§9. ВСПЫШКИ СВЕРХНОВЫХ ЗВЕЗД

В хрониках и летописях разных народов наряду с описанием исторических событий зарегистрированы и необыкновенные небесные явления. Одним из них, упоминаемым в ряде хроник, было появление в 1054 г. необычайно яркой звезды, которую видели в течение целого месяца даже в дневное время. Отмечено, что по своему блеску эта звезда в десятки раз превосходила самое яркое после Солнца и Луны светило - Венеру. На том месте неба, где согласно летописям находилась звезда, сейчас наблюдается туманность, названная из-за ее своеобразного строения Крабовидной (рис. 36). При сравнении фотографий туманности, снятых с интервалом в несколько десятилетий, не только обнаружили, что она расширяется, но и установили, что расширение продолжается около 900 лет. Таким образом, есть все основания считать, что возникновение туманности связано со вспышкой необычно яркой новой звезды.

Сравнив скорость возрастания угла, под которым виден радиус Крабовидной туманности, со значением скорости расширения, определенной по сдвигу спектральных линий, нашли, так же как и для туманностей, окружающих новые звезды (см. § 8), расстояние до нее. Оно составляет около 5000 световых лет, т. е. больше, чем расстояние до многих из новых звезд последнего времени. Вместе с тем, блеск звезды при вспышке, давшей рождение туманности, в сотни раз превосходил блеск самых ярких из новых звезд. Следовательно, Крабовидная туманность возникла при гораздо более сильном взрыве, чем вспышка новой звезды. Звезды, в которых случаются столь сильные взрывы, называют сверхновыми.

Вспышки сверхновых представляют собой настолько грандиозные космические катастрофы, что их наблюдают даже в том случае, когда звезда расположена в далекой звездной системе. Например, в галактике, называемой туманностью Андромеды, удаленной от нас на миллионы световых лет, в 1885 г. вспыхнула звезда, в несколько тысяч раз более яркая, чем замечавшиеся в этой туманности обычные новые звезды. Случающееся иногда внезапное увеличение яркости какой-либо из далеких галактик означает, что там появилась именно сверхновая, поскольку блеск вспыхнувшей звезды сравним с общим блеском миллиардов звезд этой системы.

Вспышки сверхновых звезд в Галактике случаются редко. Из всех звездных вспышек, так или иначе отмеченных за последние две тысячи лет, можно с уверенностью считать вспышками сверхновых менее десятка. Самые недавние из них наблюдались в 1572 г. астрономом Тихо Браге и в 1604 г. его учеником Кеплером. Если в Галактике после этого и вспыхивали сверхновые, то в столь удаленных от Солнца ее областях, что эти вспышки остались незамеченными (в частности, из-за сильного поглощения света в межзвездном пространстве).

Те данные об изменениях блеска и спектра сверхновой звезды во время вспышки, которыми располагает современная астрономия, получены почти исключительно путем наблюдений звезд, вспыхивавших вне нашей звездной системы. В Галактике же изучаются туманности, возникшие при вспышках сверхновых сотни и тысячи лет назад. По этим туманностям воспроизводится механическая картина явления, и, в частности, оценивается количество вещества, выброшенного звездой в результате взрыва.

Сверхновая звезда в другой галактике может наблюдаться только на первых этапах вспышки, когда блеск звезды достаточно велик и заметно сказывается на общей светимости этой галактики. Систематические поиски сверхновых в других галактиках производятся уже свыше тридцати лет путем периодического фотографирования больших групп галактик. Если при сравнении фотографий одной и той же области неба обнаруживают, что яркость какой-либо из галактик увеличилась (это замечают по более сильному почернению негатива в соответствующем месте), то начинают следить за изменением яркости этой галактики и таким путем получают кривую блеска сверхновой звезды. Понятно, что при этом способе наблюдений трудно захватить не только кратковременный период увеличения блеска звезды, но и момент ее максимального блеска.

Сверхновая в другой галактике обладает достаточно большим блеском для того, чтобы быть различимой в течение нескольких месяцев. За это время и получают ее кривую блеска, а также фотографии спектра звезды. До 1965 г. обнаружено свыше сотни вспышек сверхновых, но лишь часть из них была охвачена наблюдениями более или менее полно. Заметим, кстати, что, сопоставив данные о числе замеченных вспышек с общим числом галактик, подвергавшихся исследованию, можно оценить частоту вспышек. Оказывается, что вообще в галактике вспышка сверхновой происходит в среднем один раз за 400 - 600 лет, а в гигантских спиральных звездных системах, подобных нашей Галактике, сверхновые звезды появляются в несколько раз чаще.

Как же меняется блеск сверхновой звезды при вспышке? В этом отношении сверхновые напоминают новые звезды (при большем масштабе явления). Очень быстрое возрастание блеска (за несколько дней он достигает максимального значения) сменяется сравнительно медленным спадом. По характеру уменьшения блеска после максимума отчетливо выделяются два вида сверхновых звезд, сильно различающиеся, как мы вскоре увидим, и в других отношениях.

