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

На первую страницу << 11. Вблизи рождающейся звезды | Оглавление | 13. Что же такое протозвезды? >>

От облака к звезде

"Расширение Вселенной во многих отношениях подобно коллапсу звезды, если не считать того, что направление времени при расширении обратное."

С. Хокинг, Дж. Эллис [43]

Теперь мы вплотную подошли к вопросу о том, как происходит превращение газо-пылевого облака в звезду. Но прежде чем начать об этом рассказ, сделаем два замечания. Во-первых, чтобы понять суть проблем, стоящих перед космогонистами сегодня, нам придется познакомиться с тем, как складывались современные представления о заключительных этапах звездообразования. Второе замечание касается формы изложения. Большинство результатов, о которых пойдет речь, получено с помощью громоздких численных расчетов на ЭВМ, проверить истинность которых можно, лишь повторив эту гигантскую работу. Поэтому мы поневоле ограничимся описанием постановки задачи и результатов расчета, а читатель может интуитивно либо доверять этим результатам, либо нет.

Однако в ряде случаев суть дела можно понять с помощью простых оценок, что, впрочем, требует от читателя известной подготовки.

Наша книга посвящена протозвеэдам. Но если вы попытаетесь найти определение, что же такое протозвезда, то обнаружите, что сделать это не так-то легко. Судите сами. На с. 231 книги "Происхождение и эволюция галактик и звезд" [40] написано: "Под термином "протозвезды" обычно понимают такую фазу эволюции звезды, когда она уже освободилась от сжимающейся среды, больше не фрагментирует и сжимается дальше самостоятельно... до тех пор, пока не включатся термоядерные источники энергии и звезда не переидет на главную последовательность".

В другой книге "Протозвезды и планеты" [51], написанной в том же году, на стр. 322 не менее категорично утверждается: "Обычно считается, что протозвезды - это объекты с температурой поверхности ниже 3000 К, в ходе эволюции проходящие через область диаграммы Герцшпрунга - Рессела, которая... запрещена для моделей звезд, находящихся в гидростатическом равновесии". В маленькой энциклопедии "Физика космоса" [52] на с. 263 читаем: "Протозвезды - непрозрачные массы газа, в которых гравитация уравновешена внутренним давлением", но там же на с. 725 утверждается, что "коллапсирующие объекты звездной массы называются протозвездами".

Этот разнобой отнюдь не случаен. Он отражает ситуацию, возникающую при попытке согласовать теоретические расчеты с наблюдениями процесса рождения звезд из газовых облаков. Чтобы стало ясно, в чем причина сегодняшних трудностей, нам придется сначала описать ранние, еще несовершенные представления о протозвездах, а уже затем перейти к результатам исследований последних лет.

Итак, после того, как сила тяготения по той или иной причине превысила силу газового давления, облако начинает сжиматься. Рассмотрим для начала случай сферически симметричного облака массой 1 М$_\odot$, пренебрегая его вращением и присутствием магнитного поля. Если причиной сжатия служит гравитационная неустойчивость, то облако в начале сжатия должно иметь размер lJ » 1,5 1017 см » 2 106 R$_\odot$, среднюю плотность r » 10-19 г/см3 и температуру около 15 К. При таких параметрах облако непрозрачно для видимого и более коротковолнового излучения, но прозрачно для ИК излучения с длиной волны l > 10 мкм.

Работа сил тяготения при сжатии облака вначале идет в основном на увеличение кинетической энергии движущихся к центру частиц, и лишь малая ее часть переходит в тепло за счет соударений молекул друг с другом и с пылинками. Но температура газа при этом не меняется, поскольку рождающиеся при столкновении частиц кванты ИК излучения свободно покидают облако, унося тепловую энергию.

