Белы карлік

Бе́лыя ка́рлікі — зоркі, якія праэвалюцыяніравалі з масай, якая не перавышае мяжу Чандрасекара (максімальная маса, пры якой зорка можа існаваць як белы карлік), пазбаўленыя ўласных крыніц тэрмаядзернай энергіі.

Белыя карлікі ўяўляюць сабой кампактныя зоркі з масамі, параўнальнымі з масай Сонца, але з радыусамі ў ~100^[1] і, адпаведна, свяцільнасцямі ў ~10 000 разоў меншымі за сонечную. Шчыльнасць белых карлікаў складае 10⁵—10⁹ г/см³^[1], што амаль у мільён разоў больш за шчыльнасць звычайных зорак галоўнай паслядоўнасці. Па колькасці белыя карлікі складаюць, па розных ацэнках, 3—10%^[2] зорнага насельніцтва нашай Галактыкі.

Гісторыя адкрыцця

Мал. 1. Бачны рух Сірыуса па нябеснай сферы (па Фламарыёну^[3])

Адкрыццё белых карлікаў

У 1844 годзе дырэктар кёнігсбергскай абсерваторыі Фрыдрых Бесэль выявіў, што Сірыус, найбольш яркая зорка неба, перыядычна, хоць і вельмі слаба, адхіляецца ад просталінейнай траекторыі руху па нябеснай сферы^[4]. Бесэль прыйшоў да высновы, што ў Сірыуса павінен быць нябачны «цёмны» спадарожнік, прычым перыяд абароту абедзвюх зорак вакол агульнага цэнтра мас павінен быць каля 50 гадоў^[4]. Паведамленне было сустрэта скептычна, бо цёмны спадарожнік заставаўся недаступным для назіранняў, а яго маса павінна была быць дастаткова вялікая — параўнальная з масай Сірыуса.

У студзені 1862 Альван Грэхэм Кларк, юсціруючы 18-цалевы рэфрактар​​, самы вялікі на той час тэлескоп ў свеце (Dearborn Telescope), пасля пастаўлены сямейнай фірмай Кларкаў у абсерваторыю Чыкагскага ўніверсітэта, выявіў у непасрэднай блізкасці ад Сірыуса цьмяную зорачку. Гэта быў цёмны спадарожнік Сірыуса, Сірыус B, прадказаны Бесэлем^[5]. Тэмпература паверхні Сірыуса B складае 25 000 K, што, з улікам яго анамальна нізкай свяцільнасці, сведчыць пра вельмі малы радыус і, адпаведна, вельмі высокую шчыльнасць — 10⁶г/см³ (шчыльнасць Сірыуса ~0,25 г/см³, шчыльнасць Сонца ~1,4 г/см³). У 1917 Адрыян ван Маанен адкрыў^[6] наступны белы карлік — зорку ван Маанена ў сузор'і Рыб.

Парадокс шчыльнасці

У пачатку XX стагоддзя Герцшпрунгам і Раселам была адкрыта заканамернасць у дачыненні да спектральнага класа (гэта значыць тэмпературы) і свяцільнасці зорак — дыяграма Герцшпрунга — Расела (Г-Р дыяграма). Здавалася, што ўся разнастайнасць зорак укладваецца ў дзве вобласці Г-Р дыяграмы — галоўную паслядоўнасць і вобласць чырвоных гігантаў. У ходзе работ па назапашванню статыстыкі размеркавання зорак па спектральнаму класу і свяцільнасці Расел звярнуўся ў 1910 годзе да прафесара Эдуарда Пікерынга. Далейшыя падзеі Расел апісвае так^[7]:

«Я быў у свайго сябра... прафесара Э. Пікерынга з дзелавым візітам. З характэрнай для яго дабрынёй ён прапанаваў атрымаць спектры ўсіх зорак, якія Хінкс і я назіралі... з мэтай вызначэння іх паралакса. Гэтая частка працы, якая здавалася руціннай, аказалася вельмі плённай — яна прывяла да адкрыцця таго, што ўсе зоркі вельмі малой абсалютнай велічыні (гэта значыць нізкай свяцільнасці) маюць спектральны клас M (гэта значыць вельмі нізкую паверхневую тэмпературу). Як мне помніцца, абмяркоўваючы гэтае пытанне, я спытаў у Пікерынга аб некаторых іншых слабых зорках..., упамянуўшы, у прыватнасці, 40 Эрыдана B. Паводзячы сябе характэрным для яго чынам, ён тут жа адправіў запыт у офіс (Гарвардскай) абсерваторыі, і неўзабаве быў атрыманы адказ (я думаю, ад місіс Флемінг), што спектр гэтай зоркі — A (гэта значыць высокая паверхневая тэмпература). Нават у тыя палеазойскія часы я ведаў пра гэтыя рэчы дастаткова, каб адразу ж зразумець, што тут была крайняя неадпаведнасць паміж тым, што мы тады назвалі б "магчымымі" значэннямі паверхневай яркасці і шчыльнасці. Я, мабыць, не схаваў, што не проста здзіўлены, а літаральна ўражаны гэтым выключэннем з таго, што здавалася цалкам нармальным правілам для характарыстык зорак. Пікерынг жа ўсміхнуўся мне і сказаў: "Менавіта такія выключэнні і вядуць да пашырэння нашых ведаў" — і белыя карлікі ўвайшлі ў свет даследаванага.»