У сверхновых, относимых к I типу, блеск уменьшается без каких-либо колебаний, монотонно, и падение блеска занимает довольно большое время. За год после вспышки блеск звезды ослабевает в несколько сотен раз. У всех звезд этого типа кривые блеска почти в точности совпадают, тогда как новые звезды очень сильно отличаются друг от друга по деталям кривой блеска. Сверхновые II типа характеризуются большим разнообразием кривых блеска и быстрым падением блеска спустя приблизительно сто дней после максимума.

Как мы знаем, по кривой блеска при известном расстоянии до новой звезды оценивается энергия излучения за время вспышки. Таким же путем определяют и Количество энергии, излучаемой в оптическом диапазоне при вспышке сверхновой. Заметим, что и для некоторых из сверхновых звезд, вспыхивавших в нашей Галактике, известны оценки блеска в максимуме из исторических источников, а для двух из них (1672 г. и 1604 г.), наблюдавшихся опытными астрономами, имеются и более точные данные о блеске и его изменениях.

Рис. 36. Крабовидная туманность: снимок в лучах непрерывного спектра.

Расстояния до этих сверхновых недавно были определены по образованным при вспышках туманностям. Что же касается сверхновых звезд, вспыхнувших в других галактиках, то расстояния до них находятся особыми методами, о которых рассказывается в следующем параграфе.

В максимуме блеска сверхновая звезда излучает в сотни миллионов раз больше энергии, чем Солнце. Сверхновые 1 типа оказываются несколько более яркими, чем относящиеся ко II типу, и излучают в этот период около 10⁴² эрг/сек, тогда как мощность излучения сверхновой II типа - 10⁴⁰-10⁴¹ эрг/сек. За все время после взрыва, пока звезда остается доступной наблюдениям, сверхновая I типа испускает в форме оптического излучения энергию порядка 10⁴⁸ эрг, а звезда II типа - около 10⁴⁷ эрг. Разумеется, излучение не должно ограничиваться оптической областью. Возможно, что общее количество энергии излучения в 10-100 раз больше указанных значений и составляет 10⁴⁹-10⁵⁰ эрг.

Рис. 36. Крабовидная туманность: снимок в лучах линии Нα.

По спектрам новых звезд удалось получить довольно полное представление о том, как протекает вспышка в период максимального блеска и в последующее время. В случае вспышек сверхновых звезд спектры не дают возможности воспроизвести всю картину вспышки. Несколько лучше дело обстоит со сверхновыми II типа, с которых мы и начнем.

Спектры сверхновых II типа, снятые после максимума блеска, в общем похожи на спектры новых звезд в соответствующий период. В них, так же как и в спектрах новых, наиболее заметной особенностью оказываются эмиссионные линии или, лучше сказать, полосы, поскольку они очень широки. Если считать, что излучение в этих полосах выходит из расширяющейся оболочки звезды, а ширина полос обусловлена, как и у новых звезд, эффектом Доплера, то для скорости оболочки получается очень большая величина. Ширина полосы 2Δλ₀ связана со скоростью движения оболочки соотношением

(см. § 8), где λ₀ - длина волны соответствующей линии при отсутствии доплеровского смещения. Из наблюдений находят, что

и поэтому v≈6000 км/сек. Столь большие скорости расширения оболочек у новых звезд не встречаются.

Вследствие своей очень большой ширины полосы, приписываемые атомам различных элементов, перекрываются, и спектр сверхновой оказывается весьма непохожим на спектры других звезд. Поэтому остаются сомнения в правильности отождествлений полос, т. е. в определении принадлежности их тому или иному элементу, а значит, и в оценках скорости расширения оболочки по этим полосам. Однако за неимением других данных приходится при оценках энергии взрыва и других исследованиях использовать значения скорости, находимые по ширине полос.

Если для спектров сверхновых II типа еще можно предложить вероятное объяснение, то природа спектров сверхновых I типа до сих пор остается загадочной. В них не удается выделить полос или линий, которые встречаются в других звездных спектрах и могут быть отнесены к тем или иным элементам. Единственным исключением являются две линии в красной части спектра, длины волн которых совпадают с хорошо известными линиями атома кислорода. Они становятся заметными через несколько месяцев после максимума блеска, и ширина их соответствует скорости движения порядка 1000 км/сек. В остальном же спектр сверхновой I типа состоит из ряда промежутков, в которых излучение интенсивно, чередующихся с более темными интервалами. Ширина этих промежутков и их положение меняются со временем. Обращает на себя внимание сходство всех сверхновых I типа, не только по виду спектра и происходящим в нем изменениям, но также и по срокам этих изменений.

Как мы видим, из спектров сверхновых звезд пока не удается извлечь достаточно обширной информации о природе вспышек. Поэтому большую ценность для изучения сверхновых представляют наблюдения туманностей, образовавшихся при вспышках. Взрыв, приводящий к вспышке сверхновой звезды, должен сопровождаться настолько мощным выбрасыванием вещества, что образующаяся вокруг звезды оболочка содержит гораздо больше газа, чем оболочка новой звезды, и остается видной сотни и тысячи лет. В том, что это имеет место, убеждает хотя бы существование Крабовидной туманности в созвездии Тельца на месте вспышки Сверхновой 1054 г. Теперь известно уже около десяти светлых туманностей, происхождение которых уверенно приписывается вспышкам сверхновых. Из них, помимо наиболее близкой к Солнцу Крабовидной туманности, особенно интересны также волокнистые туманности в созвездии Кассиопеи и в созвездии Лебедя (рис. 37).