Из-за того, что сжатие протекает при почти постоянной температуре (т. е. изотермически), давление газа растет гораздо медленнее, чем сила гравитации, и вскоре после начала сжатия давлением газа в расчетах можно просто пренебречь. Это означает, что время, необходимое облаку для существенного сжатия, будет близко к времени свободного падения (tff), которое в нашем случае составляет около 0,2 млн лет.

По мере сжатия облака плотность газа возрастает, и кванты ИК излучения начинают застревать в веществе, передавая свою энергию молекулам и пылинкам. Предположим, как это сделали в начале 60-х годов японские астрофизики Ч. Хаяши и Т. Накано, что на стадии свободного падения сжатие облака происходит однородно, т. е. плотность облака меняется со временем одинаково во всех точках. Тогда в этом облаке стадия непрозрачности наступит в тот момент, когда его радиус уменьшится примерно в 100 раз. Необходимое для этого время очень близко к tff. Как только облако станет непрозрачно для собственного теплового излучения, температура газа начнет повышаться. Давление газа при этом быстро возрастет и в определенный момент остановит сжатие облака.

Проиллюстрируем сказанное с помощью простых оценок. В сферически симметричном облаке сила тяготения, действующая на 1 г газа, равна Fт = GM(R)/R2. Противодействует ей выталкивающая сила Архимеда, т. е. разность газового давления сверху и снизу: в расчете на 1 г вещества эта сила равна Fг = (dP/dR}/r, где r и Р - соответственно плотность и давление газа. Не стремясь к идеальной точности, производную можно заменить отношением величин: Fг » P/(rR). А учитывая, что по закону Клапейрона - Менделеева температура газа Т ~ Р/r, получаем Fг ~ T/R.

Таким образом, при изотермическом сжатии облака сила тяготения возрастает со временем по закону R-2, а сила газового давления - по закону R-1, т. е. медленнее. В исходном состоянии (R » lJ/4) эти силы были равны, но когда радиус облака при сжатии уменьшился в несколько раз, во столько же раз увеличилась сила Fт, по сравнению с Fг, и дальнейшее сжатие можно рассматривать в режиме свободного падения.

Изменение непрозрачности облака по мере его сжатия оценивается также просто. Вероятность поглощения кванта пропорциональна числу атомов на его пути, т. е. величине rR. А так как r ~ M/R3, то rR ~ 1/R2, следовательно, непрозрачность быстро возрастает по мере сжатия облака.

В 1964 г. Ч. Хаяши и Т. Накано впервые подробно исследовали динамику сжатия (коллапса) протозвездного облака. Они рассчитали эволюцию первоначально однородного изотермического шара массой 1 M$_\odot$, начиная с момента, когда облако стало непрозрачным. В этот момент радиус облака 2,5 104 R$_\odot$, плотность 4 10-14 г/см3 и температура 15 К. Расчеты показали, что возрастание непрозрачности вещества происходит столь быстро, что диффузия излучения наружу не успевает отводить выделяющееся при сжатии тепло. Поэтому недра протозвезды становятся горячее ее поверхности и в действие вступает дополнительный механизм теплоотвода - конвекция. Иными словами, начинается интенсивное перемешивание вещества, переносящее горячий газ к поверхности протозвезды, а остывший - в ее недра.

Всплытие горячих элементов газа происходит гораздо быстрее, чем диффузия излучения сквозь них. Поэтому они не обмениваются друг с другом тепловой энергией, а лишь адиабатически расширяются при всплытии, попадая в область пониженного давления вблизи поверхности протозвезды, Таким образом, конвекция не только отводит тепло, но и превращает распределение давления, плотности и температуры в адиабатическое.

В этот период сила гравитации все еще играет основную роль, т. е. сжатие происходит в режиме свободного падения. Однако для адиабатического распределения характерно уменьшение плотности облака от центра к периферии. А поскольку tff увеличивается с уменьшением плотности, центральная часть облака будет сжиматься быстрее, чем внешняя, и распределение плотности с течением времени будет становиться все более и более неоднородным.

