Gwiazda neutronowa

Neutronów gwiazda korpus składa się głównie z neutronów utrzymywane razem przez siły grawitacji . Takie obiekty to zwarta pozostałość po grawitacyjnym zapadaniu się rdzeni niektórych masywnych gwiazd, gdy zużyły one swoje paliwo jądrowe . Zapadowi temu towarzyszy eksplozja zewnętrznych warstw gwiazdy, które są całkowicie przemieszczane i wracają do ośrodka międzygwiazdowego , zjawisko zwane supernową . Zwarta pozostałość ma gwiazdę tylko z nazwy: nie jest już miejscem reakcji jądrowych, a jej struktura różni się radykalnie od struktury zwykłej gwiazdy. Jego gęstość jest rzeczywiście niezwykle wysoka, rzędu biliona ton na litr, a jej masa w bardzo wąskim zakresie, między 1,4 a 3,2 masy Słońca (patrz masa Chandrasekhara ). Zatem gwiazda neutronowa jest kulą o średnicy zaledwie 20 do 40 kilometrów.

Gwiazdy neutronowe od urodzenia mają bardzo dużą prędkość obrotową , kilkadziesiąt obrotów na sekundę. Mają też bardzo intensywne pole magnetyczne , dochodzące do 10 11 tesli . Ich wnętrze jest również bardzo nietypowe, składa się głównie z neutronów w stanie nadciekłym oraz w skromniejszych proporcjach, z protonów i elektronów . Medium jest nadprzewodnikiem . Najbardziej centralny obszar gwiazdy neutronowej jest obecnie słabo poznany ze względu na jego bardzo dużą gęstość. Może składać się z neutronów lub bardziej egzotycznych form materii; w rzeczywistości jest to stan nieznany, który nie jest obecnie określony ani możliwy do określenia w fizyce.

W zależności od okoliczności, gwiazda neutronowa może przejawiać się w różnych aspektach. Jeśli obraca się szybko i ma silne pole magnetyczne , wówczas wysuwa wzdłuż swojej osi magnetycznej cienką szczoteczkę z promieniowaniem lub bez , a obserwator umieszczony w przybliżeniu w kierunku tej osi będzie obserwował emisję. Pulsujący efektem światła przedniego , wezwany do z tego powodu pulsar . Gwiazda neutronowa znajdująca się w układzie podwójnym może oderwać materię od swojej gwiazdy towarzyszącej i spowodować impulsową lub ciągłą emisję w zakresie promieniowania rentgenowskiego i gamma . Izolowana i bez emisji pulsacyjnej gwiazda neutronowa jest znacznie trudniejsza do wykrycia, ponieważ prawdopodobnie tylko emisja termiczna z jej powierzchni jest wykrywalna. Możliwe jest również dostrzeżenie koalescencji dwóch gwiazd neutronowych lub gwiazdy neutronowej z czarną dziurą dzięki falom grawitacyjnym .

Historyczny

Koncepcja gwiazd neutronowych narodziła się bezpośrednio po odkryciu neutronu w 1932 roku przez Jamesa Chadwicka . Fizyk Lew Landau potem zaproponował, że może istnieć gwiazdkowych niemal w całości złożone z neutronów i których struktura będzie ustalana przez kwantowej mechanicznego efektu zwanego ciśnienie degeneracji , podobnie jak innej klasy gwiazd, karłów. Biały , których struktura jest określona przez zwyrodnieniowej presją elektrony. Dwa lata później, w 1934 roku , astronomowie Walter Baade i Fritz Zwicky mieli intuicję, że przejście od zwykłej gwiazdy hipermasywnej do gwiazdy neutronowej uwolni znaczną ilość energii, a tym samym promieniowania elektromagnetycznego , dając iluzję świecenia nowej gwiazdy. . Następnie zaproponowali termin „super-nowa”, aby opisać to zjawisko, w przeciwieństwie do dobrze udokumentowanego i znacznie mniej energetycznego zjawiska nowej , termin ostatecznie przekształcony w „supernową”. Niektóre masywniejsze gwiazdy, hipernowe , generują eksplozję 100 razy silniejszą i wysyłają dwa dżety przecinające materię z quasi-prędkością światła na poziomie biegunów.

Badania gwiazd neutronowych rozpoczęły się dopiero od ich pulsacyjnego zjawiska emisji, ujawniając je w postaci pulsara. Pierwszym odkrytym pulsarem był PSR B1919 + 21 w 1967 roku przez Jocelyn Bell , ówczesną uczennicę Antony Hewisha . Związek między pulsarów i neutronów gwiazdek powstał niemal natychmiast identyfikacji pulsara w Mgławicy Krab , w poświacie z historycznego supernowej SN 1054 , udowadniając, że gwiazdy neutronowe zostały rzeczywiście powstaje podczas wybuchu supernowych. Później w pozostałościach po supernowych odkryto wiele innych pulsarów. Jednak czas życia pozostałości po supernowej, zanim rozproszy się w ośrodku międzygwiazdowym, jest znacznie krótszy niż czas, w którym można zaobserwować pulsacyjną emisję z gwiazdy neutronowej. Również większość pulsarów nie jest kojarzona z cięciem.

Prawie 3000 gwiazd neutronowych jest znanych w 2019 roku, większość - ponad 2700 - została wykryta w postaci pulsarów, druga w postaci źródeł promieniowania rentgenowskiego (głównie podwójnego X lub rzadziej poprzez emisję powierzchniową). Ich badanie pozwala nam zrekonstruować pewne aspekty fizyki gwiazd neutronowych.

