Глава 5 Эволюция протозвезд и протозвездных оболочек

В § 3 мы довольно подробно рассматривали вопрос о конденсации в протозвезды плотных холодных молекулярных облаков, на которые из-за гравитационной неустойчивости распадается газово-пылевой комплекс межзвездной среды. Здесь важно еще раз подчеркнуть, что этот процесс является закономерным, т. е. неизбежным. В самом деле, тепловая неустойчивость межзвездной среды, о которой шла речь в § 2, неизбежно ведет к ее фрагментации, т. е. к разделению на отдельные, сравнительно плотные облака и межоблачную среду. Однако собственная сила тяжести не может сжать облака — для этого они недостаточно плотны и велики. Но тут «вступает в игру» либо ударная волна, сжимающая межзвездную среду в спиральном рукаве (см. § 2), либо межзвездное магнитное поле и характерная для него неустойчивость Рэлея — Тэйлора. В системе силовых линий этого поля неизбежно образуются довольно глубокие «ямы», куда «стекаются» облака межзвездной среды (см. § 3). Это приводит к образованию огромных газово-пылевых комплексов. В таких комплексах образуется слой холодного газа, так как ионизующее межзвездный углерод ультрафиолетовое излучение звезд сильно поглощается находящейся в плотном комплексе космической пылью, а нейтральные атомы углерода сильно охлаждают межзвездный газ и «термостатируют» его при очень низкой температуре — порядка 5—10 кельвинов. Так как в холодном слое давление газа равно внешнему давлению окружающего более нагретого газа, то плотность в этом слое значительно выше и достигает нескольких тысяч атомов Н и молекул Н₂ на кубический сантиметр. Под влиянием собственной гравитации холодный слой, после того как он достигнет толщины около одного парсека, начнет «фрагментировать» на отдельные, еще более плотные сгустки, которые под воздействием собственной гравитации будут продолжать сжиматься. Таким вполне естественным образом в межзвездной среде возникают ассоциации протозвезд. Каждая такая протозвезда эволюционирует со скоростью, зависящей от ее массы.

В § 3 мы уже рассматривали самую раннюю фазу эволюции протозвезды — фазу «свободного падения». Эта фаза кончается после того, как благодаря возросшей плотности протозвезда (которая до этого сжималась при более или менее постоянной температуре) станет непрозрачной к собственному инфракрасному излучению. После этого температура ее центральных областей начнет быстро расти. Таким образом, возникает большая разность температур между наружными и внутренними слоями. По этой причине освобождающаяся при сжатии гравитационная энергия должна каким-то образом «транспортироваться» наружу.

Дальнейшая эволюция протозвезды была теоретически рассчитана японским астрофизиком Хаяши, который первым обратил внимание на то, что транспорт энергии в сжимающейся протозвезде должен осуществляться путем конвекции (а не лучеиспусканием, как полагали астрономы до 1961 г., когда были опубликованы исследования Хаяши). Как будет рассказано в § 7, конвекция развивается тогда, когда другие возможности переноса вырабатываемой в недрах звезд энергии ограничены. В самых наружных, «фотосферных» слоях протозвезды механическая энергия бурных конвективных движений, которыми охвачен весь ее объем, должна трансформироваться в энергию излучения, уходящую в мировое пространство. В миниатюрном масштабе такая картина наблюдается в наружных слоях солнечной атмосферы — так называемой «хромосфере», сравнительно высокая температура которой поддерживается механической энергией волн от конвективных потоков, идущих из подфотосферных слоев Солнца. Но у нашего светила конвекцией охвачены только наружные слои. Гораздо более близкими к условиям в протозвезде являются условия в красных гигантах, большая часть объема которых до самой поверхности охвачена бурной конвекцией (см. рис. 11.3).

Температура, при которой энергия конвективных потоков переходит в энергию излучения, определяется многочисленными причинами, например, химическим составом и пр. Чисто эмпирически можно принять, что в поверхностных слоях протозвезды баланс между притоком механической энергии конвекции и излучением устанавливает температуру, близкую к температуре фотосфер красных гигантов, т. е.

3500 К. Более точные расчеты дают для температуры наружных слоев протозвезд несколько меньшее значение, 2500 К. Любопытно, что эти же расчеты приводят к зависимости температуры поверхности протозвезды от ее массы M и светимости L в виде

(5.1)

т. е. эта температура практически совсем не зависит от светимости протозвезды и очень слабо — от ее массы. Итак, температура на поверхности охваченной конвекцией протозвезды на протяжении всей «стадии Хаяши» ее эволюции остается почти постоянной. Так как при этом ее радиус все время уменьшается (ибо она под влиянием собственной гравитации продолжает сжиматься), светимость протозвезды на этой стадии будет непрерывно уменьшаться. Максимальная светимость будет иметь место в течение сравнительно короткого времени, когда во всем объеме протозвезды установится конвекция. Для грубой оценки величины этой максимальной светимости («вспышки») примем для радиуса протозвезды при установлении в ней конвекции формулу (3.8), полученную в § 3. Это означает, в частности, что мы заранее предполагаем, что конвекция в протозвезде наступает сравнительно быстро, т. е. за время установления конвекции протозвезда «не успеет» заметно сжаться. Тогда светимость протозвезды во время «вспышки» будет описываться простой формулой:

(5.2)

Длительность вспышки можно оценить, разделив величину освободившейся при сжатии протозвезды гравитационной энергии GM/R₁ на L. Она оказывается порядка нескольких лет, т, е. действительно небольшой.

В § 3 было показано, что в конце «стадии свободного падения» у сжимающейся протозвезды также должна быть яркая сравнительно кратковременная вспышка инфракрасного излучения, когда светимость в тысячи раз превосходит болометрическую светимость Солнца. Вторая вспышка, о которой только что шла речь, должна произойти довольно скоро после первой. Обе вспышки будут сильно отличаться по спектральному составу своего излучения. Во время первой вспышки излучение должно быть сосредоточено в длинноволновой (

20—30 мкм) инфракрасной части спектра, в то время как основная часть излучения во время второй вспышки падает на ближнюю инфракрасную часть спектра ( 1—2 мкм). При современном состоянии теории и достигнутом сейчас уровне наблюдательной астрономии нельзя также исключить возможность того, что обе вспышки у протозвезд не разделены во времени, а практически сливаются.

После вспышки, сопутствующей окончанию установления конвекции во всем объеме протозвезды, последняя, как уже говорилось, продолжает сжиматься, причем температура ее поверхности поддерживается на почти постоянном уровне (см. выше). Поэтому светимость протозвезды будет убывать обратно пропорционально квадрату ее радиуса. В то же время температура ее недр непрерывно повышается. И вот наступает момент, когда температура там поднимается до нескольких миллионов градусов и «включаются» первые термоядерные реакции на легких элементах (литий, бериллий, бор) с низким «кулоновским барьером» (см. § 8). Протозвезда при этом будет продолжать сжиматься, так как «продукция» термоядерной энергии все еще недостаточна для того, чтобы разогреть ее недра до такой температуры, при которой давление газа уравновесит силу гравитации. Только после того как продолжающийся рост температуры в недрах протозвезды сделает возможным протон-протонную или углеродно-азотную реакцию (см. § 8), давление газа наконец ее «застабилизирует». Протозвезда станет звездой и, в зависимости от своей массы, займет совершенно определенное место на диаграмме Герцшпрунга — Рессела. Теория строения образующихся таким образом равновесных звезд будет рассматриваться во второй части этой книги.