезды последующих поколений сформировались уже из вещества, содержавшего до 3-4% (по массе) тяжелых элементов.

Наиболее непосредственным указанием на то, что звездообразование в Галактике происходит и в настоящее время, явл. существование массивных ярких звезд спектр. классов O и B, время жизни к-рых не может превосходить ~ 10⁷ лет. Скорость звездообразования в совр. эпоху оценивается в 5 ${\mathfrak M}_\odot$ в год.

2. Образование звезд, стадия гравитационного сжатия

Согласно наиболее распространенной точке зрения, звезды образуются в результате гравитац. конденсации вещества межзвездной среды. Необходимое для этого разделение межзвездной среды на две фазы - плотные холодные облака и разреженную среду с более высокой темп-рой - может происходить под воздействием тепловой неустойчивости Рэлея-Тейлора в межзвездном магн. поле. Газово-пылевые комплексы с массой $(10^5-10^6) {\mathfrak M}_\odot$ , характерным размером (10-100) пк и концентрацией частиц n~10² см^-3. действительно наблюдаются благодаря излучению ими радиоволн. Сжатие (коллапс) таких облаков требует определенных условий: гравитац. энергия связи частиц облака должна превосходить сумму энергии теплового движения частиц, энергии вращения облака как целого и магн. энергии облака (критерий Джинса). Если учитывается только энергия теплового движения, то с точностью до множителя порядкаединицы критерий Джинса записывается в виде: ${\mathfrak M}>{\mathfrak M}_J\approx 150 T^{3/2} n^{-1/2} {\mathfrak M}_\odot$ , где ${\mathfrak M}$ - масса облака, T - темп-ра газа в К, n - число частиц в 1 см³. При типичных для совр. межзвездных облаков темп-рах $T\approx (10-30)$ К могут сколлапсировать лишь облака с массой, не меньшей $10^3 {\mathfrak M}_\odot$ . Критерий Джинса указывает, что для образования звезд реально наблюдаемого спектра масс концентрация частиц в коллапсирующих облаках должна достигать (10³-10⁶) см^-3, т.е. в 10-1000 раз превышать наблюдаемую в типичных облаках. Однако такие концентрации частиц могут достигаться в недрах облаков, уже начавших коллапс. Отсюда следует, что звездообразование происходит путем последовательной, осуществляющейся в неск. этапов, фрагментации массивных облаков. В этой картине естественно объясняется рождение звезд группами - скоплениями. При этом все еще неясными остаются вопросы, относящиеся к тепловому балансу в облаке, полю скоростей в нем, механизму, определяющему спектр масс фрагментов.

Коллапсирующие объекты звездной массы наз. протозвездами. Коллапс сферически-симметричной невращающейся протозвезды без магн. поля включает неск. этапов. В начальный момент времени облако однородно и изотермично. Оно прозрачно для собств. излучения, поэтому коллапс идет с объемными потерями энергии, гл. обр. за счет теплового излучения пыли, к-рой передают свою кинетич. энергию частицы газа. В однородном облаке нет градиента давления и сжатие начинается в режиме свободного падения с характерным временем $t_f= (3\pi/32G\rho)^{1/2}$ , где G - Гравитационная постоянная, $\rho$ - плотность облака. С началом сжатия возникает волна разрежения, перемещающаяся к центру со скоростью звука, а т.к. коллапс происходит быстрее там, где плотность выше, протозвезда разделяется на компактное ядро и протяженную оболочку, в к-рой вещество распределяется по закону $\rho\sim r^{-2}$ . Когда концентрация частиц в ядре достигает ~ 10¹¹ см^-3 оно становится непрозрачным для ИК-излучения пылинок. Выделяющаяся в ядре энергия медленно просачивается к поверхности благодаря лучистой теплопроводности. Темп-ра начинает повышаться почти адиабатически, это приводит к росту давления, и ядро приходит в состояние гидростатич. равновесия. Оболочка продолжает падать на ядро, и на его периферии возникает ударная волна. Параметры ядра в это время слабо зависят от общей массы протозвезды: ${\mathfrak M}_Я\approx 5\cdot 10^{-3} {\mathfrak M}_\odot, r_Я\approx 10^2 R_\odot, \rho\approx 2\cdot 10^{-10} \mbox{г/см}^3, T_Я\approx 200$ К. По мере увеличения массы ядра за счет аккреции, его темп-ра изменяется практически адиабатически, пока не достигнет $T_Я\approx$ 2000 К, когда начинается диссоциация молекул H₂. В результате расхода энергии на диссоциацию, а не не увеличение кинетич. энергии частиц, значение показателя адиабаты $\gamma$ становится меньше 4/3, изменения давления не способны компенсировать силы тяготения и ядро повторно коллапсирует (см. Гравитационный коллапс). Образуется новое ядро с параметрами $${\mathfrak M}\approx 10^{-3} {\mathfrak M}_\odot, r\approx 1 R_\odot, \rho\approx 2\cdot 10^{-2} \mbox{г/см}^3, T\approx 2\cdot 10^4$ К$ , окруженное ударным фронтом, на которое аккрецируют остатки первого ядра. Подобная же перестройка ядра происходит при ионизации водорода.