Budowa gwiazdy neutronowej

Jak w przypadku każdej gwiazdy, gęstość gwiazdy neutronowej rośnie, gdy zbliżamy się do jej środka. W ten sposób rozróżniamy w gwiazdach neutronowych kilka warstw, w zależności od gęstości i właściwości materii, z której się składają.

Na powierzchni mówimy o atmosferze lub rzadziej o oceanie, aby oznaczyć warstwę od kilku centymetrów do prawie metra, gdzie materiał jest częściowo lub prawie ciekły, chociaż ma bardzo dużą gęstość.
Pod spodem znajduje się zewnętrzna skorupa , zbudowana z tego samego materiału co wnętrze białego karła , czyli bardzo silnie lub w pełni zjonizowane jądra atomowe i wolne elektrony . Gdy gęstość rośnie, faworyzowane są reakcje syntezy między protonami jąder atomowych a wolnymi elektronami, które tworzą neutrony . Skutkuje to wzbogaceniem jąder atomowych w neutrony w porównaniu z ich stanem niskiej gęstości. W ten sposób mogą tworzyć się dziwne jądra atomowe, takie jak nikiel -62 (przy 2 × 10 8 g cm- 3 ), cynk -80 (przy 5 × 10 10 g cm- 3 ), a następnie krypton -118 (przy 4 × 10 11 g cm −3 ).
Powyżej gęstości 4,3 × 10 11 g cm- 3 jądra stają się zbyt bogate w neutrony. Niektóre z ich neutronów uciekają z jąder, tworząc dodatkowy płyn. Dlatego materia składa się z jąder bardzo bogatych w neutrony, coraz mniej elektronów i wolnych neutronów. To jest wewnętrzna skorupa .
Powyżej gęstości 1,7 × 10 14 g cm- 3 jądra atomowe ulegają całkowitemu rozpuszczeniu. Mamy wtedy mieszaninę płynów neutronów, protonów i elektronów, przy czym te ostatnie są wyraźnie w mniejszości w porównaniu z neutronami. Od miony mogą być obecne dodatkowo elektronów. Ten region nazywany jest zewnętrznym rdzeniem .
Jeśli gęstość centralna przekracza 3 × 10 15 g cm- 3 , dokładne poznanie stanu skupienia staje się trudne lub wręcz niemożliwe. Znajdujemy się wtedy w rejonie jądra wewnętrznego . Zmiany te wynikają głównie z reorganizacji wewnętrznych składników neutronów i protonów, zwanych kwarkami . Cząstki te występują w protonach i neutronach w dwóch formach, zwanych u (z angielskiego „w górę ”, obdarzone ładunkiem elektrycznym równym 2/3 ładunku protonu) i d (od „w dół ”, ładunek elektryczny. - 1/3). Proton ma trzy kwarki uud, a neutron ma trzy kwarki udd . Możliwe jest, że przy bardzo dużej gęstości inne stany twarogu może występować w sposób stabilny, tak jak w postaci skroplin o piony lub kaony (każdy o twarogu oraz antykwarkiem ) i osocze o kwarkach uwolnić od gluonami. (Gluony są cząstkami przenoszącymi oddziaływanie silne , któremu podlegają kwarki). Możliwe jest również, że inny rodzaj kwarków, zwany s (od „ dziwnego ”) istnieje w kombinacji trzech kwarków, wtedy mówimy o hiperonach . Takie konfiguracje są czasami nazywane dziwną gwiazdę (gdy kwark s , zwany kwark dziwny odgrywa rolę) lub gwiazdę twarogu (gdy faza wolnych kwarków rozwija).

Oczywiście nie jest możliwy bezpośredni dostęp do wewnętrznych obszarów gwiazd neutronowych. Jednak niektóre właściwości można wykazać poprzez obserwacje, takie jak pomiar masy , promienia gwiazdy neutronowej lub połączenie tych dwóch wielkości.

Inne zjawiska, takie jak spowolnienie pulsarów i nagłe zmiany ich prędkości kątowej (zwane trzaskami ), również pozwalają określić rząd wielkości ich pola magnetycznego , a także udowodnić, że ich wnętrze jest nadciekłe .

Gwiazdy neutronowe to niezwykle kuliste obiekty. Pole grawitacyjne jest tak intensywne, że góry nie mogą przekroczyć kilku centymetrów wysokości, w przeciwnym razie zapadną się pod ich ciężarem. W przypadku gwiazd podwójnych przewiduje się, że na biegunach magnetycznych gwiazdy neutronowej utworzą się i ustabilizują się góry o wysokości od 10 do 1 metra .

Wyznaczanie mas i promieni gwiazd neutronowych

Trudno jest określić masę odizolowanej gwiazdy neutronowej. Z drugiej strony, jeśli jest częścią układu podwójnego , można poznać jego masę, badając jego orbitę. W praktyce można to zrobić solidnie tylko wtedy, gdy mamy bardzo ciasny układ dwóch gwiazd neutronowych i obserwujemy pulsacyjną emisję jednej z nich (lub obu). Takie układy nazywane są podwójnymi pulsarami lub podwójnymi pulsarami, kiedy obserwujemy pulsacyjną emisję dwóch gwiazd. W takich konfiguracjach możliwe jest wyznaczenie masy dwóch gwiazd ze względu na efekty wynikające z ogólnej teorii względności, które zależą od różnych kombinacji tych dwóch mas. Uwzględnienie tych efektów relatywistycznych, zwanych z oczywistych względów parametrami postkeplerowskimi, jest tutaj istotne, ponieważ biorąc pod uwagę tylko skutki grawitacji uniwersalnej , można wyznaczyć jeden parametr zwany funkcją masy , który daje niewiele informacji na temat tych dwóch. szerokie rzesze. Uwzględniając poprawki ogólnej teorii względności, parametry postkeplerowskie umożliwiają ograniczenie mas tych obiektów.