В результате уже через несколько лет после начала адиабатического сжатия в центральной области протозвезды формируется гидростатически равновесное ядро массой 10-2 М$_\odot$, радиусом 6 103 R$_\odot$, центральной температурой 2100 К и плотностью 2 10-8 г/см3. В то же время внешние слои по-прежнему свободно падают к центру. Наталкиваясь на ядро со скоростью около 1 км/с, вещество внешних слоев резко тормозится, и на границе ядра возникает ударная волна, в которой кинетическая энергия падающего газа превращается в тепло.

Падающее вещество оболочки влияет на ядро двояким образом: во-первых, оно увеличивает его массу, заставляя быстрее сжиматься, а во-вторых, способствует его нагреву. Пока температура в центре не поднимется до 104 К, ядро остается в гидростатическом равновесии. Однако выше этой температуры начинается ионизация атомов водорода, и тепловая энергия расходуется не только на нагрев газа, но и на разрушение атомов - сходная ситуация возникает при плавлении твердых тел и при кипении жидкостей, только в этом случае энергия затрачивается на разрыв не внутриатомарных, а межатомарных связей.

Пока продолжается ионизация водорода, температура газа почти не возрастает. По этой причине давление в результате сжатия увеличивается медленнее, чем сила тяжести, и гидростатическое равновесие в ядре нарушается. Оно начинает сжиматься быстро и неоднородно.

Когда же весь газ становится ионизованным, возобновляется быстрый рост температуры, что приводит к появлению нового гидростатически равновесного ядра меньшего размера (М » 10-2 M$_\odot$, R » 103 R$_\odot$). На границе нового ядра возникает вторая ударная волна, гораздо более сильная, чем первая: ведь сила тяжести и скорость падения здесь существенно выше. Эта ударная волна движется наружу и примерно за 100 суток достигает поверхности протозвезды, преобразуя по пути направленное движение внешних слоев в тепло.

В результате почти во всем объеме протозвезды разрушаются молекулы, а затем и атомы водорода и гелия, испаряется пыль, и объект в целом достигает гидростатического равновесия. На этом завершается адиабатическое сжатие, общая продолжительность которого около 20 лет, и протозвезда вступает в новую фазу эволюции - в так называемую стадию Хаяши. Мы не случайно использовали выше термин "протозвезда": именно так в работе Хаяши и Накано называется сжимающееся облако после того, как оно стало непрозрачным для собственного теплового излучения.

Теперь следует сказать о параметрах протозвезды в момент достижения ею гидростатического равновесия. Как мы видим, быстрое сжатие протозвезды останавливается в тот момент, когда все ее вещество превращается в плазму. Следовательно, протозвезда будет сжиматься до тех пор, пока работа силы гравитации не превратит в плазму весь молекулярный газ. Конечно, часть тепловой энергии, выделяющейся при сжатии, уносится излучением. Однако фаза адиабатического сжатия в расчетах японских ученых оказалась столь короткой, что за это время излучение не может унести заметную долю энергии и этими потерями вполне можно пренебречь. Предшествовавшая ей фаза изотермического сжатия длится гораздо дольше, но светимость протозвезды в этот период очень мала, и поэтому потеря энергии на излучение также оказывается мизерной.

Чтобы подтвердить сказанное, вновь обратимся к простым оценкам. Как известно, гравитационная энергия шара равна kGM2 / R, где k - коэффициент порядка единицы, зависящий от распределения плотности внутри шара. Для однородного шара k1 = 0,6, а при адиабатическом распределения плотности, когда давление и плотность связаны соотношением Р ~ r5/3, k2 = 6/7. Источником энергии как для излучения протозвезды, так и для ионизации ее вещества, служит выделение гравитационной энергии при сжатии, по абсолютной величине равное разности гравитационных энергий исходного облака (-k1GM2 / RJ) и сжавшейся протозвезды (-k2GM2 / R). Но поскольку RJ >> R, то выделение гравитационной энергии составляет DE » k2GM2 / R.