Дальнейший рост ядра за счет вещества оболочки продолжается до тех пор, пока все вещество упадет на звезду либо рассеется под действием давления излучения или звездного ветра, если ядро достаточно массивно (см. Звезда-кокон). У протозвезд с ${\mathfrak M}< 2 {\mathfrak M}_\odot$ характерное время аккреции вещества оболочки t_a >t_кн, поэтому их светимость определяется энерговыделением сжимающихся ядер.

Рис. 1. Эволюционные треки ядер звезд на
стадии сжатия и выхода к главной
последовательности
на диаграмме Герцшпрунга-Рессела.
Числа вдоль треков - логарифмы возраста
звезд (в годах), цифры вдоль штриховой
линии - массы звезд (в массах Солнца).

Звезда, состоящая из ядра и оболочки, наблюдается как ИК-источник из-за переработки излучения в оболочке (пыль оболочки, поглощая фотоны УФ-излучения ядра, излучает в ИК-диапазоне). Когда оболочка становится оптически тонкой, протозвезда начинает наблюдаться как обычный объект звездной природы. У наиболее массивных звезд оболочки сохраняются до начала термоядерного горения водорода в центре звезды. Давление излучения ограничивает массу звезд величиной, вероятно, $\approx (50-60) {\mathfrak M}_\odot$ . Если даже и образуются более массивные звезды, то они оказываются пульсационно-неустойчивыми и могут потерять значит. часть массы на стадии горения водорода в ядре. Продолжительность стадии коллапса и рассеяния протозвездной оболочки того же порядка, что и время свободного падения для родительского облака, т.е. 10⁵-10⁶ лет. Освещенные ядром сгустки темного вещества остатков оболочки, ускоренные звездным ветром, отождествляются с объектами Хербига-Аро (звездообразными сгущениями, имеющими эмиссионный спектр). Звезды малых масс, когда они становятся видимыми, находятся в области Г.-Р.д., занимаемой звездами типа Т Тельца (карликовыми вспыхивающими звездами), более массивные - в области, где находятся эмиссионные звезды Хербига (неправильные переменные звезды ранних спектр. классов с эмиссионными линиями в спектрах).

Эволюц. треки ядер протозвезд с постоянной массой на стадии гидростатич. сжатия показаны на рис. 1. У звезд малых масс в момент, когда устанавливается гидростатич. равновесие, условия в ядрах таковы, что энергия в них переносится конвекцией. Расчеты показывают, что темп-ра поверхности полностью конвективной звезды почти постоянна. Радиус звезды непрерывно уменьшается, т.к. она продолжает сжиматься. При неизменной темп-ре поверхности и уменьшающемся радиусе светимость звезды должна падать и на Г.-Р.д. этой стадии эволюции соответствуют вертикальные участки треков.

По мере продолжения сжатия темп-ра в недрах звезды повышается, вещество становится более прозрачным, и у звезд с ${\mathfrak M}> 0,3 {\mathfrak M}_\odot$ возникают лучистые ядра, но оболочки остаются конвективными. Менее массивные звезды остаются полностью конвективными. Их светимость регулируется тонким лучистым слоем в фотосфере. Чем массивнее звезда и чем выше ее эффективная темп-ра, тем больше у нее лучистое ядро (в звездах с ${\mathfrak M}> 3 {\mathfrak M}_\odot$ лучистое ядро возникает сразу). В конце концов, практически вся звезда (за исключением поверхностной конвективной зоны у звезд с массой ${\mathfrak M}\le 1,5 {\mathfrak M}_\odot$ ) переходит в состояние лучистого равновесия, при к-ром вся выделяющаяся в ядре энергия переносится излучением.