Szerokie rzesze

Relatywistyczna precesja periastronu

Zjawisko precesji perycentrum wynika z ogólnej teorii względności. Było to pierwsze obserwacyjne potwierdzenie ogólnej teorii względności, kiedy Albert Einstein obliczył ją dla planety Merkury, dla której, jak pokazał, wyjaśnił niewyjaśnione wówczas nieregularności jej orbity. Dla układu dwuskładnikowego, którego elementy mają masy M 1 i M 2 , a których orbity ma mimośrodowości e i okres P , b , relatywistyczny precesji periastron jest napisane: $\ dot \ omega$

\ dot \ omega = \ frac {3} {1 - e ^ 2} T_ \ odot ^ \ frac {2} {3} \ left (\ frac {P _ {\ rm b}} {2 \ pi} \ right ) ^ {- \ frac {5} {3}} \ left (\ frac {M_1 + M_2} ​​{M_ \ odot} \ right) ^ \ frac {2} {3}

gdzie wprowadziliśmy wielkość odpowiadającą charakterystycznemu czasowi związanemu z promieniem Schwarzschilda obiektu o masie Słońca, a mianowicie: $Do kropki$

T_ \ odot = \ frac {G M_ \ odot} {c ^ 3} \ simeq 4, \! 95 \ mu {\ rm s}

( G jest stałą grawitacji , C z prędkością światła, a M ☉ masy Słońca , albo od około 2 x 10 30 kg ). Precesji można skrótu:

\ dot \ omega \ simeq \ frac {0, \! 2} {1 - e ^ 2} \ left (\ frac {P _ {\ rm b}} {1 \, {\ rm j}} \ right) ^ {- \ frac {5} {3}} \ left (\ frac {M_1 + M_2} ​​{M_ \ odot} \ right) ^ \ frac {2} {3} \, {\ rm deg} \ cdot { \ rm an} ^ {- 1}

Historycznie, pierwszego pomiaru relatywistycznej precesji podwójnego pulsara dokonano w połowie lat siedemdziesiątych XX wieku, kiedy to odkryto pierwszy podwójny pulsar, PSR B1913 + 16 , którego okres orbitalny wynosi 7 h 45 min 6,9807 s , ekscentryczność 0,617 130 8. Obserwowana precesja 4,226 621 stopni na rok pozwala zatem na określenie całkowitej masy układu wynoszącej 2,85 mas Słońca, to znaczy z dużą precyzją, prawie dwukrotnie większą niż masa Chandrasekhara, jak można się spodziewać dla neutronów dwóch gwiazd. Efekt obserwuje się również w innych pulsarach binarnych, takich jak PSR B1534 + 12 ( 1,755 794 stopni na rok), PSR J1906 + 0746 ( 7,57 stopni na rok), PSR B2127 + 11C ( 4,464 4 stopnie na rok) i PSR J0737-3039 ( 16,90 stopni rocznie). We wszystkich przypadkach całkowita masa systemu jest rzędu dwukrotności masy Chandrasekhara, czyli 2,8 mas Słońca.

W zasadzie jest możliwe, że obserwowana precesja ma inne przyczyny, przynajmniej częściowo, niż efekt ogólnej teorii względności. Jednak analiza innych możliwych źródeł precesji ( efekty pływowe , spłaszczenie gwiazd) wskazuje, że efekty te są pomijalne.

efekt Dopplera

Gwiazda neutronowa postrzegana jako pulsar zachowuje się z doskonałym przybliżeniem jak zegar, którego impulsy emitowane są w regularnych odstępach czasu. Ponadto zegar znajdujący się w polu grawitacyjnym wystarczająco masywnej gwiazdy jest postrzegany jako powoli opóźniony w stosunku do identycznego zegara, który pozostaje na Ziemi . Dzieje się tak, ponieważ obecność pola grawitacyjnego wpływa na upływ czasu. W hipotezie, w której sama gwiazda neutronowa jest zanurzona w polu grawitacyjnym innej gwiazdy, przepływ czasu jest zatem modyfikowany przez obecność w pobliżu tej drugiej gwiazdy. Jeśli teraz gwiazda neutronowa porusza się w polu grawitacyjnym tej gwiazdy, to efekt upływu czasu będzie modulowany z powodu zmiany pola grawitacyjnego odczuwanego przez gwiazdę neutronową.

Ta ostatnia składka jest napisane, notując T p czas „żył” przez gwiazdy neutronowej (zwany naturalny czas ) i t p że od obserwatora daleko od pola grawitacyjnego gwiazdy towarzyszącej:

T _ {\ rm p} = t _ {\ rm p} - \ frac {G M_2} ​​{ac ^ 2} \ left (1 + \ frac {M_2} {M_1 + M_2} ​​\ right) - \ gamma \ sin E (t)

M 1 jest masa obserwowanej pulsara M 2 jej towarzyszące (obserwowane lub nie), ma w półoś orbity i E mimośród anomalii . Pierwszy człon nie jest bezpośrednio obserwowalny, nie da się go odróżnić od efektu spowolnienia czasu istniejącego na powierzchni samej gwiazdy neutronowej. Drugi człon można zaobserwować, gdy orbita nie jest kołowa. Warto:

\ gamma = \ frac {e P _ {\ rm b}} {2 \ pi} \ frac {G M_2} ​​{ac ^ 2} \ left (1 + \ frac {M_2} {M_1 + M_2} \ dobrze)

Efekt jest tradycyjnie wyrażany przez zastąpienie półosi wielkiej a jej wartością nadaną przez trzecie prawo Keplera , a mianowicie:

{\ Displaystyle \ gamma = e \ lewo ({\ Frac {P _ {\ rm {b}}} {2 \ pi}} \ prawej) ^ {\ Frac {1} {3}} T _ {\ odot} ^ {\ frac {2} {3}} {\ frac {M_ {2} (M_ {1} + 2M_ {2})} {M _ {\ odot} ^ {\ frac {2} {3}} ( M_ {1} + M_ {2}) ^ {\ frac {4} {3}}}}}

Ten okresowy efekt ma niską amplitudę: nawet dla bliskiej orbity (okres 8 godzin) amplituda jest rzędu kilku tysięcznych sekundy (4,295 ms dla PSR B1913 + 16 , czemu sprzyja silna ekscentryczność system).

