Магнитогидродинамические процессы в нейтронных звездах

• Автор: Урпин, Вадим Алексеевич
• Шифр специальности: 01.03.02
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2009
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 313 с. : ил.

ОГЛАВЛЕНИЕ
ГЛАВА 1. ВВОДНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ
1.1. Краткий обзор
1.2. Актуальность проблемы
1.3. Цели, задачи и методы исследования
1.4. Научная новизна •
1.5. Научная и практическая ценность -
1.6. Структура и объем диссертации
1.7. Список статей по теме диссертации
1.8. Аппробация работы
ГЛАВА 2. МГД УСТОЙЧИВОСТЬ ПРОТО-НЕЙТРОННЫХ ЗВЕЗД
2 1. Устойчивость прото-нейтронных звезд без магнитного поля
2.2. Анизотропия конвекции во вращающихся прото-нейтронных звездах
2.3. Диссипативные неустойчивости во вращающихся прото-
нейтронных звездах
2.4. Магнитогидродинамические неустойчивости прото-нейтронных звезд
2.5. Магнитовращательная неустойчивость прото-нейтронных звезд
ГЛАВА 3. ТУРБУЛЕНТНОЕ ДИНАМО В ПРОТО-НЕЙТРОННЫХ ЗВЕЗДАХ
3.1. Крупномасштабное турбулентное динамо в прото-нейтронных звездах
3.2. Мелкомасштабное динамо в прото-нейтронных звездах
3.3. Динамо и свойства магнитных полей нейтронных звезд
3.4. Пульсары, магнетары и радиомолчащие рентгеновские нейтронные звезды
ГЛАВА 4. МГД ПРОЦЕССЫ В ДЖЕТАХ, ФОРМИРУЮЩИХСЯ
ПРИ РОЖДЕНИИ НЕЙТРОННЫХ ЗВЕЗД
4.1. Происхождение турбулентных движений в джетах
4.2. Генерация магнитных полей в джетах коллапсаров
ГЛАВА 5. УСТОЙЧИВОСТЬ МАГНИТНЫХ КОНФИГУРАЦИЙ НЕЙТРОННЫХ ЗВЕЗД
5.1. Устойчивость магнитных конфигураций, содержащих тороидальное
и аксиальное магнитные поля
5.2. Неаксисимметричная неустойчивость аксисимметричных магнитных
полей
ГЛАВА 6. ЭВОЛЮЦИЯ МАГНИТНЫХ ПОЛЕЙ ОДИНОЧНЫХ НЕЙТРОННЫХ ЗВЕЗД
6.1. Магнитная и вращательная эволюция одиночных нейтронных звезд
6.2. Джоулев нагрев и тепловая эволюция старых нейтронных звезд
6.3. Джоулев нагрев в пульсарах с сильными магнитными полями 226 ГЛАВА 7. ЭВОЛЮЦИЯ МАГНИТНЫХ ПОЛЕЙ НЕЙТРОННЫХ ЗВЕЗД
В ДВОЙНЫХ СИСТЕМАХ
7.1. Магнитная и вращательная эволюция нейтронных звезд в маломассивных системах
7.2. Эволюция нейтронных звезд в массивных двойных системах
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА

ГЛАВА 1. ВВОДНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ 1.1. Краткий обзор
Магнитные поля, наблюдаемые у нейтронных звезд, являются самыми сильными из известных в природе. Они лежат в широком интервале значений от ~ 108 до ~ 1014 Гс (а может быть и выше). В течение многих лет, начиная с 70-х годов, основным источником информации о величине магнитных полей нейтронных звезд были наблюдательные данные о замедлении вращения радиопульсаров. Если удается измерить собственный период вращения Р и скорость увеличения этого периода со временем Р, то, предполагая, что замедление вращения происходит благодаря излучению магнитодипольных волн, нетрудно вычислить величину магнитного поля на поверхности нейтронной звезды, которая могла бы обеспечить наблюдаемое увеличение периода:
где I ~ 1045 г см2 - момент инерции нейтронной звезды, Я ~ 106 см - ее радиус. Эта простая модель торможения пульсаров впервые была предложена в работах [1, 2], и с тех пор повсеместно используется для интерпретации данных о замедлении вращения. Для радиопульсаров с наблюдаемыми значениями Р и ■Р оценки по формуле (1.1.1) дают В ~ 108 — 1014 Гс.
В настоящее время о величине магнитного поля нейтронных звезд можно судить не только по скорости замедления их вращения. Благодаря телескопам, установленным на спутниках, стало возможным получать рентгеновские спектры нейтронных звезд с высоким разрешением. Во многих случаях, эти спектры показывают наличие особенностей, которые могут быть интерпретированы как циклотронные линии. По положению этих линий в спектре можно определить величину магнитного поля на поверхности звезды. Таким способом были измерены поверхностные поля как у изолированных нейтронных звезд, так и у многих нейтронных звезд в двойных системах, где спектральные особенности часто наиболее явно выражены (см., например, [3-6]). Дело в том, что во многих двойных системах нормальная звезда заполняет полость Роша и ее вещество перетекает на нейтронную звезду. При этом происходит сильное энерговыделение в рентгеновском диапазоне. Излучение большинства таких нейтронных звезд оказывается пульсирующим. В настоящее время общепринятой является точка зрения, что магнитное поле направляет поток аккрецирующего вещества на магнитные полюса нейтронной звезды, где и выделяется гравитационная энергия. Если звезда вращается и магнитные полюса не совпадают с враща-