3. Эволюция на основе ядерных реакций

Рис. 2. Эволюционные треки звезд на стадиях
ядерной эволюции до загорания гелия (для
звезд с массой ${\mathfrak M}< 1,5 {\mathfrak M}_\odot$ ) или углерода
(для более массивных звезд) в звездном ядре.
Штриховая линия - начальная главная
последовательность, штрих-пунктирные
линии - границы полосы неустойчивости.

При темп-ре в ядрах ~ 10⁶ К начинаются перве ядерные реакции - выгорают дейтерий, литий, бор. Первичное количество этих элементов настолько мало, что их выгорание практически не выдерживает сжатия. Сжатие прекращается, когда темп-ра в центре звезды достигает ~ 10⁶ К и загорается водород, т.к. энергии, выделяющейся при термоядерном горении водорода, достаточно для компенсации потерь на излучение (см. Водородный цикл). Однородные звезды, в ядрах к-рых горит водород, образуют на Г.-Р.д. начальную главную последовательность (НГП). Массивные звезды достигают НГП быстрее звезд малой массы, т.к. у них скорость потерь энергии на единицу массы, а следовательно, и темп эволюции выше,чем у маломассивных звезд. С момента выхода на НГП Э.з. происходит на основе ядерного горения, главные стадии к-рого суммирована в табл. Ядерное горение может происходить до образования элементов группы железа, у к-рых наибольшая среди всех ядер энергия связи. Эволюц. треки звезд на Г.-Р.д. изображены на рис. 2. Эволюция центральных значений темп-ры и плотности звезд показана на рис. 3. При $T\le 18\cdot 10^6$ К осн. источником энергии явл. реакция водородного цикла, при б'ольших T - реакции углерод-азотного (CNO) цикла (см. Углеродный цикл). Побочным эффектом CNO-цикла явл. установление равновесных концентраций нуклидов ¹⁴N, ¹²C, ¹³C - соответственно $\approx$ 95%, $\approx$ 4% и 1% по массе. Преобладание азота в слоях, где происходило горение водорода, подтверждается результатами наблюдений Вольфа-Райе звезд, у к-рых эти слои оказываются на поверхности в результате потери внеш. слоев. У звезд, в центре к-рых реализуется CNO-цикл ( ${\mathfrak M}> 1 {\mathfrak M}_\odot$ ), возникает конвективное ядро. Причина этого в очень сильной зависимости энерговыделения от темп-ры: $\varepsilon\sim T^{16}-T^{20}$ . Поток же лучистой энергии ~ T⁴ (см. Стефана-Больцмана закон излучения), следовательно, он не может перенести всю выделяющуюся энергию, и должна возникнуть конвекция, более эффективная, чем лучистый перенос. У наиболее массивных звезд конвекцией охвачено более 50% массы звезд. Значение конвективного ядра для эволюции определяется тем, что ядерное горючее равномерно истощается в области, значительно большей, чем область эффективного горения, в то время как у звезд без конвективного ядра оно вначале выгорает лишь в малой окрестности центра, где темп-ра достаточно высока. Время выгорания водорода заключено в пределах от ~ 10¹⁰ лет для ${\mathfrak M}\approx 1 {\mathfrak M}_\odot$ до $\approx 3\cdot 10^6$ лет для ${\mathfrak M}\approx 50 {\mathfrak M}_\odot$ . Время всех последующих стадий ядерного горения не превосходит 10% времени горения водорода, поэтому звезды на стадии горения водорода образуют на Г.-Р.д. густонаселенную область - главную последовательность (ГП). У звезд с ${\mathfrak M}\le 0,08 {\mathfrak M}_\odot$ темп-ра в центре никогда не достигает значений, необходимых для загорания водорода, они неограниченно сжимаются, превращаясь в "черные" карлики. Выгорание водорода при водит к увеличению ср. молекулярной массы вещества ядра, и поэтому для поддержания гидростатич. равновесия давление в центре дожно возрастать, что влечет за собой увеличение темп-ры в центре и градиента темп-ры по звезде, а следовательно, и светимости. К увеличению светимости приводит также и уменьшение непрозрачности вещества с ростом темп-ры. Ядро сжимается для поддержания условий ядерного энерговыделения с уменьшением содержания водорода, а оболочка расширяется из-за необходимости перенести возросший поток энергии от ядра. На Г.-Р.д. звезда перемещается вправо от НГП. Уменьшение непрозрачности приводит к отмиранию конвективных ядер у всех звезд, кроме наиболее массивныых. Темп эволюции массивных звезд наиболее высок, и они первыми покидают ГП. Время жизни на ГП составляет для звезд с ${\mathfrak M}=15 {\mathfrak M}_\odot$ ок. 10 млн. лет, с ${\mathfrak M}=5 {\mathfrak M}_\odot$ ок. 70 млн. лет, а с ${\mathfrak M}\approx 1 {\mathfrak M}_\odot$ ок. 10 млрд. лет.