Здзіўленне Расела цалкам зразумелае: 40 Эрыдана B адносіцца да адносна блізкіх зорак, і па назіраным паралаксе можна дастаткова дакладна вызначыць адлегласць да яе і, адпаведна, свяцільнасць. Свяцільнасць 40 Эрыдана B аказалася анамальна нізкай для яе спектральнага класа — белыя карлікі ўтварылі новую вобласць на Г-Р дыяграме. Такое спалучэнне свяцільнасці, масы і тэмпературы было незразумелым і не знаходзіла тлумачэння ў рамках стандартнай мадэлі будовы зорак галоўнай паслядоўнасці, распрацаванай у 1920-я гады.

Высокая шчыльнасць белых карлікаў заставалася невытлумачальнай у рамках класічнай фізікі і астраноміі і знайшла тлумачэнне толькі ў рамках квантавай механікі пасля з'яўлення статыстыкі Фермі — Дзірака. У 1926 Фаулер у артыкуле «Шчыльная матэрыя» («On dense matter», Monthly Notices R. Astron. Soc. 87, 114—122)^[8] паказаў, што, у адрозненне ад зорак галоўнай паслядоўнасці, для якіх ураўненне стану грунтуецца на мадэлі ідэальнага газу (стандартная мадэль Эдзінгтана), для белых карлікаў шчыльнасць і ціск рэчыва вызначаюцца ўласцівасцямі выраджанага электроннага газу (фермі-газу)^[8].

Наступным этапам у тлумачэнні прыроды белых карлікаў сталі працы Якава Фрэнкеля і Чандрасекара. У 1928 годзе Фрэнкель паказаў, што для белых карлікаў павінна існаваць верхняя мяжа масы, і ў 1931 годзе Чандрасекар у працы «Максімальная маса ідэальнага белага карліка» («The maximum mass of ideal white dwarfs», Astroph. J. 74, 81—82)^[9] паказаў, што існуе верхняя мяжа мас белых карлікаў, а менавіта, зоркі з масай, большай за пэўны рубеж, няўстойлівыя (мяжа Чандрасекара) і павінны калапсаваць^[9].

Паходжанне белых карлікаў

Рашэнне Фаулера растлумачыла ўнутраную будову белых карлікаў, але не праясніла механізм іх паходжання. У тлумачэнні ўзнікнення белых карлікаў ключавую ролю адыгралі дзве ідэі: думка астранома Эрнста Эпіка^[10], што чырвоныя гіганты ўтвараюцца з зорак галоўнай паслядоўнасці ў выніку выгарання ядзернага паліва, і здагадка астранома Васіля Фясенкава^[11], зробленая неўзабаве пасля Другой сусветнай вайны, што зоркі галоўнай паслядоўнасці павінны губляць масу, і такая страта масы павінна аказваць істотны ўплыў на эвалюцыю зорак. Гэтыя здагадкі цалкам пацвердзіліся.

Трайная геліевая рэакцыя і ізатэрмічныя ядры чырвоных гігантаў

Мал. 2. Будова зоркі галоўнай паслядоўнасці сонечнага тыпу і чырвонага гіганта з ізатэрмічным геліевым ядром і слаявой зонай нуклеасінтэзу (маштаб не захаваны).

У працэсе эвалюцыі зорак галоўнай паслядоўнасці адбываецца «выгаранне» вадароду — нуклеасінтэз з утварэннем гелію. Такое выгаранне прыводзіць да спынення энергавыдзялення ў цэнтральных частках зоркі, сціскання і, адпаведна, да павышэння тэмпературы і шчыльнасці ў яе ядры. Рост тэмпературы і шчыльнасці ў зорным ядры вядзе да ўмоў, пры якіх актывуецца новая крыніца тэрмаядзернай энергіі: выгаранне гелію (трайная геліевая рэакцыя або трайны альфа-працэс), характэрны для чырвоных гігантаў і звышгігантаў.