Как следует из теоремы вириала, к моменту установления гидростатического равновесия половина этой энергии затрачивается на нагревание газа, а вторая половина может быть израсходована на диссоциацию молекул, ионизацию атомов и на излучение. Для диссоциации 1 кг молекулярного водорода и последующей ионизации атомов водорода и гелия необходимо затратить c » 109 Дж/кг. Значит, чтобы все вещество протозвезды превратить в плазму, необходимо затратить энергию cМ. Из равенства cM = k2GM2 / 2Rx получим радиус протозвезды в момент установления гидростатического равновесия: Rx » k2GM / 2c.

За время изотермического сжатия не может быть высвечена энергия более той, что выделяется гравитационным механизмом: GM2 / R0, где R0 - радиус, при котором облако становится непрозрачным. Но поскольку R0 >> Rx, то эта энергия ничтожно мала по сравнению с энергией, выделяющейся на стадии адиабатического сжатия, и ею можно пренебречь.

Установление гидростатического равновесия означает, что в каждой точке протозвезды соблюдается равенство сил гравитации и газового давления:

\large$$\frac{dP}{dt}=-\frac{GM\rho}{R^2}$$

или по порядку величины Р / R » GMr / R2. Тогда, учитывая, что для водородной плазмы T = Р / (2rA), где А - универсальная газовая постоянная, получим: Т ~ М / Rx. А так как Rx ~ М, то Т не зависит от массы протозвезды.

Хотя в приведенных выше оценках фигурируют некие средние величины Р, r и Т, можно показать, что аналогичные соотношения справедливы и для соответствующих величин Рc, rc и Тc в центре протозвезды. В частности, rc ~ r ~ M / R3x ~ M-2.

По расчетам Хаяши и Накано в момент достижения гидростатического равновесия радиус протозвезды с массой в 1 M$_\odot$ составляет 50 R$_\odot$, а у прочих протозвезд он отличается от этой величины пропорционально их массе. Из этого следует, что в начале стадии Хаяши температура в центре протозвезд почти не зависит от их массы и равна 2 105 К, а центральная плотность протозвезды обратно пропорциональна квадрату ее массы. Но чем меньше плотность, тем более прозрачно вещество для излучения. Поэтому у массивных протозвезд для отвода тепла из центральных областей достаточно только излучения: в их ядре конвекция отсутствует и поэтому говорят, что у массивных протозвезд формируется "лучистое ядро". Звезды же с массой менее 3 M$_\odot$ остаются полностью конвективными.

Информацию о любом астрономическом объекте мы получаем прежде всего из анализа его излучения. Поэтому вопрос о том, как будет излучать протозвезда в ходе своей эволюции, представляет особый интерес. На стадии изотермического сжатия светимость облака резко возрастает со временем, поскольку скорость сжатия непрерывна увеличивается. Из-за низкой температуры газа излучение сосредоточено в далеком ИК диапазоне - это прежде всего излучение молекул Н2 в линиях с длиной волны около 28 мкм и тепловое излучение пыли в области около длины волны 200 мкм. Максимум светимости, равный примерно 0,2 L$_\odot$ для протозвезды массой 1 M$_\odot$, должен достигаться непосредственно перед тем, как облако станет непрозрачным.

Рост непрозрачности приводит к уменьшению светимости, практически не меняя спектрального состава излучения. Резкое повышение светимости до 300 L$_\odot$ происходит в результате выхода на поверхность протозвезды ударной волны, которая нагревает внешние слои до температуры около 3000 К. При такой температуре протозвезда уже становится оптическим источником излучения красного цвета.