Рис. 37. Волокнистая туманность в созвездии Лебедя (называемая 'Петлей').

У туманности, возникшей при вспышке сверхновой в другой галактике, яркость должна быть гораздо меньше, чем у этой галактики, а размер туманности ничтожен по сравнению с размером галактики. Поэтому такие туманности наблюдать не удается и приходится ограничиваться изучением остатков сверхновых звезд в нашей Галактике.

В пятидесятых годах было обнаружено, что Крабовидная туманность является мощным источником радиоизлучения. Как установили в дальнейшем, и все другие туманности, образовавшиеся при вспышках сверхновых звезд, излучают много энергии в радиодиапазоне. Оптическое же излучение этих туманностей часто гораздо слабее, чем радиоизлучение.

Исследование радиоизлучения остатков оболочек сверхновых звезд оказалось важнейшим средством для раскрытия физических свойств этих объектов, а значит, и для изучения взрывов сверхновых. Для того чтобы понять природу радиоизлучения Крабовидной и других родственных ей туманностей, нам придется довольно подробно рассмотреть различные механизмы электромагнитного излучения.

Мы уже говорили выше, в § 2, что электромагнитное излучение возникает при изменении скорости движения электрических зарядов. В плазме тепловые скорости отдельных частиц все время меняются в результате столкновений их друг с другом. Образующееся при этом излучение называется тепловым. О другом механизме электромагнитного излучения, плазменных колебаниях, упоминалось, как о возможной причине всплесков солнечного радиоизлучения. Но наблюдаемое распределение радиоизлучения остатков оболочек сверхновых по длинам волн не согласуется с тем, что дают эти механизмы. Кроме того, в обоих случаях создается и оптическое излучение, причем в условиях, присущих рассматриваемым туманностям, оно должно быть гораздо сильнее радиоизлучения. Поэтому приходится искать другие пути, чтобы объяснить наблюдаемое радиоизлучение Крабовидной и других подобных ей туманностей. Среди различных механизмов радиоизлучения видное место занимает так называемый гиромагнитный или магнитнотормозной, который мы и рассмотрим сначала.

Как хорошо известно, электрон, движущийся в магнитном поле поперек магнитных силовых линий, испытывает действие силы, называемой лоренцевской, которая искривляет его траекторию. Если направление скорости движения v перпендикулярно к силовым линиям, то величина лоренцевской силы F определяется формулой

(21)

где Н означает величину напряженности поля и е - заряд электрона. Сила F направлена перпендикулярно к скорости электрона и силовым линиям поля (рис. 38)(При ином направлении скорости формула вместо и содержит ее проекцию на направление, перпендикулярное к силовым линиям. Тогда, помимо описываемого ниже кругового движения, электрон движется и вдоль линий, т. е. описывает спираль.).

Рис. 38. Направление силы F действующей на электрон, движущийся в магнитном поле. Направление скорости электрона и напряженности поля Н указано стрелками.

В том случае, когда на пути электрона магнитное поле не меняется, он под действием силы F описывает окружность. Радиус этой окружности R можно определить, приняв во внимание, что сила F должна уравновешиваться центробежной силой, равной

Используя формулу (21), находим, что

Таким образом, движение электрона в однородном магнитном поле повторяется через определенный промежуток времени, требующийся для того, чтобы описать полную окружность. Это время (период) равно

Для частоты же периодического движения получается значение

(22)

С такой же частотой происходят вызванные движением электрона изменения электромагнитного поля, т. е. электромагнитные колебания. Следовательно, излучение, испускаемое электроном, движущимся в магнитном поле, имеет частоту ν_мт. Наряду с ним испускается излучение и с частотами, кратными VMT, потому что движение электрона является периодическим не только с частотой ν_мт, но и с этими частотами. Частоты лл>мт, кратные основной частоте, называют обертонами, причем говорят, что порядок обертона тем выше, чем больше n. Очевидно, что период обертона этого порядка в n раз меньше основного периода обращения электрона. Преобладающая часть энергии при v, много меньшей с, излучается в основной частоте ν_мт, а не в обертонах. Заметим, что вообще формула для основной частоты (22) в том случае, когда скорость движения электрона не мала по сравнению со скоростью света, должна быть уточнена.

Оценим частоту магнитно-тормозного излучения в слабом магнитном поле, например, при Н=10^-3эрстед. Подставив в формулу (22) это значение Н, а также е=4,8 х 10^-10эл.-ст. ед., m_e=9,1 x 10^-28 г, находим ν_мт = 2,8 х 10³ сек^-1и, соответственно, очень большую длину волны λ₀≈10⁷ см. Следовательно, магнитно-тормозное излучение в области сантиметровых и дециметровых волн может наблюдаться только при наличии достаточно сильных полей с Н = 10²-10³ эрстед.Трудно допустить, чтобы в огромном объеме туманности магнитное поле могло быть настолько сильным. Поэтому магнитно-тормозной механизм в его классической форме неприменим для объяснения генерации радиоизлучения в оболочках сверхновых звезд.

