Rambler's Top100Astronet    
  по текстам   по ключевым словам   в глоссарии   по сайтам   перевод   по каталогу 		 

<< Физика черных дыр | Оглавление | Путешествие в черную дыру >>

Астрофизика черных дыр

То, что общая теория относительности предсказывает существование черных дыр и в то же время является заслуживающей доверия теорией гравитации, еще само по себе не доказывает существования черных дыр во вселенной, так как эта теория не описывает астрофизические процессы, в которых черные дыры образуются.

Таким образом, астрофизическая состоятельность идеи черных дыр существенно зависит от хорошего понимания гравитационного коллапса звезд и их скоплений.

В этом разделе мы сначала кратко обсудим астрофизические условия для формирования черных дыр, а затем расскажем, в каких астрономических ситуациях следует ожидать их наличия.

Образование черных дыр звездных масс

Основной процесс звездной эволюции - это гравитационное сжатие с темпом, определяемым светимостью. Ключевой параметр - начальная масса. В зависимости от ее величины звезда эволюционирует через различные стадии ядерного горения и оканчивает свои дни как белый карлик, нейтронная звезда или черная дыра. Любой звездный остаток (холодная равновесная конфигурация) с массой, большей примерно $3 M_{\odot}$, не может поддерживаться давлением вырожденного газа и обречен сколлапсировать в черную дыру.

Диаграмма 'плотность-масса' для астрономических объектов.
Рисунок 19. Диаграмма "плотность-масса" для астрономических объектов.

На рисунке 19 показаны траектории звезд на диаграмме "масса -- средняя плотность" в соответствии с последними наблюдательными и теоретическими данными. Звезды с массой меньше $8 M_{\odot}$ оканчивают жизнь как белые карлики, между $8$ и $45 M_{\odot}$ - как нейтронные звезды; черные дыры образуются только из звезд массивнее $45 M_{\odot}$ (для звезд с массами между $20$ и $40 M_{\odot}$ существенна потеря массы на стадии горения гелия). Принимая во внимание начальное распределение звезд по массам, мы получаем примерно 1 черную дыру на 100 взрывов сверхновых. Другим вариантом образования черной дыры звездной массы является аккреция газа на нейтронную звезду в двойной системе до тех пор, пока масса последней не превзойдет предела Оппенгеймера-Волкова - максимально возможной массы нейтронной звезды; тогда она коллапсирует в маломассивную черную дыру.

Учитывая все эти процессы, мы получаем, что в типичной галактике типа нашей должно быть порядка $10^7 - 10^8$ черных дыр звездных масс.

Образование сверхмассивных черных дыр

Массивные черные дыры могут возникать в результате постепенного роста "затравочной" дыры звездной массы, гравитационного коллапса большого звездного скопления или коллапса больших флюктуаций плотность в ранней вселенной (см. следующий раздел). Маленькая черная дыра при соответствующей "подкормке" может дорасти до сверхмассивной за время меньше хаббловского. Это требует большого количества вещества в ее окрестности, что может иметь место в некоторых галактических ядрах.

Эволюция компактного скопления обычных звезд с дисперсией скоростей $v_c \leq v_*$, где $v_* \approx 600$ км/с - типичная скорость убегания для звезды главной последовательности, вначале проходит стадию ядерного горения отдельных звезд; во взрывах сверхновых образуются звездные остатки - нейтронные звезды и маломассивные черные дыры. Скопление компактных звезд, как было показано Зельдовичем и Подурецом, подвержено релятивистской неустойчивости при достаточно больших центральных красных смещениях $1+z_c = (1-2M)^{-1/2} \geq 1.5$ (Zeldovich, Podurets, 1965). Численное моделирование (см. работы Shapiro и Teukolsky, 1987, Bisnovatyi-Kogan, 1988) подтверждают такое развитие событий. Начиная с $\approx 10^7 - 2.10^8$ компактных звезд с массами $1-10 M_{\odot}$ в скоплении с радиусом $r \leq 0.01 - 0.1 \,$ парсек и дисперсией скоростей $800-2000 \, $км/с, эволюция проходит через три стадии:

Формирование миниатюрных черных дыр

Зельдович в 1967 и Хокинг в 1971 годах показали, что в принципе возможно создание черной дыры малой массы (меньше предела Чандрасекара) при приложении достаточно сильного внешнего давления. Нужные для этого условия могли иметь место, однако, только в очень ранней вселенной. Силы притяжения могут локально остановить расширение части вещества и обратить его в коллапс, если самогравитация вещества превышает его внутреннюю энергию:

$$ \frac{GM^2}{R} \approx G\rho ^2 R^5 \geq pR^3 $$

В эру доминирования излучения $p \approx \rho c^2$, потому вышеприведенное условие равносильно $GM/c^2 \geq R$, где $R$ - размер неоднородности. Тогда формируется первичная черная дыра массы $M$. Из-за зависимости плотности от времени в модели ранней вселенной Эйнштейна-де Ситтера как $G\rho \approx t^{-2}$ максимальный размер коллапсирующей неоднородности связан с возрастом вселенной как $M(\textrm{грамм}) \approx 10^{38} t$, где время выражено в секундах. Потому на возрасте порядка планковского времени $t \approx 10^{-43}$с. могли сформироваться только черные дыры планковской массы $\approx 10^{-5}$г, на времени $t \approx 10^{-4}$с. массы черных дыр могут достигать $\approx 1 M_{\odot}$, а в эпоху нуклеосинтеза $t \approx 100 \,$ могли сформироваться сверхмассивные черные дыры с $10^7 M_{\odot}$. Наблюдательный статус первичных черных дыр неясен. С одной стороны, миниатюрные черные дыры с массой $\leq 10^{15}$ грамм могли бы быть зафиксированы по вспышкам гамма-излучения на последних стадиях квантового испарения. Ничего подобного до сих пор не наблюдалось, что позволяет получить некоторые верхние пределы на их среднюю плотность во вселенной. С другой стороны, тот факт, что в большинстве галактических ядер, похоже, находятся массивные черные дыры (см. ниже) и что сверхмассивные черные дыры, как полагают, обеспечивают энергетику квазаров на больших красных смещениях, говорит в пользу гипотезы о быстром образовании первичных черных дыр в ранней вселенной.

Кандидаты в черные дыры в рентгеновских двойных системах

Даже свет не может покинуть (классические) черные дыры, но можно надеяться обнаружить их косвенно, по излучению, выделяющемуся в процессе аккреции на них.

Аккреция газа на компактную звезду генерирует излучение в рентгеновском диапазоне, потому поиск черных дыр звездных масс состоит в отборе быстропеременных рентгеновских источников, которые не являлись бы ни периодическими (соответствующие рентгеновские пульсары интерпретируются как вращающиеся нейтронные звезды), ни вспыхивающими время от времени (соответствующие рентгеновские барстеры интерпретируются как термоядерные взрывы на твердой поверхности нейтронной звезды). В спектральных двойных кривая лучевых скоростей главной (видимой) компоненты определяет орбитальный период $P$ двойной системы и амплитуду лучевой скорости главной компоненты $v_{*}$. Используя законы Кеплера, можно построить функцию масс, связывающую наблюдательные величины с неизвестными массами:

$$ \frac{Pv_{*}^3}{2 \pi G} = \frac{(M_{c}\sin i)^{3}}{(M_{*}+M_{c})^{2}} $$

где $M_{c}$ и $M_{*}$ - массы компактного объекта и оптической звезды, $i$ - угол наклона плоскости орбиты. Замечательно то, что $M_{c}$ не может быть меньше значения этой функции масс (и равна ему в пределе нормальной компоненты нулевой массы на максимально возможном угле наклона орбиты). Поэтому наилучшими кандидатами в черные дыры будут те, для которых функция масс превосходит $3M_{\odot}$ -- так как, согласно современным теоретическим представлениям масса нейтронной звезды не может превышать этот предел. Иначе для оценки $M_{c}$ требуется дополнительная информация: спектральный тип оптической звезды дает ее примерную массу, наличие или отсутствие рентгеновских затмений позволяет оценить $\sin i$. Таким образом получаются некоторые ограничения на $M_{c}$. Объект считается кандидатом в черные дыры, только если ограничение снизу превышает $3 M_{\odot}$. На сегодняшний день известно около десятка хороших кандидатов в рентгеновских двойных системах. Их можно разделить на две группы: массивные рентгеновские двойные (high--mass X--ray binaries, HMXB) с массивной оптической компонентой и маломассивные двойные (low--mass X--ray binaries, LMXB), для которых типичная масса оптического компонента меньше солнечной. Маломассивные рентгеновские двойные называют также рентгеновскими транзиентами (X-ray transients), так как они изредка вспыхивают до очень больших светимостей. Их параметры суммированы в таблице 1.