Пры тэмпературах парадку 10⁸ К кінетычная энергія ядраў гелію становіцца досыць высокай для пераадолення кулонаўскага бар'ера: два ядра гелію (⁴He, альфа-часціцы) могуць злівацца з утварэннем нестабільнага ізатопа берылію ⁸Be:

${\displaystyle {}_{2}^{4}{\textrm {He}}+{}_{2}^{4}{\textrm {He}}\rightarrow {}_{4}^{8}{\textrm {Be}}}$

Большая частка ⁸Be ізноў распадаецца на дзве альфа-часціцы, але пры сутыкненні ⁸Be з высокаэнергетычнай альфа-часціцай можа ўтварыцца стабільнае ядро вугляроду ¹²C:

${\displaystyle {}_{4}^{8}{\textrm {Be}}+{}_{2}^{4}{\textrm {He}}\rightarrow {}_{6}^{12}{\textrm {C}}}$ + 7,3 МэВ.

Нягледзячы на вельмі нізкую раўнаважную канцэнтрацыю ⁸Be (напрыклад, пры тэмпературы ~10⁸ К адносіны канцэнтрацый [⁸Be]/[⁴He] ~10⁻¹⁰), хуткасць такой трайной геліевай рэакцыі аказваецца дастатковай для дасягнення новай гідрастатычнай раўнавагі ў гарачым ядры зоркі. Залежнасць энергавыдзялення ад тэмпературы ў трайной геліевай рэакцыі надзвычайна высокая, так, для дыяпазону тэмператур T ~1—2×10⁸ К энергавыдзяленне ${\displaystyle \varepsilon _{3\alpha }}$^[12]:

${\displaystyle \varepsilon _{3\alpha }=10^{-8}\rho ^{2}Y^{3}\cdot \left({\frac {T}{10^{8}}}\right)^{30},}$

дзе Y — парцыяльная канцэнтрацыя гелію ў ядры (у дадзеным выпадку, калі вадарод амаль «вы́гараў», блізкая да адзінкі).

Варта, аднак, адзначыць, што трайная геліевая рэакцыя характарызуецца значна меншым энергавыдзяленнем, чым CNO-цыкл: у пераліку на адзінку масы энергавыдзяленне пры «гарэнні» гелію больш чым у 10 разоў ніжэйшае, чым пры «гарэнні» вадароду. Па меры выгарання гелію і вычэрпвання крыніцы энергіі ў ядры магчымыя і больш складаныя рэакцыі нуклеасінтэзу, аднак, па-першае, для такіх рэакцый патрабуюцца ўсё вышэйшыя тэмпературы, і, па-другое, энергавыдзяленне на адзінку масы ў такіх рэакцыях падае па меры росту масавых лікаў ядраў, якія ўступаюць у рэакцыю.

Дадатковым фактарам, які ўплывае на эвалюцыю ядраў чырвоных гігантаў, з'яўляецца спалучэнне высокай тэмпературнай адчувальнасці трайной геліевай рэакцыі і рэакцый сінтэзу цяжэйшых ядраў з механізмам нейтрыннага ахалоджвання: пры высокіх тэмпературах і цісках магчыма рассейванне фатонаў на электронах з утварэннем пар нейтрына-антынейтрына, якія свабодна выносяць энергію з ядра: зорка для іх празрыстая. Хуткасць такога аб'ёмнага нейтрыннага ахалоджвання, у адрозненне ад класічнага паверхневага фатоннага астуджэння, не абмежавана працэсамі перадачы энергіі з нетраў зоркі да яе фотасферы. У выніку рэакцыі нуклеасінтэзу ў ядры зоркі дасягаецца новая раўнавага, якая характарызуецца аднолькавай тэмпературай ядра: утвараецца ізатэрмічнае ядро (мал. 2).

Мал. 3. Папуляцыя белых карлікаў у шаравым зорным скопішчы NGC 6397. Сінія квадраты — геліевыя белыя карлікі, фіялетавыя кола — «нармальныя» белыя карлікі з высокім утрыманнем вугляроду.

У выпадку чырвоных гігантаў з адносна невялікай масай (парадку сонечнай) ізатэрмічныя ядры складаюцца, у асноўным, з гелію, у выпадку больш масіўных зорак — з вугляроду і цяжэйшых элементаў. Аднак у любым выпадку шчыльнасць такога ізатэрмічнага ядра настолькі высокая, што адлегласці паміж электронамі плазмы становяцца сувымернымі з іх даўжынёй хвалі Дэ Бройля ${\displaystyle \lambda =h/mv}$, гэта значыць выконваюцца ўмовы выраджэння электроннага газу. Разлікі паказваюць, што шчыльнасць ізатэрмічных ядраў адпавядае шчыльнасці белых карлікаў, г. зн. белыя карлікі з'яўляюцца ядрамі чырвоных гігантаў.