Характер магнитно-тормозного излучения оказывается совершенно иным, если электрон движется в магнитном поле со скоростью, очень близкой к скорости света. Энергия такого электрона, называемого релятивистским, во много раз больше энергии, соответствующей его массе покоя тв. Релятивистские электроны в пространстве, наряду с другими частицами больших энергий, составляют, как мы знаем, космические лучи, возникающие, в частности, при космических взрывах. Ускорения частиц до скоростей, очень мало отличающихся от с, достигаются и в специальных устройствах. Было замечено, что когда скорость электронов, описывающих в сильном магнитном поле такого ускорителя (синхротрона) окружности, достигает значений, близких к с, эти электроны испускают свет. Поэтому-то электромагнитное излучение релятивистских электронов при движении их в магнитном поле и назвали синхротронным. Природа синхротронного излучения та же, что и магнитно-тормозного, но эффекты, связанные с теорией относительности, существеннейшим образом влияют на его свойства.

Обычное магнитно-тормозное излучение распространяется одинаково во всех направлениях, перпендикулярных к направлению силовых линий. Синхротронное же излучение испускается узким пучком вдоль того направления, в котором в данный момент движется электрон. Мы остановимся только на качественном объяснении причин этого явления.

Посмотрим, как излучает релятивистский электрон при движении на участке окружности между точками 1-2-3, длина которого Δs. В точке 2 его скорость направлена к наблюдателю, а точки 1 и 3 расположены симметрично относительно 2 и так близко к ней, что всю дугу с большой точностью можно считать прямой (рис. 39). Пусть электрон проходит этот участок за время Δt'. Излучение электрона за это время успеет распространиться влево от точки 2 на расстояние 1/2 (сΔt'-Δs), а вправо, в сторону наблюдателя, на расстояние 1/2 (cΔt' + Δs). Так как скорость электрона очень близка к с, то величина Δs мало отличается от cΔt'. Поэтому область пространства, охваченная изменением электромагнитного поля, т. е. занятая излучением, справа от электрона гораздо больше, чем слева от него, и, следовательно, энергия излучения сосредоточена главным образом справа. Но это и означает, что движущийся электрон излучает энергию преимущественно в направлении своего движения. Заметим, что в направлении, перпендикулярном к плоскости движения, энергия электроном не испускается, так как ускорения в этом направлении нет.

Теория движения релятивистского электрона в магнитном поле показывает, что электрон, обладающий скоростью v, излучает энергию в пределах очень узкого конуса, угол раствора которого φ равен

(23)

а ось совпадает с направлением скорости электрона в данный момент.

Синхротронное излучение оказалось одной из важнейших особенностей многих объектов, испытавших космический взрыв. Поэтому для лучшего понимания его природы целесообразно дать здесь вывод формулы, характеризующей зависимость частоты этого излучения от энергии электрона.

Рис. 39. Излучение релятивистского электрона в магнитном поле. Плоскость движения электрона перпендикулярна к магнитным силовым линиям.

Частота v₀ обращения релятивистского электрона в магнитном поле определяется формулой, аналогичной (22), но в которой учтена зависимость массы электрона от его скорости. Эта зависимость устанавливается формулой (16). Следовательно, для ν₀ имеем

(24)

Так как

намного меньше единицы, то частота обращения релятивистского электрона мала по сравнению с ее значением для нерелятивистских электронов.

Релятивистский электрон излучает не в частоте ν₀. Его излучение можно представить как последовательность очень кратковременных вспышек. Электрон делает полный оборот за время 1/ν₀, а излучает в данном направлений в раз меньшее время, которое мы обозначим Δt. Учитывая формулы (23) и (24), находим

Если бы наблюдатель двигался с той же скоростью, что и излучающий электрон, т. е. покоился бы относительно источника излучения, то наблюдаемая продолжительность вспышки также равнялась бы Δt. Но наблюдатель, навстречу которому летит электрон со скоростью v, видит вспышку в течение меньшего времени

Это явление того же характера, что и рассмотренный выше эффект Доплера. При v, очень близком к с, имеем

(25)

Поскольку продолжительность вспышки во много раз меньше периода обращения электрона, излучение при вспышке соответствует высокому обертону частоты ν_o.

Частота этого обертона ν_c порядка 1/Δt, т. е.

(26)

Релятивистский электрон излучает энергию и в бесконечном числе других обертонов, т. е. испускает излучение в широкой полосе частот, по существу, в непрерывном спектре. Однако максимум энергии излучения соответствует, как показывает точный расчет, частоте ν≈0,5ν_c, а затем в обе стороны от максимума интенсивность излучения быстро спадает.

Энергия релятивистского электрона определяется выражением

(27)

которое получается на основе формулы (18), устанавливающей эквивалентность массы и энергии, и при учете зависимости массы тела от его скорости согласно (16).