Таким образом, в модели Хаяши - Накано после окончания быстрого сжатия протозвезда должна выглядеть как обычная холодная звезда, причем переход от стадии инфракрасного объекта к оптическому должен произойти очень быстро - менее чем за 100 суток.
Диаграмма светимость-температура
Рис. 12.1. Диаграмма светимость-температура поверхности для звезд типа Т Тельца (точки) из области звездообразования в Туманности Ориона: сплошная толстая линия - начальная главная последовательность; сплошными тонкими линиями показаны треки протозвезд различной массы, значение которой в единицах M$_\odot$ указано вблизи главной последовательности; штриховые линии - положение протозвезд с радиусами 1, 3 и 10 R$_\odot$

Теперь остается рассказать о последнем этапе эволюции протозвезды - о стадии медленного сжатия. Поскольку для наблюдателя протозвезда теперь принципиально не отличается от обычных звезд, описывать дальнейшую ее эволюцию удобно с помощью диаграммы Герцшпрунга - Рессела (рис. 12.1). В 1961 г. Хаяши доказал, что для медленно сжимающейся полностью конвективной протозвезды справедливы два следующих утверждения: во-первых, ее светимость должна убывать с уменьшением радиуса, а во-вторых, температура поверхности таких протозвезд слабо зависит от их массы и почти не зависит от светимости.

Как мы уже знаем, протозвезды с массой менее 3М$_\odot$, подходят к стадии медленного сжатия полностью конвективными. Следовательно, в соответствии с теорией Хаяши их пути на диаграмме Герцшпрунга - Рессела должны выглядеть как почти вертикальные линии. Этот этап жизни протозвезд и называют стадией Хаяши.

Протозвезды массой менее 0,3 M$_\odot$ в процессе медленного сжатия остаются полностью конвективными и опускаются на главную последовательность по вертикальному пути. У протозвезд большей массы из-за повышения центральной температуры в ходе сжатия в определенный момент возникает лучистое ядро. Это существенно изменяет дальнейшую связь между температурой поверхности протозвезды и ее светимостью: температура поверхности в ходе дальнейшего сжатия начинает быстро увеличиваться.

Для тех, кто знаком с основами физики звезд, попытаемся обосновать приведенные выше утверждения. Сначала покажем, что трек (путь) полностью конвективной звезды на диаграмме Герцшпрунга - Рессела должен быть вертикальным. Мы уже видели, что для звезды, находящейся в гидростатическом равновесии, температура и плотность в центре связаны с массой и радиусом соотношениями:

\large$$T_c \propto \frac{M}{R}, \qquad r_c \propto \frac{M}{R^3}.$$ (12.1)

Если звезда полностью конвективна, то энтропия газа S постоянна вдоль радиуса. А поскольку для идеального газа S ~ T3/2r-1, то параметры звезды в центре связаны с параметрами вблизи поверхности следующим приближенным соотношением:

\large$$\frac{T_c^{3/2}}{r_c} \gg \frac{T_{ef}^{3/2}}{r_{ef}}.$$ (12.2)

Напомним, что эффективной температурой звезды (Tef) называется температура абсолютно черного тела, мощность излучения которого с единицы поверхности равна мощности излучения данной звезды. Используя это определение и закон Стефана - Больцмана, можно выразить светимость звезды (L) через ее радиус и эффективную температуру поверхности:

\large$$L=4\pi R^2\sigma T_{ef}^4 \quad \mbox{\rm или} \quad L\sim R^2 T_{ef}^4\,.$$ (12.3)

Теория звездных атмосфер утверждает, что если в фотосфере звезды перенос энергии осуществляется излучением (а в большинстве случаев это действительно так, поскольку из-за малой плотности вещества конвекция там неэффективна), то температура этих слоев почти постоянна, а плотность экспоненциально уменьшается в направлении к поверхности. Поэтому, как и в случае земной атмосферы, можно говорить об эффективной толщине (H) атмосферы звезды, причем H << R. Более того, теория указывает, что плотность газа у основания фотосферы (ref) связана с величиной Н соотношением krefH » 1, где k (см2/г) - коэффициент поглощения излучения. Это соотношение следует из определения фотосферы как слоя, ниже которого вещество звезды уже непрозрачно.