Рис. 3. Диаграмма "плотность в центре-
температура в центре" ( $\lg\rho_c -\lg T_c$ )
для звезд на стадиях ядерной
эволюции до загорания гелия (при ${\mathfrak M}\le 1,5 {\mathfrak M}_\odot$ )
или углерода (для более массивных звезд)
в звездном ядре. Штрих-пунктирная линия -
граница области, в которой заметную роль
начинает играть вырождение электронного газа.

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

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

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

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

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

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

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

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

4. Конечные стадии эволюции

У звезд с ${\mathfrak M}> 8 {\mathfrak M}_\odot$ могут, в принципе, в центральной области последовательно выгореть кислород, неон, магний, сера, кремний и образоваться ядро, состоящее из элементов группы железа - от Sc до Ni. Условия в центре звезды при этом таковы, что загорание каждого очередного элемента происходит, когда масса ядра звезды, состоящего из этого элемента, близка к ${\mathfrak M}_Ч$ . Звезда приобретает структуру, подобную "луковице": "железное" ядроокружено многочисленными слоями из продуктов ядерного горения на предыдущих стадиях. После образования "железного" ядра, а в некоторых случаях и раньше, происходит гравитац. коллапс - потеря звездой гидродинамич. устойчивости, когда показатель адиабаты $\gamma$ становится меньше 4/3, т.к. при этом увеличение давления, обусловленное ростом плотности, не способно остановить сжатие. Причинами понижения $\gamma$ могут быть: захват электронов ядрами ²⁰O и ²⁴Mg в O-Ne-Mg-ядре звезд с массой 8-12 ${\mathfrak M}_\odot$ , фотодиссоциация (с большой затратой энергии) ядер железа ⁵⁶Fe=13 ⁴He + 4n у звезд с ${\mathfrak M}\approx (12-90) {\mathfrak M}_\odot$ , рождение пар e⁺+e^- в C,O-ядрах звезд с ${\mathfrak M}\ge 90 {\mathfrak M}_\odot$ . В последнем случае в ходе коллапса происходит детонация кислорода, к-рая приводит к полному разлету вещества звезды. В результате коллапса достигаются плотности $\rho\sim 10^{12} \mbox{г/см}^3$ , при к-рых энеретически выгодна нейтронизация вещества. Для вырожденного газа нейтронов $\gamma=5/3$ и его давление может противостоять тяготению, если ${\mathfrak M}< 2 {\mathfrak M}_\odot$ . В этом случае образуется нейтронная звезда. При ${\mathfrak M}\ge 2 {\mathfrak M}_\odot$ коллапс неограничен и звезда превращается в черную дыру. При остановке коллапса у границы нейтронной звезды возникает ударная волна, к-рая, распространяясь наружу, вызывает сброс оболочки (см. Сверхновые звезды). Оснвоные стадии ядерной эволюции

Ядерное топливо Продукты горения Характерная температура, К Энерговыделение, эрг/г Частицы, осуществляющие основной отвод энергии Продолжительность, % от времени жизни звезды