Efekt Shapiro

Różnica upływu czasu w funkcji pola grawitacyjnego wpływa również na czas propagacji sygnałów, do czego dodaje się dodatkowy efekt związany z tym, że sygnały świetlne emitowane przez pulsar nie propagują w linii prostej, gdy przechodzą w pobliżu ewentualnego towarzysza. Wpływa to na odstęp czasu między różnymi impulsami otrzymanymi z pulsara i jest znane jako efekt Shapiro , nazwany na cześć Irwina Shapiro , który przewidział go w 1964 roku, zanim został wykryty przez sondy Viking umieszczone na Marsie .

Podczas orbity czasy nadejścia sygnałów są modulowane o:

\ Delta _ {\ rm S} = 2 r \ ln \ left (1 - e \ cos E - s \ left [\ sin \ omega (\ cos E - e) + \ sqrt {1 - e ^ 2} \ cos \ omega \ sin E \ right] \ right)

gdzie ω jest długością perycentrum mierzoną niezależnie przez badanie orbity. Wielkości r i s nazywane są odpowiednio parametrem amplitudy i parametrem kształtu.

Zależą od mas według wzorów:

r = T_ \ odot \ frac {M_2} {M_ \ odot}

s = \ frac {a \ sin i} {c} \ left (\ frac {P _ {\ rm b}} {2 \ pi} \ right) ^ {- \ frac {2} {3}} T_ \ odot ^ {- \ frac {1} {3}} \ left (\ frac {M_1 + M_2} ​​{M_ \ odot} \ right) ^ \ frac {2} {3} \ frac {M_ \ odot} {M_2 }

Parametr s jest generalnie bezużyteczny do ograniczania mas, ponieważ zależy od sinusa kąta nachylenia i, którego nie można określić, z wyjątkiem bardzo szczególnych przypadków (na przykład w przypadku układu binarnego z zaćmieniami ). Z drugiej strony parametr r natychmiast podaje masę towarzysza gwiazdy neutronowej. Efekt Shapiro pozostaje wyjątkowo słaby. Jej amplituda jest rzędu czasu potrzebnego światłu na pokonanie odległości rzędu promienia Schwarzschilda gwiazdy, tj. Kilku mikrosekund. Nie jest więc zaznaczona w PSR B1913 + 16 , ale jest w PSR B1534 + 12 i PSR J0737-3039 , które, nawiasem mówiąc, są widoczne prawie z krawędzi ( i bardzo blisko 90 stopni, a sinus jest bardzo bliski 1).

Promieniowanie grawitacyjne

System dwóch masywnych ciał na orbicie będzie miejscem emisji fal grawitacyjnych , podobnie jak dwa obiekty posiadające ładunek elektryczny, które są miejscem emisji promieniowania elektromagnetycznego , gdy są względem siebie przyspieszane. Fale grawitacyjne, przewidywane przez Alberta Einsteina w kontekście ogólnej teorii względności w 1916 roku, nie były bezpośrednio obserwowane aż do 2015 roku, ale ich wyraźna demonstracja została przeprowadzona z gwiazdami neutronowymi, w tym przypadku w obrębie podwójnego pulsara PSR B1913 + 16 . Emisja fal grawitacyjnych powoduje powolne zużywanie się orbity dwóch ciał, które powoli spiralnie względem siebie. W praktyce emisja ta skutkuje obserwacją zmniejszania się okresu orbitalnego układu.

Klasyczne obliczenia umożliwiają oszacowanie tej zmienności według wzoru:

\ dot P _ {\ rm b} = - \ frac {192 \ pi} {5} \ left (\ frac {2 \ pi T_ \ odot} {P _ {\ rm b}} \ right) ^ \ frac { 5} {3} \ frac {1 + \ frac {73} {24} e ^ 2 + \ frac {37} {96} e ^ 4} {(1 - e ^ 2) ^ \ frac {7} {2 }} \ frac {M_1 M_2} ​​{M_ \ odot ^ \ frac {5} {3} (M_1 + M_2) ^ \ frac {1} {3}}