При температурах Т » (3 ¸ 5) 103 К основную роль в поглощении излучения играют различные молекулы и отрицательный ион водорода. Зависимость коэффициента поглощения от температуры и плотности при данном химическом составе очень сложна, но в первом приближении ее можно аппроксимировать простой формулой: k ~ Тarb, где a и b - некоторые постоянные коэффициенты. Хаяши и Накано в своих расчетах использовали значения k, предварительно вычисленные по сложным формулам и представленные в виде таблиц. Но они неплохо могут быть аппроксимированы нашей формулой при a = 4 и b = 0,5. Тогда получим:

\large$$H \propto \frac{1}{T_{ef}^4 \rho_{ef}^{3/2}}.$$ (12.4)

В фотосфере, как и во всей звезде, соблюдается гидростатическое равновесие. Поскольку H << R, то из уравнения равновесия получаем:

\large$$P_{ef} \gg \frac{GM}{R^2} \rho_{ef} H.$$ (12.5)

Комбинируя соотношения (12.1) - (12.5), находим сиязь между светимостью звезды, ее массой и эффективной температурой:

\large$$T_{ef} \propto M^{7/31} L^{1/62}.$$ (12.6)

Полученное выражение как раз и доказывает то, что при изменении светимости полностью конвективной звезды ее эффективная температура остается почти постоянной. На диаграмме Герцшпрунга - Рессела трек такой звезды будет практически вертикальным. А поскольку при сжатии протозвезды ее радиус уменьшается, то, как видно из формулы (12.3), светимость протозвезды на этой стадии будет убывать со временем.

В отличие от фотосферы в глубине протозвезды газ полностью ионизован и зависимость коэффициента поглощения от r и Т имеет уже другой вид (эту зависимость называют законом Крамерса):

\large$$k \propto \rho/T^{7/2}.$$ (12.7)

А поскольку у конвективной звезды r ~ T3/2, то мы видим, что k ~ T-2, или, используя формулу (12.1), k ~ R2. Значит, вещество в центре протозвезды наиболее прозрачно для излучения. Теперь становится понятным, почему на определенном этапе сжатия вокруг центра звезды возникает область, в которой перенос энергии осуществляется излучением - лучистое ядро.

По мере сжатия протозвезды все меньшая часть ее объема остается охваченной конвекцией. Это приводит к изменению направления перемещения протозвезды по диаграмме Герцшпрунга-Рессела. Рассмотрим предельный случай: определим форму трека для звезды, полностью находящейся в состоянии лучистого равновесия, у которой перенос энергии происходит только за счет диффузии квантов из недр к поверхности. Поддерживается этот процесс за счет градиента температуры:

\large$$\sigma T^3\frac{dT}{dr} =- \frac{3kL_r\rho}{64\pi r^2}.$$ (12.8)

где Lr, T и r - величины в точке, отстоящей от центра звезды на расстояние r. Для средних значений этих величин, как и раньше, получаем:

\large$$T^4 \propto kL\rho/R.$$ (12.9)

Используя для k выражение (12.7), а для Т и r - выражение (12.1), с учетом формулы (12.3) получаем:

\large$$L \propto T_{ef}^{4/5} M^{22/5}.$$ (12.10)

Следовательно, на диаграмме Герцшпрунга - Рессела форма трека для полностью лучистой протозвезды с фиксированной массой описывается следующей зависимостью:

\large$$\lg L \propto 0.8\lg T_{ef}.$$ (12.11)

Значит, при переходе от конвективного переноса энергии к лучистому вертикальный трек протозвезды переходит в наклонную линию.