Таблица 1. Кандидаты в черные дыры звездных масс
 функция масс$M_{c}/M_{\odot}$$M_{*}/M_{\odot}$
массивные рентгеновские двойные
Cygnus X-1 0.25 11-21 24-42
LMC X-32.3 5.6 -7.8 20
LMC X-1 0.14 $\geq$ 4 4-8
маломассивные рентгеновские двойные (рентгеновские транзиенты)
V 404 Cyg 6.07 10--15 $\approx$ 0.6
A 0620-00 2.91 5--17 0.2--0.7
GS 1124-68 (Nova Musc) 3.01 4.2--6.5 0.5--0.8
GS 2000+25 (Nova Vul 88) 5.01 6-14 $\approx$ 0.7
H 1705-25 (Nova Oph 77) 4.65 5--9 $\approx$ 0.4
GRO J 1655-40 3.24 4.5 -- 6.5 $\approx$ 1.2
J 04224+32 1.21 6--14 $\approx$ 0.3 -- 0.6

Другие рентгеновские источники в нашей галактике считаются черными дырами на основании иных - например, спектроскопических - аргументов. К примеру, полагают, что гамма-излучение (с энергиями более $100$ кэВ) внутренних частей аккреционного диска могло бы свидетельствовать о наличии черной дыры, а не нейтронной звезды, так как жесткое излучение отражалось бы поверхностью нейтронной звезды и охлаждало диск. Если это действительно так, то многие "гамма - новые", в которых измерение массы невозможно (из-за отсутствия оптической компоненты или иных сложностей), могут быть также хорошими кандидатами в черные дыры. Особенно это относится к Новой Орла 1992 года (Nova Aquila 1992) и источнику 1 E 17407-2942, у которых наблюдаются также радиовыбросы - "джеты". Эти "микроквазары", в которых идет как аккреция, так и выброс вещества, демонстрируют интересную связь высокоэнергичных явлений на масштабах звезд и галактик.

Свидетельства существования сверхмассивных черных дыр в ядрах галактик

После оригинальных рассуждений Митчелла и Лапласа идея гигантских черных дыр была вновь привлечена в 60-е годы прошлого века для объяснения огромного энерговыделения активных галактических ядер (active galactic nuclei, AGNs). Это - общее название для огромного семейства галактик, включающего в себя квазары, радиогалактики, сейфертовские галактики, блазары и так далее. Основным процессом в них является аккреция газа на массивную черную дыру. Предельная светимость для источника массой $M$, называемая эддингтоновской светимостью, определяется из равенства сил гравитационного притяжения и давления излучения на элемент газа и равна

$$ L \approx 10^{39} \, \frac{M}{10^{8}M_{\odot}} \textrm{Ватт} $$

Наблюдаемые светимости активных галактических ядер варьируются от $10^{37}$ до $10^{41}$ Ватт, где последняя величина соответствует наиболее мощным квазарам. Соответствующие значения масс лежат в пределах $10^{6} - 10^{10} M_{\odot}$.

Благодаря постоянному улучшению наблюдательных данных, в 90-х годах стало ясно, что в большинстве галактических ядер (как активных, так и нет) сконцентрированы большие массы вещества. Сегодня обнаружение этих масс - одна из главных задач внегалактической астрономии. Наиболее успешным методом является анализ динамики окружающего ядро вещества: газ или звезды вблизи невидимой центральной массы имеют большую дисперсию скоростей, что может быть измерено спектроскопически. Похоже, что массивные черные дыры сидят в центрах почти всех галактик, а энергетика их определяется имеющимся объемом газа. Наилучшие кандидаты суммированы в таблице 2.

К примеру, центр нашей галактики наблюдается в радио. инфракрасном и рентгеновском диапазонах (на других длинах волн слишком велико поглощение пылевыми облаками в галактическом диске). Необычный радиоисточник был обнаружен в динамическом центре, что можно интерпретировать как среднемассивную черную дыру с малым темпом аккреции. Однако однозначного доказательства этому пока нет, так как наблюдаемые движения газа трудно интерпретировать. Недавно Экартом и Гензелом (Eckart, Genzel, 1996) было получено полное трехмерное распределение звездных скоростей в центральных 0.1 пк нашей галактики. Значения и распределение их хорошо согласуются с гипотезой наличия там черной дыры с массой $2.5 \times 10^{6} M_{\odot}$.

Ядро гигантской эллиптической галактики $M87$ в скоплении Девы также давно привлекает внимание как кандидат в сверхмассивные черные дыры. Независимые наблюдения согласуются с моделью черной дыры с массой $1-3 \, 10^{9} M_{\odot}$, аккрецирующей в медленном неэффективном режиме. Газовый диск вращается в плоскости, перпендикулярной наблюдаемому выбросу; недавние наблюдения на космическом телескопе имени Хаббла показывают компоненты диска с красным и синим смещением, что можно интерпретировать как эффект Доплера при приближении и удалении от нас частей диска.