Ponieważ efekt kumuluje się w czasie, nietrudno jest zademonstrować binarny pulsar na ciasnej orbicie. Z drugiej strony bardzo trudno jest odróżnić to rzeczywiste zużycie orbity na podstawie pozornej zmiany okresu orbity, co ze swej strony wynika z czysto kinematycznych rozważań. Jeśli obserwowany system przyspiesza lub zwalnia względem Ziemi, dodatkowa zmiana okresu transmitowanego sygnału (cokolwiek to jest) nakłada się na jego wewnętrzną zmienność poprzez prosty fakt, że odległość przebyta przez sygnał między nadawaniem a odbiorem zmienia się nieliniowo. W praktyce dzieje się tak w dwóch przypadkach: albo obiekt jest faktycznie przyspieszany, na przykład jeśli spada w kierunku środka gromady kulistej , w którym to przypadku mówimy o przyspieszeniu świeckim , albo porusza się po linii prostej po prostoliniowej i jednostajnej ruchu, ale na tyle szybko, że jego odległość zmienia się nieliniowo. Nazywa się to efektem Szkłowskiego . W przypadkach, w których możliwe jest ograniczenie tych efektów, możemy użyć wzoru na promieniowanie grawitacyjne do ograniczenia mas, tak jak miało to miejsce w przypadku PSR B1913 + 16 , który zdobył Nagrodę Nobla z fizyki dla odkrywców tego obiektu, Russella Alana Hulse'a. oraz Joseph Taylor , który zademonstrował jego promieniowanie grawitacyjne. Pulsar binarny PSR B1534 + 12 jest przykładem pulsara binarnego, dla którego obserwuje się zużycie okresu orbitalnego, ale którego amplituda nie odpowiada wartości oczekiwanej, a masy znane są ponadto dzięki innym parametrom postkeplerowskim. Uważa się, że ta niezgodność wynika ze znaczącego wkładu efektu Shlovskiego, który jest tu ograniczony w przypadku tego pulsara.

streszczenie

Do tej pory znanych jest kilkanaście par gwiazd neutronowych, z których sześć lub siedem pozwala na dość dokładne określenie mas tych dwóch gwiazd. Spośród nich tylko jeden to podwójny pulsar , PSR J0737-3039 , pozostałe przedstawiają tylko pulsara i mrocznego towarzysza. Masa wydedukowana na podstawie tego, że towarzysz ma w tym samym zakresie mas (od 1,0 do 1,5 masy Słońca), jest interpretowana jako kolejna gwiazda neutronowa: nie jest ani wystarczająco masywna, by być czarną dziurą , ani wystarczająco jasna, by być białym karłem .

Pulsar	Masa całkowita ( M ⊙ )	Masa ( M ⊙ )
PSR J0737-3039A	2588 (3)	1337 (5)
PSR J0737-3039B	2588 (3)	1250 (5)
PSR J1518 + 4904	2,62 (7)	1,56 +0,13 -0,44
PSR J1518 + 4904 (towarzysz)	2,62 (7)	1,05 -0,11 0,45
PSR B1534 + 12	2.6784	1,3332 (10)
PSR B1534 + 12 (towarzysz)	2.6784	1.3452 (10)
PSR J1756-2251	2.58	1,40 (3)
PSR J1756-2251 (towarzysz)	2.58	1,18 (3)
PSR J1811-1736	2,57 (10)	<1,74
PSR J1811-1736 (towarzysz)	2,57 (10)	> 0,93
PSR J1829 + 2456	2,5 (2)	<1,38
PSR J1829 + 2456 (towarzysz)	2,5 (2)	<1,30 (8)
PSR J1906 + 0746	2,61 (2)
PSR J1906 + 0746 (towarzysz)	2,61 (2)
PSR B1913 + 16	2.8284	1,4408 (3)
PSR B1913 + 16 (towarzysz)	2.8284	1,3873 (3)
PSR B2127 + 11C	2.712	1,349 (40)
PSR B2127 + 11C (towarzysz)	2.712	1,363 (40)

Promień

W zasadzie możliwe jest określenie promienia gwiazdy neutronowej, jeśli obserwujemy emisję cieplną z jej powierzchni. Moc wypromieniowaną przez obiekt o promieniu R, którego powierzchnia jest doprowadzana do temperatury T, jest w istocie zapisana:

L = 4 \ pi R ^ 2 \ sigma T ^ 4

σ jest stałą Stefana . Wiele pulsarów jest na tyle blisko, że ich emisja powierzchniowa jest widoczna. Tak jest między innymi w przypadku PSR J0633 + 1746 (Geminga), PSR B0833-45 (Vela pulsar), PSR B1055-52 czy PSR B1706-44 . Niestety, wykorzystanie tego rodzaju relacji jest niezwykle trudne z kilku powodów:

Często trudno jest określić dokładną odległość od gwiazdy neutronowej. Obserwowana wielkość to gęstość strumienia , która wymaga znajomości tej odległości, aby wydedukować jasność L ;
kiedy mimo wszystko wydedukujemy z obserwacji jasność, to jest ona znana tylko w pewnym paśmie częstotliwości, odpowiadającym promieniom rentgenowskim . Aby uzyskać temperaturę, konieczne jest wykonanie kilku kroków, między innymi zwartość , a także proporcja promieniowania pochłanianego przez ośrodek międzygwiazdowy ;
ponadto skład chemiczny atmosfery gwiazdy neutronowej jest niezwykle trudny, jeśli nie niemożliwy do określenia, ze względu na prawie stały brak linii emisyjnych . A priori , powierzchnia gwiazdy neutronowej składa się z lekkich pierwiastków ( wodoru i helu ) lub ciężkich (głównie żelaza ). Lekkie pierwiastki mają stosunkowo niską nieprzezroczystość , przez co nie można uznać, że powierzchnia gwiazdy neutronowej jest w równowadze termicznej , co jest warunkiem koniecznym, aby móc zastosować powyższy wzór. Problem jest jednak znacznie mniej poważny w przypadku atmosfer złożonych z ciężkich pierwiastków.

