1tom - 0474.htm

Горячая нейтронная звезда излучает почти всю свою тепловую энергию в виде нейтрино. Так же, как и в случае излучения энергии протозвездой, это происходит за время, значительно превышающее f_fl, но радиус нейтронной звезды изменяется при этом мало. Различия Г. к. протозвезды и ядра проэволюционировавшей звезды видны из табл.:


Коллап-			« S			Способ
сирую-	£	Е о	с		о.	выделе-
1ДИЙ	5_		^		В	ния
объект	о	9	е	в	-	энергии
	^	^	О.		во
Прото-	1,4	1-10"	6,7Х	8. 4- Ю-¹	4- 10^4в	Эл.-магн,
зв╦здное			ХЮ-"	лет		излучение
облако						(в осн. ИК-
						излучение)
Ядро	1,4	2.10^В	8,3-10'	0,23 с	3- 10»*	Нейтрино
звезды	*					средних
						энергий
						(-10 МэВ)

В табл. приведены основные параметры Г. к., заканчивающихся образованием обычной и нейтронной зв╦зд с одинаковой массой 1,4 MQ (солнечных масс).
Для обычной звезды такая масса ничем не выделена, но для нейтронной звезды она близка к предсказываемой теорией эволюции зв╦зд наиболее вероятной величине и равна предельной массе вырожденного ядра звезды перед началом Г. К. (т. н. Чандрасекара пределу]. Огромная разница в ср. исходном радиусе объектов RQ и в ср. плотности р₀ приводит к сильному различию характерных врем╦н *₀. Выделяемая при Г. к. прото-зв╦адного облака энергия £₀ включает энергию, излуч╦нную протозвездой вплоть до начала термоядерных реакций, а при Г. к. ядра звезды ≈ тепловую энергию горячей нейтронной звезды. В обоих случаях большая часть £₀ излучается за время, значительно превышающее t_Q: за ^3 -10⁷ лет и =«10 с соответственно.
Не исключено, что на конечных стадиях эволюции массивных зв╦зд могут создаваться условия, благоприятные для образования неустойчивых к Г. к. зв╦здных ядер с массой, превышающей предельную массу нейтронной звезды (2≈3 Л^0)- При таких обстоятельствах
Г. к. уже не может остановиться на промежуточном состоянии равновесной нейтронной звезды и продолжается неограниченно с образованием- ч╦рной дыры. Осн. роль здесь играют эффекты общей теории относительности, и поэтому такой Г. к, паз. релятивистским. Количество выделенной в виде нейтрино энергии в этом случае может превышать 10⁵⁴ эрг, а излуче-яме может продолжаться неск. секунд (характерное время аккреция оболочки звезды).
На Г. к. могут существенно влиять вращение кол-лапсирующего объекта и его магн. поле. При сохранении момента кол-ва движения и магн. потока скорость вращения и магн. поле возрастают в процессе сжатия, что может, вообще говоря, изменить картину Г. к, не только в количественном, но и в качественном отношении. Напр., в отсутствие сферич, симметрии становятся возможными потери энергии пут╦м излучения гравитационных волн. Достаточно сильное нач, вращение может привести к остановке Г. к. на промежуточной стадии, когда дальнейшее сжатие окажется возможным лишь при наличии к.- л. механизмов потери момента количества движения или при фрагментации объекта на сгустки меньших размеров. Количественная теория Г. к. с уч╦том вращения и (или) магн. поля только начинает сво╦ развитие и опирается на достижения совр. вычислит, математики. Результаты, полученные для Г. к. без уч╦та вращения и магн. поля, имеют тем не менее важное прикладное значение и являются в ряде случаев, по-видимому, хорошим приближением к действительности.
Г. к. представляет собой сложный процесс, сигнализирующий о начале и конце эволюции зв╦зд. Исследо-
вания Г. к. приобрели в последнее время особый интерес в связи как с достижениями инфракрасной астрономии, к-рая позволяет наблюдать за рождением зв╦зд, так и с постройкой подземных нейтринных обсерватории, способных зарегистрировать вспышку нейтринного излучения в случае образования нейтронных зв╦зд и ч╦рных дыр в нашей Галактике.
Лит..; Зельдович Я. Б., Новиков И. Д., Теория тяготения и эволюция зв╦зд, М., 1971: Шкловский И. С,, Зв╦зды: их рождение, жизнь и смерть, 3 изд., М., 1984; Физика космоса. Маленькая энциклопедия, 2 изд., М., 1986. Д. К. Нав╦жин.
ГРАВИТАЦИОННЫЙ ПАРАДОКС (парадокс Неймана ≈ Зеелигера) ≈ вывод о том, что ньютоновская теория тяготения приводит, вообще говоря» К бесконечным значениям гравитац. потенциала и тем самым не позволяет однозначно определить абсолютные и относительные гравитац. ускорения частиц в бесконечной Вселенной, заполненной бесконечным кол-вом вещества (напр., однородно распредел╦нного). Назв. по именам К. Неймана (К, Neumann) иг X. Зеелигера (Н. Seeliger), сформулуровавших его в 19 в.
В теории тяготения Ньютона гравитац. потенциал ф удовлетворяет Пуассона уравнению
ДФ--
(1)
Где G ≈ гравитационная постоянная, р ≈ плотность вещества. Решение ур-ния (1) записывается в виде
(2)
v^uv \\_г ≈≈-I <-,
где т≈расстояние между элементом объ╦ма dVw. точкой, в к-рой определяется потенциал ф, С ≈ произвольная постоянная. Если при г≈»-оор убывает быстрее, чем г~³_тто интеграл (2) сходится, потенциал определим. Если с увеличением расстояния р спадает медленнее, чем г~² (напр., для однородного распределения материи р≈const), интеграл (2) расходится. Гравитац. ускорение, создаваемое тяготением вещества, F≈grad ф» неопредел╦нно (может принимать любые, в т. ч. н бесконечные, значения в зависимости от способа интегрирования) в том случае, если при r->oo p спадает медленнее, чем
(3)
г"¹, а относительные гравитац* ускорения частиц
з dF.-
j=\\
неопредел╦нны для распределений р, не убывающих при г≈>-оо.
Опыт показывает, что в реальной Вселенной тяготение определяется в осн. близкими массами и гравитац. влияние дал╦ких масс пренебрежимо мало, т. с, Г. п. отсутствует. Однако в рамках ньютоновской теории тяготения свободные от Г. п. модели строения Вселенной удавалось построить лишь в предположении весьма спец. характера пространственного распределения бесконечной системы масс, для к-рого ср. плотность вещества во Вселенной была равна нулю. Г. п. является проявлением ограниченности применимости ньютоновской теории тяготения. Эта теория неприменима для сильных гравитац. полей и, в частности, при распределениях бесконечного кол-ва вещества в бесконечном пространстве. В этих случаях необходимо попользовать релятивистскую теорию тяготения ≈ общую теорию относительности Эйнштейна (ОТО; см. Тяготение}^ свободную от парадоксов. Возникновение Г, п. в теории тяготения Ньютона связано со следующим. Потенциал ф и grad ф ≈ ненаблюдаемые величины; наблюдаемыми являются вторые производные потенциала d^zy!dx^ldxⁿ= 1=ф₍-£, через к-рые выражаются относительные ускорения [см. (3)]. Поэтому расходимости и неопредел╦нности в ф и grad ф нельзя считать парадоксом. Для определения всех наблюдаемых величин cp/_fe теории Ньютона недостаточно: из шести фд только три связаны ур-нием
3
X X
о
531
34'
") }