Ядро спиральной галактики NGC 4258 (M 106) является, пожалуй, самым надежным кандидатом в массивные черные дыры. Движения газа там промерены с большой точностью по мазерной линии излучения $1.3$см $H_{2}O$. Скорости известны с точностью до $1$ км/с. По их пространственному распределению виден диск с кеплеровским вращением вокруг массивного компактного объекта, причем радиус внутреннего края диска, где орбитальная скорость газа составляет $1080$ км/с, слишком мал, чтобы внутри него могло находиться устойчивое скопление звезд массой $3.6 \times 10^{7}M_{\odot}$.

Таблица 2. Кандидаты в массивные черные дыры
динамикагалактикатип галактики$M_{h}/M_{\odot}$
мазерM 106 с баром $ 4 \times 10^{7}$
газ M 87 эллиптическая $ 3 \times 10^{9}$
газ M 84 эллиптическая $ 3 \times 10^{8}$
газ NGC 4261 эллиптическая $ 5 \times 10^{8}$
звезды M 31 спиральная $3-10 \times10^{7}$
звезды M 32 эллиптическая $ 3 \times 10^{6}$
звезды M 104 спиральная (с баром?) $ 5-10 \times 10^{8}$
звезды NGC 3115 линзовидная $ 7-20 \times 10^{8}$
звезды NGC 3377 эллиптическая $ 8 \times 10^{7}$
звезды NGC 3379 эллиптическая $ 5 \times 10^{7}$
звезды NGC 4486B эллиптическая $ 5 \times 10^{8}$
звезды Milky Way спиральная $ 2.5 \times 10^{6}$

Массивные черные дыры в нашей и соседних галактиках должны быть уменьшенными версиями тех сильно нестационарных явлений, что наблюдаются в активных галактических ядрах. Но последние слишком далеки, чтобы можно было проводить спектроскопическое исследование их динамики. Однако, оценки их светимости и теоретические ограничения на эффективность энерговыделения в сильных гравитационных полях показывают, что центральные темные массы там заключены в пределах $10^{7} - 10^{9} \, M_{\odot}$. Переменность излучения на малых временах также свидетельствует о малых размах излучающих областей; многие активные ядра сильнопеременны на временных шкалах порядка часа, что ограничивает область излучения масштабом светового часа. А такие большие массы в таких малых объемах не могут быть скоплениями звезд, потому аккрецирующие массивные черные дыры остаются единственным приемлемым объяснением.

Разрушение звезд

Светимость при аккреции газа с темпом $dM/dt$ и типичной эффективностью $\epsilon \approx 0.1$ есть

$$ L \approx 10^{39} (\frac{\epsilon}{0.1}) \, \frac{dM/dt}{1 M_{\odot}/\textrm{год}}\textrm{Ватт} $$

Сравнивая светимость этой модели аккреции с наблюдаемыми для активных галактических ядер, мы получаем пределы на темп аккреции $10^{-2}- 10^{2} \, M_{\odot}/\textrm{год}$. Дальше встает вопрос, какой именно механизм способен его обеспечить для гигантской черной дыры. Достаточно эффективна, например, потеря массы пролетающими рядом звездами. Современные модели галактических ядер предполагают массивную черную дыру, окруженную плотным звездным облаком. Из-за диффузии орбит некоторые звезды залетают достаточно глубоко в гравитационных потенциал черной дыры по сильно вытянутым орбитам. Звезды могут разрушаться либо под действием приливных сил, либо за счет столкновений с другими звездами (см. рисунок 20). Радиус столкновений $R_{coll} \approx 7 \times 10^{18} \, \frac{M}{10^8 M_{\odot}}$ см для солнцеподобных звезд определяется как расстояние, на котором скорость свободного падения сравнивается со скоростью убегания на поверхности звезды $v_{*}$ (порядка $500$ км/с для нормальных звезд); при столкновении двух звезд внутри $R_{coll}$ они частично или полностью разрушаются.

Приливной радиус и радиус столкновений.
Рисунок 20. Приливной радиус и радиус столкновений.

Кроме того, звезды, попавшие внутрь критического приливного радиуса $R_{T} \approx 6\times 10^{13} \, ( \frac{M}{10^{8}M_{\odot}} )^{1/3}$ см. для солнцеподобных звезд, будут неизбежно разрушены приливными силами, примем порядка $50\%$ их газа будет захвачено черной дырой. В некотором смысле такое разрушение можно рассматривать как столкновение звезды с самой собой...