На фатаграфіі шаравога зорнага скопішча NGC 6397 (мал. 3) можна знайсці белыя карлікі абодвух тыпаў: і геліевыя белыя карлікі, якія ўзніклі пры эвалюцыі менш масіўных зорак, і вугляродныя белыя карлікі — вынік эвалюцыі зорак з большай масай.

Страта масы чырвонымі гігантамі і скідванне імі абалонкі

Мал. 4. Протапланетарная туманнасць HD 44179: асіметрычны выкід газапылавой матэрыі чырвоным гігантам.

Мал. 5. Планетарная туманнасць NGC 3132: у цэнтры падвойная зорка — аналаг Сірыуса.

Ядзерныя рэакцыі ў чырвоных гігантах адбываюцца не толькі ў ядры: па меры выгарання вадароду ў ядры, нуклеасінтэз гелію распаўсюджваецца на яшчэ багатыя вадародам вобласці зоркі, утвараючы сферычны слой на мяжы бедных і багатых вадародам абласцей. Падобная ж сітуацыя ўзнікае і з трайною геліевай рэакцыяй: па меры выгарання гелію ў ядры яна таксама засяроджваецца ў сферычным пласце на мяжы паміж беднымі і багатымі геліем абласцямі. Свяцільнасць зорак з такімі «двухслаёвымі» абласцямі нуклеасінтэзу значна ўзрастае, дасягаючы парадку некалькіх тысяч свяцільнасцей Сонца, зорка пры гэтым «раздзімаецца», павялічваючы свой ​​дыяметр да памераў зямной арбіты. Зона нуклеасінтезу гелію падымаецца да паверхні зоркі: доля масы ўнутры гэтай зоны складае ~70 % масы зоркі. «Раздзіманне» суправаджаецца досыць інтэнсіўным вытокам рэчыва з паверхні зоркі, назіраюцца такія аб'екты як протапланетарныя туманнасці (гл. мал. 4).

Такія зоркі відавочна з'яўляюцца нестабільнымі, і ў 1956 годзе астраном і астрафізік Іосіф Шклоўскі прапанаваў механізм утварэння планетарных туманнасцей праз скідванне абалонак чырвоных гігантаў, пры гэтым агаленне ізатэрмічных выраджаных ядраў такіх зорак прыводзіць да нараджэння белых карлікаў^[13]. Дакладныя механізмы страты масы і далейшага скідвання абалонкі для такіх зорак пакуль няясныя, але можна дапусціць наступныя фактары, здольныя ўнесці свой ​​уклад у страту абалонкі:

• З-за вельмі высокай свяцільнасці істотным становіцца светлавы ціск патоку выпраменьвання зоркі на яе вонкавыя пласты, што, па разліковых дадзеных, можа прывесці да страты абалонкі за некалькі тысяч гадоў.
• З прычыны іанізацыі вадароду ў абласцях пад фотасферай, можа развіцца моцная канвектыўная няўстойлівасць. Падобную прыроду мае сонечная актыўнасць, у выпадку ж чырвоных гігантаў магутнасць канвектыўных патокаў павінна значна пераўзыходзіць сонечную.
• У працяглых зорных абалонках могуць развівацца няўстойлівасці, якія прыводзяць да моцных вагальных працэсаў, якія суправаджаюцца змяненнем цеплавога рэжыму зоркі. На мал. 4 назіраюцца хвалі шчыльнасці выкінутай зоркай матэрыі, якія могуць быць вынікам такіх ваганняў.
• У чырвоных гігантаў з «двухслаёвай» тэрмаядзернай крыніцай, якія перайшлі на позняй стадыі сваёй эвалюцыі на асімптатычную галіну гігантаў, назіраюцца тэрмічныя пульсацыі, якія суправаджаюцца «пераключэннем» вадароднай і геліевай тэрмаядзерных крыніц і інтэнсіўнай стратай масы.

Так ці іначай, але досыць працяглы перыяд адносна спакойнага вытоку рэчыва з паверхні чырвоных гігантаў заканчваецца скідваннем абалонкі і агаленнем ядра. Такая скінутая абалонка назіраецца як планетарная туманнасць (гл. мал. 5). Хуткасці пашырэння протапланетарных туманнасцей складаюць дзясяткі км/с і блізкія да значэння парабалічных хуткасцей на паверхні чырвоных гігантаў, што служыць дадатковым пацвярджэннем іх утварэння шляхам скідвання «лішку масы» чырвоных гігантаў.

Зараз прапанаваны Шклоўскім сцэнарый канца эвалюцыі чырвоных гігантаў з'яўляецца агульнапрынятым^[13] і падмацаваны шматлікімі дадзенымі назіранняў^[14].