При помощи формул (26) и (27) величину ν можно представить в виде

Поскольку у релятивистского электрона величина Е во много раз превосходит m_eс², то он способен излучать фотоны гораздо большей энергии, чем нерелятивистский. Пусть, например, H=10^-3эрстед, а скорость электронов v отличается от с на 0,01% (их энергия Е при этом превосходит тесг в 104 раз). Максимум излучения таких электронов соответствует частоте ν≈l,8 x 10¹² сек^-1. Длина волны этого излучения около 10^-2см и относится к инфракрасной области спектра, тогда как нерелятивистский электрон в таком же поле испускает очень длинноволновое радиоизлучение.

Как показывает формула (28), частота v, вблизи которой и излучает главным образом релятивистский электрон, зависит от энергии электрона. В реальном источнике синхротронного излучения существует то или иное распределение электронов по энергиям, называемое энергетическим спектром электронов. Поэтому синхротронное излучение такого источника занимает широкую область частот в непрерывном спектре, а распределение энергии в нем зависит от характера энергетического спектра электронов.

Релятивистский электрон излучает в одной плоскости, перпендикулярной к силовым линиям магнитного поля. Вектор напряженности электрического поля в распространяющейся от электрона электромагнитной волне лежит в этой же плоскости. Поэтому синхротронное излучение всегда является линейно поляризованным, причем плоскость поляризации перпендикулярна к магнитному полю. Поляризация синхротронного излучения позволяет обнаруживать его в составе излучения небесных тел, поскольку, как мы знаем, их обычное тепловое излучение не поляризовано. Если непрерывное излучение какого-либо объекта оказывается в значительной степени линейно поляризованным, то не только можно утверждать, что часть этого излучения имеет магнитнотормозную природу, но и определить направление магнитного поля в источнике излучения.

В настоящее время единственным механизмом, способным объяснить радиоизлучение Крабовидной туманности и других остатков оболочек сверхновых звезд, является синхротронное излучение. Очень веским доводом в пользу этого взгляда было истолкование оптического излучения Крабовидной туманности. Теоретическое предположение о том, что и оно создается синхротронным механизмом, было убедительно подтверждено, когда нашли, что оптическое излучение туманности значительно поляризовано. А после того как установили, что определенное по его поляризации направление магнитных силовых линий совпадает с полученным по поляризации радиоизлучения, вывод о синхротронной природе излучения Крабовидной туманности стал несомненным. Поскольку частота оптического излучения в десятки тысяч раз больше частоты радиоизлучения, то, как следует из формулы (28), энергия электронов, ответственных за образование оптических фотонов, должна в сотни раз превышать энергию тех электронов, которые создают радиоспектр. Следовательно, довольно сильное оптическое излучение Крабовидной туманности указывает на присутствие в ней релятивистских электронов очень высокой энергии. В этом отношении она отличается от ряда других туманностей - остатков оболочек сверхновых, у которых оптическое излучение синхротронного происхождения отсутствует или очень слабое. Там, по-видимому, электронов столь высокой энергии почти нет.

По наблюдениям спектра радиоизлучения и оптического излучения оценивают содержание в туманности электронов различных энергий. Для Крабовидной туманности нашли, что число электронов, обладающих энергией Е,в ней пропорционально для электронов сравнительно малой энергии (дающих радиоизлучение) и пропорционально 1/E^1,6для электронов, дающих оптический спектр. По этим данным, учитывая также значение напряженности магнитного поля в туманности H≈10^-4эрстед, полученное по мощности радиоизлучения, определили общую энергию релятивистских электронов в ней. Оказалось, что Крабовидная туманность содержит около 10⁴⁷ релятивистских электронов с общей энергией порядка 10⁴⁸ эрг. Количество магнитной энергии в Крабовидной туманности легко находится по ее известному объему и напряженности поля. Оно составляет 10⁴⁷ - 10⁴⁸ эрг.

Как видно по фотографиям, Крабовидная туманность обладает характерной волокнистой структурой. Аналогичный вид имеют и другие туманности, возникшие при вспышках сверхновых. Синхротронное излучение создается в среде, занимающей пространство между волокнами. Концентрация свободных электронов в этой среде, определенная по влиянию их на распространение радиоизлучения (так называемому фарадеевскому вращению плоскости его поляризации), составляет у Крабовидной туманности примерно 1 электрон в 1 см³. При занимаемом туманностью объеме порядка 5x10⁵⁵ см³ всего в этих областях ее оказывается приблизительно 10⁵⁶ электронов. Кроме того, там должно быть и соответствующее количество атомных ядер, главным образом протонов. Следовательно, общая масса газа в пространстве между волокнами порядка 1032 г, т. е. 0,1 M. Стоит заметить, что из каждых 10⁹ электронов в этой области туманности в среднем лишь один является релятивистским.

Излучение волокон характеризуется эмиссионным спектром, свидетельствующим о довольно высокой их температуре, равной примерно 20 000 °К. Волокна занимают малую часть объема туманности, но благодаря сравнительно большой концентрации газа в них - порядка 10³ атомов в 1 см³, их общая масса также около 0,1 M. Причины, вызывающие свечение газа в волокнах, не вполне ясны. Возможно, что это свечение возбуждается синхротронным излучением в ультрафиолетовой области спектра, создаваемым релятивистскими электронами очень большой энергии.