До 1961 г. вообще считалось, что эволюция протозвезд полностью описывается наклонными ("лучистыми") траекториями. Это вызывало серьезные трудности при интерпретации диаграмм "спектр - светимость" молодых звездных скоплений. Работа Хаяши, указавшего на необходимость учета конвекции, позволила устранить возникшие противоречия между теорией и наблюдениями. Поэтому термины "стадия Хаяши" и "трек (траектория) Хаяши" заслуженно отражают большой вклад японского астрофизика в решение этой проблемы.

Итак, протозвезда медленно сжимается, и наступает момент, когда температура в ее недрах достигает значения около 3 106 К, при котором начинаются термоядерные реакции. Вначале выделение термоядерной энергии не компенсирует потерь на излучение с поверхности протозвезды. Поэтому сжатие продолжается, температура в недрах возрастает, интенсивность ядерного горения усиливается. Сжатие должно прекратиться, когда мощность термоядерного "котла" станет равной светимости протозвезды. После этого события протозвезду уже можно считать нормальной звездой, хотя различные переходные процессы еще некоторое время будут продолжаться.

Превращение протозвезды массой 1 M$_\odot$ в нормальную звезду на диаграмме Герцшпрунга - Рессела происходит в точке с координатами L » 0,7 L$_\odot$ и Tef » 5800 К. Если отметить на этой диаграмме аналогичные точки для звезд разных масс, то получится линия, которую принято называть начальной главной последовательностью. Это своеобразная "стартовая линия" нормальных звезд. Однако не каждой протозвезде суждено стать звездой: лишь, объекты массой более 0,07 M$_\odot$ "удостаиваются этой чести". У менее массивных протозвезд температура в центре никогда не поднимается до уровня, необходимого для интенсивного протекания термоядерных реакций.
Центральная температура и вклад ядерного энерговыделения
Рис. 12.2. Для протозвезд с массами 0.085 и 0.07 M показано, как изменяется с возрастом их центральная температура (вверху) и вклад ядерного энерговыделения LЯ в полную светимость L. Видно, что объект с массой 0.07 M$_\odot$ так и не превращается в звезду главной последовательности.

Сжатие таких протозвезд останавливает не тепловое а квантовомеханическое давление газа. Из принципа запрета Паули следует, что при большой плотности плазмы электроны начинают испытывать сильное взаимное отталкивание, которое делает плазму чрезвычайно упругой. Этот эффект, названный давлением вырожденного электронного газа, особенно важен для маломассивных протозвезд, центральная плотность у которых в начале стадии Хаяши значительно выше, чем у протозвезд большой массы.

Как видно из рис. 12.2. у протозвезды массой 0,07 М$_\odot$ давление вырожденного электронного газа останавливает сжатие еще до того, как энерговыделение термоядерных реакций сможет компенсировать потери на изучение энергии с поверхности. В конце концов такие протозвезды, так и не став нормальными звездами, превращаются в холодные планетообразные тела. С такими сверхлегкими "звездо-планетами" мы уже познакомились в гл. 6.

Для того чтобы оценить, насколько электронный газ близок к вырождению, нужно сравнить температуру газа с величиной TF, называемой температурой Ферми. Если Т >> ТF, то газ не вырожден и квантовомеханическими эффектами можно пренебречь. Но если Т ~ ТF, то пользоваться классическим уравнением состояния (т. е. законом Клапейрона - Менделеева) уже нельзя.

Для нерелятивистской электронной компоненты водородной плазмы ТF » 3 105 Кr2/3. Поэтому в центре звезды справедливо отношение

\large$$\left.\left(T/T_{\mathrm{F}}\right)\right|_c \propto M^{1/3}R.$$ (12.12)

Отсюда видно, что по мере сжатия электронный газ приближается к вырождению, причем более заметно вырождение проявляется у звезд малой массы.