H He $(1-3)\cdot 10^7$ $7\cdot 10^{18}$ фотоны $$\approx$90%$

He C, O $2\cdot 10^8$ $7\cdot 10^{17}$ фотоны $\le$ 10%

C Ne, Na, Mg 10⁹ $5\cdot 10^{17}$ нейтрино <1%

Ne O, Mg $1,3\cdot 10^9$ 10¹⁷ нейтрино <1%

O Элементы от Si до Ca $1,8\cdot 10^9$ $5\cdot 10^{17}$ нейтрино <1%

Si Элементы от Sc до Ni $3,4\cdot 10^9$ $2\cdot 10^{17}$ нейтрино <1%

Целый комплекс процессов, сопровождающих термоядерные взрывы в ядрах и гравитац. коллапс, еще не до конца ясен и требует дальнейшего изучения. Это - кинетика ядерных реаккций и догорание остатков ядерного топлива, к-рое в принципе может остановить коллапс, перенос энергии, нейтринные процессы, роль магн. процессов и вращения, механизмы передачи энергии от ядра к оболочке. Тем не менее можно утверждать, что явления, сопровождающие взрывное горение ¹²C и гравитац. коллапс массивных звезд, при к-рых выделяется энергия ~ 10⁵¹ эрг в виде излучения и кинетич. энергии сброшенной оболочки и ~ (10⁵³-10⁵⁴) эрг в виде нейтрино и антинейтрино, удовлетворительно объясняют наблюдаемые вспышки сверхновых II типа. Продукты взрыва - молодые нейтронные звезды, излучающие за счет кинетич. энергии вращения, в течение первых 10⁵-10⁶ лет своего существования наблюдаются как пульсары. Статистич. оценки численности пульсаров указывают на то, что в них превращаются все звезды с ${\mathfrak M}\ge (6-10) {\mathfrak M}_\odot$ , это грубо согласуется с предсказаниями теории и с наблюдаемым числом сверхновых звезд.

Причина вспышек сверхновых I типа, к-рые происходят в звездных системах, где в настоящее время заканчивают эволюцию старые объекты с ${\mathfrak M}\approx {\mathfrak M}_\odot$ , все еще до конца не ясна.

При взрывах сверхновых происходит синтез тяжелых элементов, к-рые затем выбрасываются в межзвездное пространство вместе с элементами, синтезированными в ходе предшествующей эволюции. Это определяет важнейшее космологич. значение сверхновых звезд.

В ходе эволюции в оболочке звезды могут возникнуть условия, при к-рых зона частичной двукратной ионизации гелия способна при сжатии звезды поглощать энергию (она идет на ионизацию), а при расширении - высвобождать ее, поддерживая пульсации. Границы области, в к-рой действует этот механизм, определеют на Г.-Р.д. полосу нестабильности (рис. 2), в к-рую попадают многие типы пульсирующих звезд: цефеиды, звезды типа $\delta$ Щита, RR Лиры и др. (см. Пульсации звезд). Аналогичным образом зона неполной ионизации водорода может, вероятно, поддерживать неустойчивость долгопериодич. переменных типа Миры Кита.

Совр. теория Э.з. способна объяснить общий ход развития звезд и находится в удовлетворительном качеств. и количеств. согласии с данными наблюдений. В дальнейшем теория должна учесть влияние вращения (см. Вращение звезд) и магн. поля, роль к-рых может быть особенно важной в процессе образования звезд и на быстрвх стадиях эволюции, таких, напр., как взрывы сверхновых звезд. Особую проблему представляют Э.з. в тесных двойных системах, где на эволюцию влияет обмен веществом между компонентами (см. Эволюция тесных двойных звезд).

Лит.:
Каплан С.А., Физика звезд, 3 изд., М., 1977; Шкловский И.С., Звезды. Их рождение, жизнь и смерть, 2 изд., 1977; Зельдович Я.Б., Новиков И.Д., Теория тяготения и эволюция звезд, М., 1971; Происхождение и эволюция галактик и звезд, М., 1976; На переднем крае астрофизики, пер. с англ., М., 1979, гл. 4.

(Л.Р. Юнгельсон)

Л. Р. Юнгельсон, "Физика Космоса", 1986
Глоссарий Astronet.ru