В последнее время при внеатмосферных наблюдениях обнаружили, что Крабовидная туманность является мощным источником излучения в рентгеновской области спектра. Возможно, что оно также синхротронного происхождения (Часть наблюдаемого рентгеновского излучения создается пульсаром, находящимся в туманности. Об этих объектах рассказывается в следующем параграфе.). Частота наблюдавшегося рентгеновского излучения на три-четыре порядка выше, чем частота оптического. Поэтому энергия электронов, создающих рентгеновское излучение, должна быть согласно формуле (28) в десятки раз больше, чем у электронов, создающих оптическое излучение. Что же касается зависимости числа электронов, излучающих в рентгеновской области, от энергии, то оно меняется пропорционально 1/E⁵ т. е. значительно быстрее, чем для «оптических» электронов.

Изучение остатков оболочек сверхновых звезд привело, как мы видим, к очень важным выводам. Оказывается, что в результате взрыва сверхновой звезды вблизи нее образуется большое количество релятивистских частиц и магнитное поле. Общая энергия частиц и поля даже через сотни лет после взрыва оказывается по порядку величины такой же, как и вся энергия, испускаемая в процессе вспышки в оптическом диапазоне. За счет освободившейся при взрыве энергии не только создается излучение и магнитное поле, но, как и в случае новых звезд, сообщается большая скорость образовавшейся оболочке. Сейчас мы и обратимся к оценке механической энергии взрыва.

Оболочка сверхновой звезды расширяется в межзвездном газе. Встречающиеся с оболочкой частицы межзвездной среды ею захватываются и поэтому масса оболочки при ее расширении растет. Так как скорости движения межзвездной среды весьма малы по сравнению со скоростью оболочки, то можно считать, что добавление газа не изменяет ее первоначального количества движения. Поскольку на оболочку внешние силы не действуют, количество движения ее должно быть постоянным, а значит, скорость будет уменьшаться при увеличении массы.

Пусть m₀ - масса оболочки и v₀- ее скорость в начале расширения. Когда оболочка удаляется на расстояние r от звезды, она захватывает при этом весь газ, находящийся в сфере, объемом 4/3πr³. Следовательно, масса оболочки к этому времени увеличивается на величину 4/3πr³ρ где ρ - плотность межзвездного газа. Скорость оболочки v на расстоянии r от звезды определится из следующего равенства, выражающего закон сохранения количества ее движения:

(29)

Очевидно, что скорость v будет заметно меньшей, чем v₀, лишь после того, как количество захваченного оболочкой газа станет того же порядка, что и первоначальная масса оболочки. Применим формулу (29) к оболочке звезды, вспыхнувшей около 300 лет назад в созвездии Кассиопеи. Эта оболочка расширяется в настоящее время со скоростью, близкой к 7000 км/сек, т. е., по-видимому, сколько-нибудь заметно не замедлилась. Вместе с тем, масса захваченного ею газа велика. При радиусе оболочки r≈7x10¹⁸ см и средней плотности межзвездной среды ρ≈10^-24г она порядка массы Солнца. Таким образом, первоначальная масса оболочки должна была в несколько раз превосходить массу Солнца.

Реальность таких больших масс оболочек подтверждается примером туманности в Лебеде (так называемая «Петля»). Современная скорость ее расширения около 100 км/сек, а радиус - порядка 10²⁰ см. Масса туманности, определенная по ее объему и плотности (которая, как мы знаем, находится по линейчатому спектру), равна нескольким сотням масс Солнца. Это соответствует массе межзвездного газа, заключенного в сфере указанного радиуса. Так как скорость v₀ оболочки после взрыва составляла, как и у других сверхновых II типа, около 6000 км/сек, m_о для массы ее m₀, согласно формуле (29), получаем значение в несколько масс Солнца. Взрыв произошел, по-видимому, около 50 000 лет назад.

Как рассмотренные примеры, так и ряд других показывает, что сверхновые звезды II типа, со вспышками которых связано возникновение этих туманностей, способны сбрасывать оболочки с массой порядка 10 M_o. Следовательно, и сами эти звезды должны быть очень массивными. Кинетическая энергия такой оболочки порядка 10⁵² эрг, что в тысячи раз превышает оптическое излучение звезды за время вспышки. О том, насколько огромна эта величина, можно судить хотя бы по такому факту: Солнцу, при теперешней мощности его излучения, для того чтобы испустить соответствующее количество энергии, потребовались бы десятки миллиардов лет.

Кинетическая энергия туманности, образованной при вспышке сверхновой I типа, гораздо меньше приведенного значения, так как масса туманности на порядок меньше, чем у оболочки сверхновой II типа, а скорость ее всего около 1000 км/сек. Эта энергия порядка 10⁴⁹ эрг, что близко к значению, полученному при оценке общего излучения звезды за время вспышки.