Фізіка і ўласцівасці белых карлікаў

Як ужо згадвалася, белыя карлікі маюць масы парадку сонечнай, але іх памеры складаюць толькі сотую (і нават меншую) частку сонечнага радыуса, гэта значыць шчыльнасць рэчыва ў белых карлікаў надзвычай высокая і складае ${\displaystyle \rho \sim 10^{5}-10^{9}}$ г/см³. Пры такіх шчыльнасцях электронныя абалонкі атамаў разбураюцца, і рэчыва пераходзіць у стан электронна-ядзернай плазмы, прычым яе электронны складнік прадстаўляе сабой выраджаны электронны газ. Ціск P такога газу падпарадкоўваецца наступнай залежнасці^[15]:

${\displaystyle P=K_{5/3}\rho ^{5/3},}$

дзе ${\displaystyle \rho }$ — яго шчыльнасць, гэта значыць, у адрозненне ад ураўнення Клапейрона (ураўнення стану ідэальнага газу), для выраджанага электроннага газу тэмпература ва ўраўненне стану не ўваходзіць — яго ціск ад тэмпературы не залежыць, і, як вынік, будова белых карлікаў не залежыць ад тэмпературы. Такім чынам, для белых карлікаў, у адрозненне ад зорак галоўнай паслядоўнасці і гігантаў, не існуе залежнасці маса-свяцільнасць.

Залежнасць маса — радыус і мяжа Чандрасекара

Мал. 6. Залежнасць маса — радыус для белых карлікаў. Вертыкальная асімптота адпавядае мяжы Чандрасекара.

Прыведзенае вышэй ураўненне стану справядлівае для халоднага электроннага газу, але тэмпература нават у некалькі мільёнаў градусаў малая ў параўнанні з характэрнай фермі-энергіяй электронаў (${\displaystyle kT\ll E_{F}}$). Разам з тым, пры росце шчыльнасці рэчыва з-за забароны Паўлі (два электроны не могуць мець адзін квантавы стан, гэта значыць аднолькавую энергію і спін), энергія і хуткасць электронаў узрастаюць настолькі, што пачынаюць дзейнічаць эфекты тэорыі адноснасці — выраджаны электронны газ становіцца рэлятывісцкім. Залежнасць ціску P рэлятывісцкага выраджанага электроннага газу ад шчыльнасці ўжо іншая^[15]:

${\displaystyle P=K_{4/3}\rho ^{4/3}.}$

Для такога ўраўнення стану складваецца цікавая сітуацыя. Сярэдняя шчыльнасць белага карліка

${\displaystyle \rho \sim M/R^{3},}$

дзе M — маса, а R — радыус белага карліка.

Тады ціск

${\displaystyle P\sim M^{4/3}/R^{4}}$

і сіла ціску, процідзейная гравітацыі і роўная перападу ціску па глыбіні:

${\displaystyle {\frac {P}{R}}\sim {\frac {M^{4/3}}{R^{5}}}.}$

Гравітацыйныя сілы, процідзейныя ціску:

${\displaystyle {\frac {\rho GM}{R^{2}}}\sim {\frac {M^{2}}{R^{5}}},}$

гэта значыць, хоць перапад ціску і гравітацыйныя сілы аднолькава залежаць ад радыуса, але па-рознаму залежаць ад масы — як ${\displaystyle \!\sim M^{4/3}}$ і ${\displaystyle \!\sim M^{2}}$ адпаведна. Вынікам такіх суадносін залежнасцей з'яўляецца існаванне некаторага значэння масы зоркі, пры якой яны ўраўнаважваюцца, і, раз гравітацыйныя сілы залежаць ад масы мацней, чым перапад ціску, пры павелічэнні масы белага карліка яго радыус памяншаецца (гл. мал. 6). Іншым вынікам з'яўляецца тое, што калі маса перавышае нейкую мяжу, то зорка скалапсуе.

Такім чынам, для белых карлікаў існуе верхні рубеж масы (мяжа Чандрасекара). Цікава, што для назіраных белых карлікаў існуе і аналагічная ніжняя мяжа: паколькі хуткасць эвалюцыі зорак прапарцыйная іх масе, то мы можам назіраць як маламасіўныя белыя карлікі толькі рэшткі тых зорак, якія паспелі праэволюцыяніраваць за час ад пачатковага перыяду зоркаўтварэння Сусвету да нашых дзён.

Асаблівасці спектраў і спектральная класіфікацыя

Мал. 7. Спектры белых карлікаў у шаравым скопішчы NGC 6397. «Стандартны» спектр белага карліка спектральнага класа DA для параўнання паказаны зверху (чырвоны).