Wreszcie, konieczne jest złożone modelowanie, aby móc spróbować wyodrębnić promień gwiazdy neutronowej, z mało skutecznym wynikiem. Na przykład hipoteza o atmosferze ciężkich pierwiastków nie sprawdza się w ogóle w celu wyodrębnienia promienia młodych gwiazd neutronowych, te pojawiające się przy tej modelowaniu są zdecydowanie zbyt małe, aby można je było zaakceptować. Tak jest w przypadku RX J0822.0-4300 (gwiazda neutronowa remanentnej Puppis A ), dla której znajdujemy promień między 1 a 1,6 km, pulsara Vela (między 1,7 a 2,5 km ), czy PSR B1706 -44 (od 1,9 do 5,8 km ). W przypadku starszych gwiazd neutronowych (mających ponad 100 000 lat) model jest bardziej zadowalający, a wyniki pozwalają lub w każdym przypadku zbliżają się do wartości rzędu 10 km dla promienia. Tak jest w przypadku Geminga (między 2,7 a 8,7 km ), PSR B1055-52 (między 6,5 a 19,5 km ), RX J1856,5-3754 (ponad 16 km ) lub RX J0720.4-3125 (między 5 a 15 km ). Niepewność co do odległości jest tutaj bardzo utrudniająca: niepewność równa 3 dla samej odległości PSR B1055-52 lub RX J0720.4-3125 wyjaśnia ostateczną niepewność dotyczącą promienia. Dlatego obecnie niemożliwe jest przeprowadzenie dostatecznie dokładnej analizy promienia gwiazdy, aby ograniczyć jej strukturę wewnętrzną, a zwłaszcza skład jądra.

I odwrotnie, modelowanie gwiazd neutronowych w atmosferze wodoru umożliwia uzyskanie (bardzo nieprecyzyjnych) wartości bardziej zgodnych z wartościami oczekiwanymi.

Stosunek masy do promienia

Zakładając, że atomy (prawdopodobnie silnie zjonizowane ) znajdują się na powierzchni gwiazdy neutronowej, w zasadzie możliwe jest obserwowanie wychodzących z nich linii emisyjnych lub absorpcyjnych , a co za tym idzie, zmierzenie przesunięcia ku czerwieni pochodzenia grawitacyjnego z powierzchni gwiazdy neutronowej. To, jak zwykle odnotowano z , jest określone jako funkcja masy M i promienia R gwiazdy neutronowej według wzoru:

1 + z = \ frac {1} {\ sqrt {1 - \ frac {2 GM} {R c ^ ​​2}}}

G i c są odpowiednio stałą Newtona i prędkością światła . Obserwacja przesunięcia ku czerwieni umożliwia zatem bezpośredni dostęp do stosunku masy do promienia gwiazdy. Jednak obserwując binarne pulsary ograniczające masę dość bezpośrednio do stosunkowo wąskiego zakresu około 1,35 masy Słońca, jesteśmy w ten sposób w stanie uzyskać promień. Ponadto stosunek masy do promienia prawie nie zależy od masy gwiazdy, ale przede wszystkim od jej gęstości centralnej, która sama w sobie jest zasadniczo zdeterminowana przez naturę znajdującej się w niej materii. W ten sposób możliwe jest bezpośrednie przetestowanie pewnych aspektów związanych z równaniem stanu materii gwiazd neutronowych i, w idealnym przypadku, ograniczenie założeń dotyczących gwiazd dziwnych lub gwiazd kwarków , których serca są podatne na `` schronienie w stosunkowo egzotycznej formie materii ''. . Powodem tego jest to, że te dwa możliwe kształty gwiazd są znacznie bardziej zwarte niż zwykła gwiazda neutronowa, więc wysoka wartość przesunięcia grawitacyjnego ku czerwieni jest dobrym sposobem na potwierdzenie ich istnienia.

Na przykład binarny EXO 0748-676 o małej masie , odkryty przez sztucznego satelitę EXOSAT . Podczas fazy aktywności w 2000 roku udało się zidentyfikować prawdopodobne linie emisji tlenu VIII oraz żelaza XXV i XXVI , czyli atomów posiadających tylko jeden lub dwa elektrony , co pozwoliło skojarzyć z gwiazdą grawitacyjne przesunięcie ku czerwieni o wartości 0.35. Wcześniej dokonano innych detekcji przesunięcia ku czerwieni, ale tylko na gwiazdach o bardzo silnym polu magnetycznym , które samo w sobie wpływa na położenie linii widmowych (patrz efekt Zeemana ). Zastosowanie EXO 0748-676 , którego pole magnetyczne wydedukowane z właściwości promieniowania rentgenowskiego gwiazdy jest stosunkowo słabe, pozwala więc uniknąć tego typu odchylenia.

Obserwowane przesunięcie ku czerwieni jest stosunkowo interesujące. Jego wartość jest niekompatybilna z gwiazdą neutronową o zwykłej masie i równaniu stanu (1,4 masy Słońca i żadnej dziwnej gwiazdy lub gwiazdy kwarkowej). Jeśli serce gwiazdy nie jest zbudowane z egzotycznej materii, to zgodnie z możliwymi równaniami stanu ma masę między 1,6 a 1,8 masy Słońca, podczas gdy jeśli jej masa rzeczywiście wynosi 1, 4 masy Słońca, przesunięcie ku czerwieni wskazuje dość mocno w na korzyść gwiazdy kwarkowej, której rdzeń jest podobno w fazie CFL ( zablokowany smak i zapach ). Pomiar masy gwiazdy neutronowej jest zatem niezbędny do rozróżnienia tych dwóch hipotez.

Na marginesie należy zauważyć, że ten rodzaj pomiaru jest niezwykle czuły na szczegóły fazy aktywności gwiazdy. Podczas innej fazy działalności w 2003 roku i pomimo znacznego czasu obserwacji (600 000 sekund, czyli prawie 7 dni) za pomocą teleskopu kosmicznego XMM-Newton , żadna linia wcześniej zaznaczona na tej gwieździe nie została poddana przeglądowi.

Struktura wewnętrzna

Skórka

Skorupa gwiazdy neutronowej to obszar złożony głównie z jąder atomowych.