Каковы же источники огромной энергии, освобождающейся при вспышке сверхновой? Очевидно, что ни тепловая, ни лучистая энергия звезды, даже если бы они могли мгновенно превратиться в механическую энергию, не в состоянии обеспечить наблюдаемые скорости движения оболочек большой массы. Общая энергия звезды M_*c²_* для звезд с массой покоя М_* = (10 ÷ 30) M_o достигает значений 10⁵⁵ - 10⁵⁶ эрг. При ядерных реакциях синтеза тяжелых элементов (до железа) из водорода может освобождаться, как мы увидим несколько позже, энергия, эквивалентная приблизительно 1% массы покоя. Поэтому превращение всего 10% водорода, содержащегося в звезде с массой 30 M. в тяжелые элементы, может, вообще говоря, обеспечить наблюдаемое при вспышке сверхновой количество энергии. Однако, как мы знаем, ядерные реакции в обычных условиях протекают очень медленно и мгновенное превращение водорода в железо невозможно.

Другой возможный путь освобождения энергии, содержащейся в звезде, состоит в уменьшении ее радиуса. При изменении радиуса от значения R_*до R_*' потенциальная энергия звезды уменьшается от величины порядка

до

Согласно теореме вириала (см. § 6) половина освободившейся энергии, т. е. (опять по порядку величины)

превращается в тепловую энергию. Если радиус звезды уменьшится достаточно быстро, то освобождение этой энергии должно носить характер взрыва. При попытках объяснить явление вспышки сверхновой часто предполагают поэтому, что она вызывается быстрым сжатием звезды.

В соответствии с одной из гипотез о природе вспышек сверхновых II типа, получившей довольно широкое распространение, сжатие происходит вследствие постепенного исчерпания источников энергии, обеспечивающих излучение звезды. В § 6 подробно рассказывалось о том, что излучение Солнца поддерживается за счет превращения водорода в гелий при реакциях протон-протонного цикла. В центральных областях Солнца, где плотность порядка 100 г/см³ и температура около 15 миллионов градусов, эти реакции протекают сравнительно медленно - превращение заметной доли водорода в гелий занимает более десяти миллиардов лет.

Скорость термоядерных реакций очень быстро увеличивается с возрастанием температуры плазмы. В центральных частях массивной звезды, у которой, например, масса M_*=10M, температура значительно выше, чем в центре Солнца - около 20 миллионов градусов. Поэтому водород там превращается в гелий («сгорает») гораздо быстрее, причем не только в ходе протон-протонного цикла, но и при реакциях так называемого углеродного цикла.

Когда водород в центральных областях массивной звезды в основном выгорит, то при существующих там в это время температурах, близких к 20 миллионам градусов, другие ядерные реакции между тяжелыми ядрами не происходят. Дело в том, что силы отталкивания, действующие между тяжелыми ядрами, больше, чем между протонами, потому что заряды ядер больше. Следовательно, для преодоления потенциального барьера требуется большая энергия частиц, т. е. для протекания реакции нужна более высокая температура.

Поскольку после выгорания основной доли водорода в звезде не оказывается достаточно мощного источника энергии, то вследствие излучения она охлаждается и давление газа в ней падает. Равновесие в звезде при этом нарушается и тяготение наружных слоев звезды к центру, не компенсируемое газовым давлением, приводит к сжатию звезды.

В результате такого сжатия и сопровождающего его преобразования потенциальной энергии в тепловую, температура и плотность в ядре звезды, которое в это время состоит главным образом из гелия, увеличиваются. При возрастании температуры приблизительно до 100 миллионов градусов, а плотности - до 10⁵ г/см³ начинается превращение ядер Не⁴ (α-частиц) в ядра более тяжелых элементов. Сначала из двух α-частиц образуется ядро атома бериллия:

(IV)

(Это ядро неустойчиво и очень быстро распадается на две а-частицы. Однако некоторая очень малая часть ядер за короткое время своего существования успевает соединиться с ос-частицами (реакция V).), которое после присоединения к нему еще одной (α-частицы, превращается в ядро атома углерода:

(V)

Аналогично, путем последовательного присоединения α-частиц, возникают и ядра атомов кислорода, неона и магния:

Все реакции (IV-VIII) являются экзотермическими, т. е. сопровождаются выделением энергии.

Расчет показывает, что к тому времени, когда образуется Mg²⁴, гелий в ядре звезды исчерпывается. Так как «ядерного топлива» не хватает, в недрах звезды давление уменьшается и ядро снова сжимается. Сжатие приводит к сильному увеличению температуры. При температурах порядка трех миллиардов (!) градусов уже вступают в реакцию друг с другом образовавшиеся ранее ядра атомов и возникают еще более тяжелые ядра, преимущественно железа Fе⁵⁶. Ядра атомов с большим атомным весом также образуются, но они неустойчивы и быстро распадаются. Поэтому сердцевину звезды можно считать состоящей из железа.

Масса ядра атома железа равна 55,86 (в шкале атомных весов), тогда как общая масса пятидесяти шести протонов, затраченных на образование этого ядра, составляет 56,46. Следовательно, при всех реакциях, начиная с образования дейтерия, должна выделиться энергия (включая энергию, уносимую нейтрино), соответствующая

общей массы покоя имевшегося вначале водорода. Это максимально возможное количество энергии, освобождающееся путем ядерных реакций.