Спектры белых карлікаў моцна адрозніваюцца ад спектраў зорак галоўнай паслядоўнасці і гігантаў. Галоўная іх асаблівасць — невялікі лік моцна пашыраных ліній паглынання, а некаторыя белыя карлікі (спектральны клас DC) наогул не ўтрымліваюць прыкметных ліній паглынання^[16]. Малая колькасць ліній паглынання ў спектрах зорак гэтага класа тлумачыцца вельмі моцным пашырэннем ліній: толькі самыя моцныя лініі паглынання, пашыраючыся, маюць дастатковую глыбіню, каб застацца прыкметнымі, а слабыя, з-за малой глыбіні, практычна зліваюцца з непарыўным спектрам.

Асаблівасці спектраў белых карлікаў тлумачацца некалькімі фактарамі. Па-першае, з-за высокай шчыльнасці белых карлікаў паскарэнне свабоднага падзення на іх паверхні складае ~10⁸ см/с² (ці ~1000 км/с²), што, у сваю чаргу, прыводзіць да малой працягласці іх фотасферы, велізарных шчыльнасцей і ціскаў у іх і пашырэння ліній паглынання. Іншым вынікам моцнага гравітацыйнага поля на паверхні з'яўляецца гравітацыйнае чырвонае зрушэнне ліній у іх спектрах, эквівалентнае хуткасцям ў некалькі дзесяткаў км/с. Па-другое, у некаторых белых карлікаў з моцнымі магнітнымі палямі назіраюцца моцная палярызацыя выпраменьвання і расшчапленне спектральных ліній з-за эфекту Зеемана.

Белыя карлікі вылучаюцца ў асобны спектральны клас D ​​(ад англ.: Dwarf — карлік), у цяперашні час выкарыстоўваецца класіфікацыя, якая адлюстроўвае асаблівасці спектраў белых карлікаў і была прапанавана ў 1983 Эдвардам Сіонам; ў гэтай класіфікацыі спектральны клас запісваецца ў наступным фармаце^[17]:

D [падклас][асаблівасці спектра][тэмпературны індэкс],

пры гэтым вызначаны наступныя падкласы:

• DA — у спектры прысутнічаюць лініі бальмераўской серыі вадароду, лініі гелію не назіраюцца
• DB — у спектры прысутнічаюць лініі гелію He I, лініі вадароду або металаў адсутнічаюць
• DC — непарыўны спектр без ліній паглынання
• DO — у спектры прысутнічаюць моцныя лініі гелію He II, таксама могуць прысутнічаць лініі He I і H
• DZ — толькі лініі металаў, лініі H або He адсутнічаюць
• DQ — лініі вугляроду, у тым ліку малекулярнага C₂

і спектральныя асаблівасці:

• P — назіраецца палярызацыя святла ў магнітным полі
• H — палярызацыя пры наяўнасці магнітнага поля не назіраецца
• V — зоркі тыпу ZZ Кіта або іншыя пераменныя белыя карлікі
• X — пекулярныя або некласіфікаваныя спектры

Эвалюцыя белых карлікаў

Мал. 8. Экзатычная падвойная сістэма PSR J0348+0432, якая складаецца з пульсара і белага карліка, які круціцца вакол яго за 2,5 гадзіны.

Мал. 9. Сістэма KOI-256, якая складаецца з чырвонага і белага карлікаў. Ілюстрацыя NASA.

Белыя карлікі пачынаюць сваю эвалюцыю як аголеныя выраджаныя ядры чырвоных гігантаў, скінуўшых сваю абалонку — гэта значыць у якасці цэнтральных зорак маладых планетарных туманнасцей. Тэмпературы фотасферы ядраў маладых планетарных туманнасцей надзвычай высокія — так, напрыклад, тэмпература цэнтральнай зоркі туманнасці NGC 7293 складае ад 90000 К (ацэнка па лініях паглынання) да 130000 К (ацэнка па рэнтгенаўскаму спектру)^[18]. Пры такіх тэмпературах вялікая частка спектра прыпадае на жорсткае ультрафіялетавае і мяккае рэнтгенаўскае выпраменьванне.

Разам з тым, назіраныя белыя карлікі па сваіх спектрах пераважна дзеляцца на дзве вялікія групы^[19]:

• «вадародныя» спектральнага класа DA, у спектрах якіх адсутнічаюць лініі гелію, складаюць ~80% папуляцыі белых карлікаў,
• і «геліевыя» спектральнага класа DB без ліній вадароду ў спектрах, складаюць большую частку астатніх 20% папуляцыі.