Stan podstawowy gęstej materii (skorupa zewnętrzna)

Wgląd w strukturę skorupy można uzyskać, obliczając najniższy stan energetyczny materii przy wysokim ciśnieniu. Dopóki nie jest to zbyt duże (patrz poniżej), najbardziej stabilnym stanem jest a priori kryształ ze wszystkimi identycznymi jądrami atomowymi. W swojej najbardziej zwartej formie kryształ jest typu sześciennego wyśrodkowanego. Wiemy, że przy zerowym ciśnieniu kryształ ten składa się z jąder żelaza 56 (to znaczy składa się z 26 protonów i 30 neutronów). Ich gęstość wynosi 7,86 gramów na centymetr sześcienny. Wraz ze wzrostem ciśnienia skład bardziej stabilnego jądra prawdopodobnie ulegnie zmianie, głównie z następującego powodu: jeśli weźmie się pod uwagę elementarną komórkę kryształu, ta zawiera jądro z protonami Z i nukleonami A , a także Z elektronów (niekoniecznie połączonych z jądrem, które jest zdolne do jonizacji), to równanie określające potencjał chemiczny μ jednego z nukleonów A zapisujemy:

A \ mu = W (A, Z) + Z \ mu_e

μ e jest potencjałem chemicznym elektronów, a W energią jądra, w tym energią masową i energią wiązania .

To równanie można przepisać:

\ mu = \ frac {W (A, Z)} {A} + \ frac {Z} {A} \ mu_e

Elektrony poruszają się wystarczająco szybko, aby nie były już połączone z jądrem: elektrony są fermionami , liczba tych o niskiej energii jest ograniczona, a ciśnienie pomaga, prawie wszystkie z nich uzyskują wystarczającą energię, aby nie były już połączone z jądrem . Elektrony zachowują się więc jak gaz Fermiego . W takim gazie znana jest zależność potencjału chemicznego od ciśnienia P , w tym przypadku mamy . Zjawisko wzbogacenia gęstej materii neutronami można następnie wyjaśnić w następujący sposób: przejście z jądra ( A , Z ) do jądra ( A ' , Z' ) można przeprowadzić, nawet jeśli energia wiązania na nukleon drugiego jądra jest mniejsza przy założeniu, że spadek stosunku Z / A jako czynnik udziału w potencjale chemicznym elektronów kompensuje go. $\ mu_e \ propto P ^ \ frac {1} {4}$

Trudność powyższej metody polega na obliczeniu energii W jądra. Można to uzyskać eksperymentalnie dla względnie stabilnych jąder, ale po pewnym czasie wymaga to uciekania się do ekstrapolacji ustalonych wzorów lub też do skomplikowanych obliczeń fizyki jądrowej. W szczególności należy wziąć pod uwagę, że jądro atomowe można opisać formalizmem zwanym modelem warstwowym , który ujawnia, że określone wartości liczby protonów i neutronów, zwane liczbami magicznymi, zapewniają lepszą stabilność jąderom, podobnym atomom. które są bardziej stabilne chemicznie, gdy zawierają pewną liczbę elektronów (jest to słynna seria rzadkich gazów w kolejności 2, 10, 18, 26, 54, 86 elektronów odpowiednio dla l ' helu , neonu , argonu , krypton i radon ). W fizyce jądrowej magiczne liczby to 2, 8, 20, 28, 50, 82, 126. Istnieją również względnie stabilne „podwarstwy”, w szczególności z 40 neutronami lub protonami. Obliczenia najbardziej stabilnej konfiguracji jąder sięgają roku 1971 , przy klasycznej pracy Gordona Bayma , Christophera Pethicka (z) i Petera Sutherlanda , a następnie zostały poprawione przez Pawła Haensela i współpracowników. Obliczenia pokazują, że z gęstości 7,96 × 10 6 gramów na centymetr sześcienny najbardziej stabilnym stanem są najpierw jądra niklu , przy 28 protonach (jedna z magicznych liczb). Te jądra niklu mają początkowo 62 nukleony (tj. 34 neutrony) i są wzbogacane o 2, a następnie o cztery dodatkowe neutrony (nikiel 66). Po 1,49 × 10 9 g cm- 3 najbardziej stabilny stan tworzą jądra z 50 neutronami, stopniowo zubożone w protony, od kryptonu 86 (36 protonów) do niklu 78 (28 protonów), jądro to jest stabilizowane przez fakt, że liczba neutronów i protonów jest za każdym razem magiczną liczbą). Jądro to jest najbardziej zneutronizowane, jakie uzyskano w laboratorium. Pozostałe przewidywania, gdy gęstość przekracza 9,64 × 10 10 g cm- 3, są bardziej niepewne, wobec braku danych eksperymentalnych. Wydaje się, że nowy, najbardziej stabilny stan wykorzystuje jądra 82-neutronów, stopniowo wyczerpując protony. Pierwszy na liście to ruten 126 (44 protony i 82 neutrony), a ostatni to krypton 118 (36 protonów i 82 neutrony). Niepewności w tej ostatniej części nie są bez znaczenia, Paweł Haensel wskazał, że jest możliwe, że preferowana byłaby konfiguracja z warstwą spodnia zawierającą 40 protonów ( cyrkon ).

Poniższa tabela podsumowuje następstwo jąder uznanych za najbardziej stabilne wraz ze wzrostem gęstości materii.