После окончания экзотермических ядерных реакций центральные области звезды снова сжимаются. Когда температура там вследствие сжатия достигнет 8 миллиардов градусов, происходит ядерная реакция особого вида, связанная с поглощением тепла (эндотермическая). Эта реакция заключается в распаде ядер Fe⁵⁶ на α-частицы и нейтроны. Она происходит очень быстро, ядро звезды резко охлаждается. Так как давление в звезде падает, она неудержимо спадает к центру. Спадание звезды вызывает резкий подъем температуры в ней. Поэтому в прилегающей к ядру звезды области, там, где «ядерное топливо» не выгорело, начинаются бурные термоядерные реакции, т. е. происходит взрыв. Сбрасывается оболочка звезды и в итоге наблюдается сверхновая II типа. Таким образом, хотя сжатие звезды согласно рассмотренной точке зрения и играет очень важную роль в подготовке условий для вспышки, сама вспышка представляет собой термоядерный взрыв.

Расчеты по этой схеме взрыва производились для значения массы звезды 30 M и массы оболочки, равной 10 M. Если учесть, что термоядерными реакциями при взрыве охватывается значительная область звезды, то выделение в них энергии, соответствующей 1% массы покоя, дает по порядку величины наблюдаемую энергию вспышки сверхновой II типа.

Мы подробно остановились только на одной из гипотез о природе вспышек сверхновых II типа. Проверка ее и других гипотез затруднительна, поэтому сейчас, по-видимому, преждевременно говорить о том, что нам известен механизм вспышек этих звезд. Что же касается сверхновых I типа, у которых масса до вспышки порядка массы Солнца, то для них тоже разрабатывалась теория, основанная на предположении о термоядерном взрыве с участием тяжелых ядер, но эта теория еще менее надежна.

Результаты исследования вспышек сверхновых звезд помогли добиться успехов в проблеме происхождения космических лучей, являющейся одной из самых увлекательных областей современной физики. Хотя единого мнения относительно механизма ускорения частиц до скоростей, близких к скорости света, нет, оказалось возможным установить важную роль вспышек сверхновых звезд, как источника космических лучей.

Электронами большой энергии не ограничивается, по всей вероятности, множество релятивистских частиц, возникающих в результате вспышки сверхновой звезды. Мы не в состоянии пока заметить в космических источниках релятивистские протоны и более тяжелые ядра атомов, потому что они излучают очень мало энергии в слабых магнитных полях, которые существуют в туманностях.

Однако есть основания предполагать, что энергия всех релятивистских частиц в оболочках сверхновых звезд в десятки раз превосходит энергию электронов. Общую энергию космических лучей в туманности обычно считают по порядку величины равной магнитной энергии. Если бы энергия поля была существенно меньше, чем энергия космических лучей, то эти частицы, двигаясь прямолинейно, ускользали бы из туманности. Ведь они удерживаются там лишь потому, что магнитное поле искривляет их путь.

Общая энергия релятивистских частиц, находящихся сейчас в Крабовидной туманности, оценивается в 5-1048 эрг, а в некоторых других туманностях - остатках оболочек сверхновых, она на порядок больше. Эта энергия постепенно растрачивается на излучение. Кроме того, туманность расширяется, объем ее увеличивается и соответственно уменьшается плотность энергии магнитного поля, а значит, и напряженность поля. Действие этих двух факторов должно приводить к постепенному уменьшению потока излучения от релятивистских частиц.

Особенно быстро теряют свою энергию электроны, создающие рентгеновское и оптическое излучение туманности. В Крабовидной туманности они существуют и теперь, а это означает, что образование релятивистских электронов продолжается и долгое время после взрыва. За 900 лет возникшие в момент взрыва «оптические» и, тем более, «рентгеновские» электроны должны были потерять энергию и не могли бы излучать в этих диапазонах.

Сравним количество космических лучей в межзвездном пространстве с тем, что дают вспышки сверхновых звезд в Галактике. По количеству релятивистских частиц, влетающих в атмосферу Земли (эти наблюдения проводились при помощи космических ракет), нашли, что их энергия, приходящаяся на 1 см³ пространства, порядка 10^-12эрг. В пространстве частицы теряют свою энергию за 10¹⁶ сек, сталкиваясь с атомами межзвездной среды. Всего в Галактике при ее объеме 10⁶⁸-10⁶⁹ см³ содержится 10⁵⁶ - 10⁵⁷ эрг энергии в форме космических лучей. За одну секунду теряется, следовательно, 10⁴⁰-10⁴¹ эрг.

Если принять, что одна сверхновая вспыхивает раз в 30 лет и при этом образуются космические лучи с общей энергией порядка 10⁵⁰ эрг, то за одну секунду к общей энергии лучей в Галактике в среднем добавляется 10⁴¹ эрг, т. е. величина, близкая к потере энергии при столкновениях. Следовательно, сверхновые звезды способны непрерывно пополнять значительную часть убыли энергии космических лучей. Являются ли они основным источником космических лучей - сказать трудно, так как мы еще мало знаем об уходе этих лучей из Галактики в межгалактическое пространство. Но, во всяком случае, многие из тех частиц, которые влетают в земную атмосферу и расщепляют в ней ядра атомов, когда-то вышли из недр сверхновой звезды и странствовали среди межзвездных магнитных полей до тех пор, пока не встретились с Землей.