Гидродинамические процессы в тороидальной атмосфере вращающегося коллапсара

• Автор: Мануковский, Константин Викторович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2005
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 131 с. : ил.

1.1 Современное состояние проблемы
1.2 Модель взрыва сверхновой с учетом вращения
1.3 Цель, научная и практическая ценность работы
1.4 Краткое содержание работы
Глава 1. Аналитическая модель тороидальной атмосферы
1.1 Исходные данные. Формулировка задачи
1.2 Аналитическое решение
1.3 Модель тороидальной атмосферы
1.4 Основные результаты
Глава 2. Образование тороидальной атмосферы. Численная модель
2.1 Послеударная аккреция
2.2 Постановка задачи
2.3 Результаты численного моделирования
2.4 Основные выводы
Глава 3. Модель асимметричного взрыва в присутствии тороидальной атмосферы
3.1 Постановка задачи
3.2 Модель асимметричного взрыва сверхновой
3.3 Основные выводы
Приложение
Заключение
Список литературы
1.1. Современное состояние проблемы.
Проблема моделирования коллапсирующих сверхновых (СН) является одной из наиболее актуальных и сложных проблем современной астрофизики. На сегодняшний день накоплено огромное количество наблюдательных данных по вспышкам сверхновых. Первые наблюдения особенно ярких вспышек сверхновых были зафиксированы в исторических хрониках (сверхновая 1054 года, сформировавшая Крабовидную туманность); имена величайших астрономов возрождения связаны с открытием сверхновых (СН 1572 г., открытая Тнхо де Браге, и СН 1604 г., открытая Кеплером). С созданием телескопа стало возможно наблюдать вспышки сверхновых в других галактиках; спектральный анализ позволил разделить сверхновые по отсутствию или наличию линий водорода в спектре на I и II типы, В XX веке совершенствование астрономической техники привело к лавинообразному нарастанию объема наблюдений вспышек сверхновых. В последние десятилетия количество ежегодно регистрируемых вспышек достигло нескольких сотен; всего их зарегистрировано несколько тысяч, причем более чем для пятисот вспышек получены данные по изменению блеска сверхновых во времени, т.е. так называемые кривые блеска. Некоторые вспышки сверхновых, такие, как СН 1987А, наблюдались в самых разных электромагнитных диапазонах, и даже было зарегистрировано нейтринное излучение от данной сверхновой. Наблюдения же кривых блеска этой и некоторых других сверхновых в классических оптических полосах (/ -, В - и V - были проведены различными группами наблюдателей с высокой точностью. Между данными этих групп достигнуто, в общем, хорошее согласие; таким образом, по нескольким десяткам сверхновых имеется подробный набор наблюдательных данных, позволяющий провести жесткий отбор среди теоретических моделей, претендующих на адекватное описание явления. В то же время, ежегодно регистрируется все большее количество удаленных внегалактических сверхновых. Более подробные спектральные наблюдения позволили выделить среди СН1 типа подтипы 1а, 1Ь, 1с (по наличию и отсутствию линий гелия и более тяжелых элементов); среди СНН типа подтипы выделены по форме оптической кривой блеска (тип 111. - с линейным спадом, Нр - с плато па кривой блеска). Классифицировано также некоторое количество "пекулярных" сверхновых, занимающих промежуточное положение между выделенными подтипами классификации.

Теоретическое моделирование вспышек сверхновых при такой широкой наблюдательной бате также достигло значительных успехов с использованием основных достижений теоретической физики XX века и, прежде всего, теоретической астрофизики релятивистских звезд (белых карликов, нейтронных звезд и черных дыр), а также численной радиационной гидродинамики. Было достигнуто однозначное понимание того, что вспышка сверхновой является заключительной стадией эволюции любой достаточно массивной звезды (с массой более ~3М0). Был определен диапазон масс звезд на главной последовательности (~Зч-8Л/0), приходящих в процессе эволюции к формированию вырожденного углеродно-кислородного ядра, выявлены условия перехода такого ядра от гидростатической эволюции к термоядерному взрыву в работах Арнетта [3], Ивановой и др. [36], наблюдаемому как вспышка сверхновой 1 типа (прежде всего, подтипа 1а). Таким образом, считается, что вспышки таких сверхновых на современном этапе развития науки, в общем, получили эволюционное астрофизическое объяснение. Их дальнейшие исследования посвящены уточнению таких чрезвычайно важных и интересных аспектов явления, как возникновение и осуществление различных режимов взрывного горения: детонации и дефлаграции; неустойчивость фронтов горения; развитие крупномасштабной конвекции в условиях гидродинамического взрыва (с сильными ударными фронтами); вклад нейтринных процессов (нейтронизация). Построенные модели используются для решения важнейших астрофизических проблем. Можно упомянуть применение сверхновых типа 1а в качестве "стандартных свечей" к уточнению значения постоянной Хаббла.
В то же время, для звезд, имеющих на главной последовательности еще большую массу (свыше 8А/0), общепринятого полного эволюционного сценария до сих пор не существует. Расчеты эволютой такой звезды приводят к формированию у нее вырожденного железного ядра, расположенного в цешре луковичной структуры (слои более легких элементов, таких, как кремний, кислород, углерод и др. находятся, соответственно, снаружи). Масса такого ядра при массе всей звезды, превышающей - 8М0, согласно расчетам эволюции, превышает чандрасекаровский предел масс белых карликов; в железном ядре начинают идти как процессы развала атомных ядер железа на нуклоны и я-частицы (дезинтеграция железа), так и процессы нейтронизации вещества типа обратного бета-процесса; генерируемые нейтрино уносят энергию из вещества ядра звезды; все это приводит к тому, что ядро становится неустойчивым по отношению к процессу коллапса (характерный показатель адиабаты вещества у
необходимого условия электронейтральности, которое, в свою очередь, служит в виде простого интегрального уравнения для вычисления химического потенциала электронов //:
= +!**+*,), (2.12)
где ХГс, ХНе, Хр - весовые концентрации железа, гелия и свободных протонов, а под интегралом стоят функции Ферми-Дирака которые в случае произвольных
степеней вырождения и релятивизма лептоиов е± имеют явные выражения:
^) = ^(1 + ехр2^))-',
2±(5) = “(л/1+?^±>1'). (2-13)
тХ1' Я
поскольку и = ц_ = -и . Здесь введены безразмерные параметры а = и V)= г-,
квТ тес
где Т - температура, кв - постоянная Больцмана, те - масса электрона, /л -химический потенциал (включая энергию покоя фермионов), а также величина Я в

качестве естественной единицы длины (порядка комптоновской длины) Я3
8/г
Уравнение состояния в собственном смысле слова, т.е. выражения для давления и удельной внутренней энергии вещества, тогда даются формулами (Имшсшшк, Надсжин [86], [87]):
Р = Р. + Р. +>аТ1 +^-рТ^Х„ +Х„ +ХН'+^Х^> (2-14)
аТ* Ъкв ( „ • 1 „ 1
£ — є 4-а* -I 1 ТХ + X 4—Хн 4 Хр |+
+ р 2 /и„ I ” р 4 И‘ 56 *
ел+2бда Оъ+ъао. у „
56т„ ' к«) 4Г—Хн.
(2.15)
Здесь &(2„ = [тп-т^с1 =1.294Л/эЯ - величина энергетического порога бета-распада; а = 7.5644-КГ15 э/гаДсм3/?4) - постоянная плотности излучения. Вклад лептонных
давлений в полное уравнение состояния вычисляется по известным общим соотношениям, так же как и вклад лептонов в удельную внутреннюю энергию (Ландау, Лифшиц [99]):