Pierwiastek i liczba nukleonów ( A )	Liczba protonów ( Z )	Liczba neutronów ( N )	Z / A	Maksymalna gęstość ( g cm −3 )	Skok gęstości w porównaniu z poprzednim stanem (%)
Fe -56	26	30	0,4643	7,96 × 10 6	-
Ni -62	28	34	0,4516	2,71 × 10 8	2.9
Ni -64	28	36	0,4375	1,30 × 10 9	3.1
Ni -66	28	38	0,4242	1,48 x 10 9	3.1
Kr -86	36	50	0,4186	3,12 × 10 9	2.0
Se -84	34	50	0,4048	1,10 × 10 10	3.3
Ge -82	32	50	0,3902	2,80 x 10 10	3.6
Zn -80	30	50	0,3750	5,44 × 10 10	3.9
Ni -78	28	50	0,3590	9,64 × 10 10	4.3
Ru -126	44	82	0,3492	1,29 × 10 11	4.0
Pon -124	42	82	0.3387	1,88 × 10 11	3.0
Zr -122	40	82	0,3279	2,67 × 10 11	3.2
Sr -120	38	82	0,3167	3,79 × 10 11	3.4
Kr -118	36	82	0,3051	4,33 × 10 11	3.6

Ten typ struktury krystalicznej istnieje do około 4,33 × 10 11 g cm- 3 , kiedy najbardziej stabilnym stanem nie jest już kryształ jąder skąpanych w cieczy elektronów, ale mieszanina jąder wolnych neutronów-elektronów. To przejście jest tradycyjnie określane jako punkt zanikania neutronów , ponieważ wtedy staje się termodynamicznie korzystne dla neutronów, aby dyfundowały z jąder.

Uwagi i odniesienia

Uwagi

Nie wspominając o tym, że eksplozja supernowej nie jest symetryczna, pulsar jest generalnie animowany z prędkością kilkuset kilometrów na sekundę w stosunku do środka masy poświaty, z której ostatecznie wychodzi raz sprawa remanentu dostatecznie spowolniona przez ośrodek międzygwiazdowy: nawet jeśli remanent utrzymywał tożsamość przez dłuższy okres czasu, starzejące się pulsary w końcu wyszłyby na zewnątrz.

Bibliografia

https://sciencepost.fr/une-deuxieme-fusion-detoiles-a-neutrons-detectee-par-ligo/
(w) Walter Baade i Fritz Zwicky , „ We Super-nova ” , Proceedings of the National Academy of Sciences , vol. 20,1934, s. 254-259 ( czytaj online ).
Katalog SIMBAD
Pascal Febvre , Richard Taillet and Loïc Villain , Dictionary of Physics , Bruksela, De Boeck Superieur,18 lutego 2013, 899 pkt. ( ISBN 978-2-8041-7554-2 , czytaj online ) , str. 260
Laurent Sacco , „ Góry na gwiazdach neutronowych? » , On Futura (dostęp 10 lutego 2020 r. )
(w) „ Punkt widzenia: Pierwsze dźwięki łączenia czarnych dziur ” na physics.aps.org .
„ Fizycy twierdzą, że wykryli fale grawitacyjne Einsteina ” na lepoint.fr .
(w) Isaac Vidaña , „ Krótkie wprowadzenie do fizyki gwiazd neutronowych ” , EPJ Web of Conferences , vol. 227 n O 01018,2020, s. 4 ( ISSN 2100-014X , DOI 10.1051 / epjconf / 202022701018 , przeczytano online , przeglądnięto 13 lutego 2020 r. )
Informacje na temat tej sekcji, patrz (w) Dany Page i in. , Minimal Cooling of Neutron Stars: A New Paradigm , The Astrophysical Journal Supplement Series , 155 , 623-650 (2004), astro-ph / 0403657 Zobacz online .
(w) J. Cottam , F. Paerels i Mendez , grawitacyjnie przesunięte ku czerwieni linii absorpcyjnych rentgenowskiego widma impulsów gwiazdy neutronów , Natura , 420 , n O 6911, 51-54 (2002) astro-pH / 0211126 Zobacz online .
(en) J. Cottam i in. , Burst Widma EXO 0748-676 podczas długiego 2003 XMM-Newton obserwacji , The Astrophysical Journal , 672 , 504-509 (2008), arXiv: 0709,4062 (astro-ph) Zobacz online .
(w) Gordon Baym , Christopher Pethick (z) i Peter Sutherland , ziemi stan materii w wysokich gęstościach: równanie stanu i gwiazd Models , The Astrophysical Journal , 170 , 299-317 (1971) Zobacz online .
(w) Pawel Haensel & Bernard Pichon, Experimental jądra mass and the ground state of cold gense materia , Astronomy and Astrophysics , 283 , 313-318 (1994), nucl-th / 9310003 Patrz online .
(w) Pawel Haensel , JL Zdunik i J. Dobaczewski , skład i równanie stanu zimnej materii katalizowanej poniżej kroplówki neutronów , Astronomy and Astrophysics , 222 , 353-357 (1989) Patrz online .

Zobacz też

Bibliografia

(en) Max Camenzind , Compact Objects in Astrophysics , Springer Verlag ,2007, 680 pkt. ( ISBN 9783540257707 ), rozdziały 6 i 7 , strony 187–354 .
(en) Pawel Haensel , Potekhin, AY and Yakovlev, DG, Neutron Stars 1: Equation of State and Structure , Springer-Verlag New York,2007, 620 s. ( ISBN 978-0-387-33543-8 , DOI 10.1007 / 978-0-387-47301-7 , czytaj online )
[Chamel 2012] N. Chamel , „ Od hipotezy o gwiazdach tak gęstych jak jądra atomowe do przypadkowego odkrycia pulsarów ”, Histoire de la recherche contemporaine , t. I er , n O 2: "Chemistry: jak odkrycia"Paź 2012, 2 nd część. („Varia”), s. 160-167 ( DOI 10.4000 / hrc.166 , podsumowanie , czytaj online ).

Powiązane artykuły

Linki zewnętrzne

Dokumentacja urzędowa :