Прычына такога адрознення саставу атмасфер белых карлікаў доўгі час заставалася няяснаю. У 1984 Іка Ібен разгледзеў сцэнарыі «выхаду» белых карлікаў з пульсуючых чырвоных гігантаў, якія знаходзяцца на асімптатычнай галіне гігантаў, на розных фазах пульсацыі^[20]. На позняй стадыі эвалюцыі ў чырвоных гігантаў з масамі да дзесяці сонечных у выніку «выгарання» геліевага ядра ўтвараецца выраджанае ядро, якое складаецца пераважна з вугляроду і цяжэйшых элементаў, акружанае невыраджанай геліевай слаявой крыніцай, у якой ідзе трайная геліевая рэакцыя. У сваю чаргу, над ёю размяшчаецца слаявая вадародная крыніца, у якой ідуць тэрмаядзерныя рэакцыі CNO-цыкла ператварэння вадароду ў гелій, акружаная вадароднаю абалонкай; такім чынам, знешняя вадародная слаёвая крыніца з'яўляецца «вытворцам» гелію для геліевай слаёвай крыніцы. Гарэнне гелію ў слаявой крыніцы схільнае да цеплавой няўстойлівасці з прычыны надзвычай высокай залежнасці ад тэмпературы, і гэта пагаршаецца большай хуткасцю пераўтварэння вадароду ў гелій у параўнанні з хуткасцю выгарання гелію; вынікам становіцца назапашванне гелію, яго сціск да пачатку выраджэння, рэзкае павышэнне хуткасці трайной геліевай рэакцыі і развіццё слаявой геліевай успышкі.

За вельмі кароткі час (~30 гадоў) свяцільнасць геліевай крыніцы павялічваецца настолькі, што гарэнне гелію пераходзіць у канвектыўны рэжым, слой пашыраецца, выштурхваючы вонкі вадародную слаявую крыніцу, што вядзе да яе астуджэння і спынення гарэння вадароду. Пасля выгарання лішку гелію ў працэсе ўспышкі свяцільнасць геліевага слоя падае, знешнія вадародныя слаі чырвонага гіганта сціскаюцца, і адбываецца новы падпал вадароднай слаёвай крыніцы.

Ібен выказаў здагадку, што пульсуючы чырвоны гігант можа скінуць абалонку, утварыўшы планетарную туманнасць, як у фазе геліевай ўспышкі, так і ў спакойнай фазе з актыўнай слаёвай вадароднай крыніцай, і, паколькі паверхня адрыву абалонкі залежыць ад фазы, то пры скідванні абалонкі падчас геліевай успышкі агаляецца «геліевы» белы карлік спектральнага класа DB, а пры скідванні абалонкі гігантам з актыўнаю слаявою вадароднай крыніцай — «вадародны» карлік DA; працягласць геліевай успышкі складае каля 20% ад працягласці цыкла пульсацыі, што і тлумачыць суадносіны вадародных і геліевых карлікаў DA:DB ~ 80:20.

Буйныя зоркі (у 7-10 разоў цяжэйшыя за Сонца) у нейкі момант «спальваюць» вадарод, гелій і вуглярод і ператвараюцца ў белыя карлікі з багатым кіслародам ядром. Зоркі SDSS 0922+2928 і SDSS 1102+2054 з кіслародзмяшчальнай атмасферай гэта пацвярджаюць^[21].

Белыя карлікі не маюць уласных тэрмаядзерных крыніц энергіі і выпраменьваюць за кошт запасаў свайго цяпла. Магутнасць выпраменьвання абсалютна чорнага цела (інтэгральная магутнасць па ўсім спектры), якая прыходзіцца на адзінку плошчы паверхні, прапарцыянальная чацвёртай ступені тэмпературы цела:

${\displaystyle j=\sigma T^{4},}$

дзе ${\displaystyle j}$ — магутнасць на адзінку плошчы выпраменьваючай паверхні, а ${\displaystyle \!\sigma }$ Вт/(м²·К⁴) — пастаянная Стэфана — Больцмана.

Як ужо адзначалася, ва ўраўненне стану выраджанага электроннага газу тэмпература не ўваходзіць — гэта значыць радыус белага карліка і выпраменьваючая плошча застаюцца нязменнымі: у выніку, па-першае, для белых карлікаў не існуе залежнасці маса — свяцільнасць, але існуе залежнасць узрост-свяцільнасць (якая залежыць толькі ад тэмпературы, але не ад плошчы паверхні), і, па-другое, звышгарачыя маладыя белыя карлікі павінны досыць хутка астываць, бо паток выпраменьвання і, адпаведна, скорасць ахалоджвання, прапарцыянальныя чацвёртай ступені тэмпературы.