В случае столкновения величина $\beta = v_{rel}/v_{*}$ играет ту же роль, что и фактор $\beta = R_{T}/R_{p}$ в случае разрушения приливными силами (где $R_{p}$ - высота периастра). Как только выполняется условие $\beta \geq 1$, звезда разрушается, а когда $\beta \geq 5$, звезды сильно деформируются при столкновении, то есть в обоих случаях $\beta$ является фактором разрушения, величина которого определяет судьбу звезды.

Впервые приливное разрушение звезды массивной черной дырой было промоделировано в 80-х годах мной с сотрудниками (см. работу Luminet и Carter, 1986, и ссылки в ней). Мы установили, что звезда, попавшая внутрь сферы приливного радиуса, сдавливается приливными силами в короткоживущий очень горячую блиноподобную конфигурацию. Рисунок 21 показывает процесс деформации звезды (размер ее значительно увеличен для выразительности). Слева показана деформация звезды в плоскости ее орбиты, а справа - в перпендикулярном направлении. От $a$ до $d$ приливные силы слабы, и звезда остается почти сферической. В точке $e$ звезда проходит приливной радиус и становится сигарообразной. От $e$ до $g$ становится все более важным "эффект катка", и звезда уплощается в орбитальной плоскости до формы изогнутого "блина". Когда звезда покидает сферу приливного радиуса, пролетев вблизи черной дыры, она вновь расширяется, вновь становится сигарообразной. Чуть позже звезда наконец разваливается на куски.

Если же звезда пролетает достаточно близко от черной дыры (скажем, на $\beta \geq 10$), ее центральная температура за долю секунды возрастает до миллиарда градусов, сильно увеличивается скорость термоядерных реакций, такие элементы, как гелий, азот и кислород мгновенно переходят в более тяжелые за счет захвата протонов или альфа-частиц. В "звездном блине" происходит термоядерный взрыв, давая в результате "случайную сверхновую". Этот взрыв имеет далеко идущие последствия: порядка $50\%$ звездных "обломков" выбрасываются (за счет энергии взрыва) с огромной скоростью прочь от черной дыры горячим газовым облаком, остальное вещество падает на черную дыру, вызывая вспышку излучения. Как и сверхновые, "звездные блины" являются теми тиглями, в которых рождаются тяжелые элементы, потом рассеиваемые по всей галактике. Таким образом, наблюдения высокоскоростных облаком и необычно высокого обилия редких изотопов в окрестностях галактических ядер могло бы послужить аргументом в пользу наличия там черных дыр.

Разрушение звезды приливными силами вблизи черной дыры.
Рисунок 21. Разрушение звезды приливными силами вблизи черной дыры.

Сопровождаемое взрывом или нет, приливное разрушение звезды должно вызывать вспышку излучения на шкале нескольких месяцев (столько требуется веществу звезды, чтобы полностью исчезнуть в черной дыре). Для описания эволюции звезды нами была разработана приближенная "аффинная модель", предполагающая эллипсоидальность слоев постоянной плотности. Многие астрофизики сомневались в предсказаниях такой модели до тех пор, пока по всему миру не были проведены детальные трехмерные расчеты, подтвердившие ее основные свойства и предсказания (хотя формирование ударных волн и может немного понизить центральную плотность "блина").

В промежутке между 1991 и 1993 годами ультрафиолетовая светимость ядра эллиптической галактики NGC 4552 возросла до $10^{6} L_{\odot}$ на шкале времени, согласующейся с предсказаниями теории приливного разрушения звезды, хотя светимость и оказалась примерно на 4 порядка ниже, чем ожидалось, что может свидетельствовать о неполном разрушении звезды.

<< Физика черных дыр | Оглавление | Путешествие в черную дыру >>
Публикации с ключевыми словами: черные дыры - ядра активных галактик - Общая теория относительности - рентгеновские двойные - Сверхмассивные черные дыры
Публикации со словами: черные дыры - ядра активных галактик - Общая теория относительности - рентгеновские двойные - Сверхмассивные черные дыры
См. также:
Все публикации на ту же тему >>

Мнения читателей [17]
Оценка: 3.6 [голосов: 136]
 
О рейтинге
Версия для печати Распечатать

Астрометрия - Астрономические инструменты - Астрономическое образование - Астрофизика - История астрономии - Космонавтика, исследование космоса - Любительская астрономия - Планеты и Солнечная система - Солнце

Астронет | Научная сеть | ГАИШ МГУ | Поиск по МГУ | О проекте | Авторам

Комментарии, вопросы? Пишите: info@astronet.ru или сюда

Rambler's Top100 Яндекс цитирования