(1.1.1)

тельными, то излучение окажется пульсирующим с периодом равным периоду вращения Р. Согласно оценкам (см., например, [7]), для коллимации потока аккрецирующего вещества обычно необходимо магнитное ноле больше, чем 1010 Гс. У целого ряда таких источников наблюдаемые особенности в рентгеновских спектрах были отождествлены с циклотронными линиями (см., например, [8, 9]. По этим особенностям можно оценить, что величина магнитного поля на поверхности указанных объектов порядка 1012 Гс. В последние годы стало также возможным изучать особенности в рентгеновских спектрах некоторых изолированных нейтронных звезд. Так например, линия поглощения в спектре пульсара 1Е 1297.4-5209 была отождествлена в работе [10] с линией однократно ионизованного Не в атмосфере с магнитным полем В ~ 1014 Гс. Бекер и др. [11] обнаружили особенность в спектре пульсара РЭП В1821-24, которая может быть, интерпретирована как циклотронная эмиссия плазмы над полярной шапкой. Эта эмиссионная линия вероятнее всего сформирована в короне с магнитным полем ~3х 10й Гс. Циклотронные линии поглощения наблюдались и в спектрах некоторых гамма-источников, которые по-видимому являются старыми нейтронными звездами. Частоты этих линий также примерно соответствуют магнитному полю ~ 1011 — 1012 Гс. Отметим, что величины магнитных полей, определенных по замедлению вращения и по спектральным особенностям часто не совпадают, как это имеет место, например, для РЭИ. В1821-24.
В настоящее время нет общепринятого мнения о природе сверхсильных магнитных полей нейтронных звезд. Одна из гипотез была высказана еще до того как были получены первые наблюдательные доказательства существования нейтронных звезд-пульсаров. Согласно этой гипотезе [12] магнитные поля нейтронных звезд могли образоваться благодаря усилению полей обычных звезд в ходе коллапса. Действительно, если магнитный поток сохраняется при коллапсе, то сжатие ядра нормальной звезды до размеров нейтронной приведет к гигантскому усилению исходного магнитного поля. Нетрудно оценить, каким должно быть среднее поле внутри предсверхновой для того, чтобы образовавшаяся в результате коллапса нейтронная звезда обладала полем ~ 1013 Гс. По-видимому, как сверхновые взрываются лишь звезды с массой больше 8М0 [13], поэтому мы проделаем численные оценки для модели предсверхновой с массой ~ 10М© и радиусом ~ 2.5 х 1011 см [14]. В результате взрыва сверхновой образуется нейтронная звезда, масса которой ~ 1.4М0, а остальные ~ 8.6М0 должны быть выброшены взрывом. Если магнитный поток сохраняется при коллапсе, то поток через нейтронную звезду должен равняться той части полного магнитного потока предсверхновой, которая проходила через область в центре, содержащую ~ 1.4А70. У звезды с массой 10Мо радиус этой центральной области состав-

неустойчивости, учитывая диссипативные эффекты, но пренебрегая вращением звезды. В этом разделе будет рассмотрено впияние вращение (которое может быть очень быстрым в прото-нейтронных звездах) на конвективную неустойчивость. Диссипативные неустойчивости при наличии быстрого вращения будут рассмотрены в следующем разделе.
Конвекция в прото-нейтронных звездах возникает как из-за отрицательного градиента энтропии, так и из-за наличия большого градиента лептонной концентрации [73], [21]. Область, где развивается конвекция, обычно окружена более протяженной областью, где развивается неустойчивость нейтронных пальцев. В ходе эволюции, границы неустойчивых зон движутся вглубь звезды, а сами зоны становятся более протяженными пока диффузия нейтрино не уменьшает температурный и лептонный градиентьь до такой степени, что неустойчивости перестают развиваться (это происходит через 30-40 с после коллапса). Времена роста этих двух неустойчивостей существенно различаются, что, по-видимому, должно приводить к различной эффективности турбулентного переноса в неустойчивых областях.
Свойства конвекции во вращающихся прото-нейтронных звездах изучены мало, хотя уже из самых простых оценок, основанных на сохранении углового момента при. коллапсе, следует, что это вращение может быть очень быстрым. Отметим также, что невозможность получить в сферически симметричных численных расчетах взрыв Сверхновой привела ряд авторов к идее; что такой взрыв возможен при отклонениях от сферической симметрии, которые могут быть обусловленны, например, быстрым вращением (см., например, [74]). Из численных расчетов и простого аналитического рассмотрения следует, что коллапс вращающегося предшественника обязательно приведет к дифференциальному вращению вновь рожденной нейтронной звезды [75]-[79]! Так, согласно недавнему исследованию вращающихся прото-нейтронных звезд [80], характерный масштаб, на котором изменяется угловая скорость, может составлять и 5 — 10 км. Поскольку прото-нейтронные звезды могут вращаться очень быстро и их угловая скорость может быть сравнима с частотой Брента-Вяйселя, конвективная неустойчивость может быть существенно модифицирована вращением. В частности, как показано в работе [81], расположение конвективных областей перестает быть сферически симметричным.
В этом разделе будет рассмотрено влияние вращения на критерий конвективной неустойчивости и на изотропию конвективных движений в условиях прото-нейтронных звезд. Впервые такое исследование было выполнено в работе [82], и результаты данного раздела базируются в основном на этой работе.