У протозвезд большой массы по мере их приближения к начальной главной последовательности одна за другой "включаются" различные термоядерные реакции. При относительно низкой температуре начинают гореть изотопы лития и бериллия. Они быстро превращаются в гелий, выделяя сравнительно мало тепла. Затем с повышением температуры начинается основная реакция превращения водорода в гелий. Поскольку в ходе этой реакции рождаются промежуточные изотопы (D2, Не3), которых в нормальной межзвездной среде практически нет, в недрах протозвезды некоторое время происходят процессы выравнивания (релаксации), после которых в равновесие приходят не только физические параметры объекта, но и его изотопный состав. В результате процессов релаксации сжатие протозвезды в центральной области может на время смениться расширением, при этом ее траектория вблизи начальной главной последовательности испытывает довольно причудливые изгибы.

В заключение этой главы скажем о характерном времени, которое проводят протозвезды в стадии медленного сжатия. Оценить это время довольно просто: по существу, это уже было сделано 100 лет назад лордом Кельвином (гл. 4). Действительно, высвечивание тепловой энергии происходит за счет изменения энергии гравитационной. Полное выделение гравитационной энергии к моменту, когда протозвезда достигает главной последовательности, составляет DЕ = GM2 / R, где R - радиус звезды. Половина этой энергии идет на нагревание вещества звезды, а половина высвечивается. Характерное время сжатия найдем, разделив потерю энергии па мощность излучения (естественно, что это время называют "кельвиновским" или "кельвин-гельмгольцевским"):

\large$$t_{\textrm{KH}} = \frac{GM^2}{2RL}.$$ (12.13)

Заметим, что основной запас гравитационной энергии выделяется, когда радиус протозвезды уже близок к своему конечному значению, а светимость уменьшилась до значения, с которым объект вступает на начальную главную последовательность (L). По этой причине скорость движения протозвезды по эволюционному треку уменьшается по мере ее сжатия, и большую часть времени она проводит вблизи главной последовательности. Поэтому, подставив в формулу (12.13) значение светимости звезды на главной последовательности, мы получим достаточно точную оценку времени медленного сжатия.

Для протосолнца (М = 1 M$_\odot$) это время составляег примерно 30 млн лет. Для протозвезд иной массы оно зависит от соотношения между массой, радиусом и светимостью их конечного "продукта" - нормальных звезд. Как известно, у звезд главной последовательности умеренных масс L ~ М5, а у более массивных L ~ М3. Поэтому в среднем можно принять, что L ~ М4. А радиус этих звезд почти пропорционален их массе (R ~ М). Отсюда нетрудно найти зависимость времени медленного сжатия от массы протозвезды:

\large$$t_{\textrm{KH}} \propto M^{-3}.$$ (12.14)

Следовательно, чем массивнее протозвезда, тем меньше ей нужно времени, чтобы достигнуть главной последовательности. И наоборот, у предков звезд минимально возможной массы (~ 10-1 М$_\odot$) время сжатия примерно равно возрасту Галактики (» 2 1010 лет). Мы уже говорили (гл. 6), что таких малюток немало в окрестности Солнца. Вероятно, многие из них все еще пребывают в протозвездном состоянии.

Поскольку продолжительность медленного сжатия протозвезды сильно зависит от ее массы, а продолжительность стадии свободного падения - не очень, все протозвезды можно разделить на две группы, границей между которыми служит значение массы 3 M$_\odot$. У менее массивных протозвезд медленное сжатие продолжается значительно дольше свободного падения, поэтому к моменту прихода протозвезды на главную последовательность ее оболочка уже полностью осела на ядро. Но у массивных протозвезд медленное сжатие длится недолго, поэтому ядро быстро превращается в нормальную звезду а оболочка еще продолжает свое падение, окутывая родившуюся звезду холодным газопылевым "коконом".



<< 11. Вблизи рождающейся звезды | Оглавление | 13. Что же такое протозвезды? >>

Публикации с ключевыми словами: Протозвезды - звездообразование
Публикации со словами: Протозвезды - звездообразование
См. также:
Все публикации на ту же тему >>

Мнения читателей [4]
Оценка: 3.0 [голосов: 92]
 
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