Астранамічныя з'явы з удзелам белых карлікаў

Рэнтгенаўскае выпраменьванне белых карлікаў

Мал. 9 Здымак Сыріуса ў мяккім рэнтгенаўскім дыяпазоне. Яркі кампанент — белы карлік Сірыус Б, цьмяны — Сірыус А

Тэмпература паверхні маладых белых карлікаў — ізатропных ядраў зорак пасля скідвання абалонак, вельмі высокая — большая за 2×10⁵ К, аднак досыць хутка падае за кошт нейтрыннага ахалоджвання і выпраменьвання з паверхні. Такія вельмі маладыя белыя карлікі назіраюцца ў рэнтгенаўскім дыяпазоне (напрыклад, назіранні белага карліка HZ 43 спадарожнікам ROSAT). У рэнтгенаўскім дыяпазоне свяцільнасць белых карлікаў перавышае свяцільнасць зорак галоўнай паслядоўнасці: ілюстрацыяй могуць служыць здымкі Сірыуса, зробленыя рэнтгенаўскім тэлескопам «Чандра» (гл. Мал. 9) — на іх белы карлік Сірыўс Б выглядае ярчэй, чым Сірыўс А спектральнага класа A1, які ў аптычным дыяпазоне ў ~10 000 разоў ярчэйшы за Сірыус Б^[22].

Тэмпература паверхні найбольш гарачых белых карлікаў — 7×10⁴ К, найбольш халодных — ~5×10³ К^[2].

Асаблівасцю выпраменьвання белых карлікаў ў рэнтгенаўскім дыяпазоне з'яўляецца той факт, што асноўнай крыніцай рэнтгенаўскага выпраменьвання для іх з'яўляецца фотасфера, што рэзка адрознівае іх ад «нармальных» зорак: у апошніх у рэнтгене выпраменьвае карона, разагрэтая да некалькіх мільёнаў кельвінаў, а тэмпература фотасферы занадта нізкая для выпускання рэнтгенаўскага выпраменьвання.

Пры адсутнасці акрэцыі крыніцай свяцільнасці белых карлікаў з'яўляецца запас цеплавой энергіі іонаў у іх нетрах, таму іх свяцільнасць залежыць ад узросту. Колькасную тэорыю астывання белых карлікаў пабудаваў у канцы 1940-х гадоў прафесар Самуіл Каплан^[23].

Акрэцыя на белыя карлікі ў падвойных сістэмах

Мал. 10. Пераменная зорка Міра (ο Кіта) ў ультрафіялетавым дыяпазоне. Бачны акрэцыйны «хвост», накіраваны ад асноўнага кампанента — чырвонага гіганта да кампаньёна — белага карліка

Мал. 11. Злева — выява ў рэнтгенаўскім дыяпазоне рэштак звышновай SN 1572 тыпу Ia, што назіралася Ціха Брагэ ў 1572 годзе. Справа — фатаграфія ў аптычным дыяпазоне, адзначаны колішні кампаньён белага карліка, што выбухнуў

Пры эвалюцыі зорак розных мас у падвойных сістэмах скорасці эвалюцыі кампанентаў неаднолькавыя, пры гэтым больш масіўны кампанент можа праэвалюцыяніраваць у белы карлік, тады як менш масіўны к гэтаму часу можа заставацца на галоўнай паслядоўнасці. У сваю чаргу, пры сходзе ў працэсе эвалюцыі менш масіўнага кампанента з галоўнай паслядоўнасці і яго пераходзе на галіну чырвоных гігантаў памер эвалюцыяніруючай зоркі пачынае расці да таго часу, пакуль яна не запаўняе сваю поласць Роша. Поласці Роша кампанентаў двайной сістэмы датыкаюцца ў пункце Лагранжа L₁. У выніку, на гэтай стадыі эвалюцыі менш масіўнага кампанента праз пункт L1 пачынаецца ператок матэрыі з чырвонага гіганта ў поласць Роша белага карліка і далейшая акрэцыя багатай вадародам матэрыі на яго паверхню (гл. мал. 10), што прыводзіць да шэрагу астранамічных з'яў:

• Нестацыянарная акрэцыя на белыя карлікі ў выпадку, калі кампаньёнам з'яўляецца масіўны чырвоны карлік, прыводзіць да ўзнікнення карлікавых новых (зорак тыпу U Gem (UG)) і новападобных катастрафічных зменных зорак.
• Акрэцыя на белыя карлікі з моцным магнітным полем накіроўваецца ў раён магнітных палюсоў белага карліка, і цыклатронны механізм выпраменьвання акрэцыруючай плазмы ў каляпалярных абласцях магнітнага поля карліка выклікае моцную палярызацыю выпраменьвання ў бачнай вобласці (паляры і прамежкавыя паляры).
• Акрэцыя на белыя карлікі багатага вадародам рэчыва прыводзіць да яго назапашвання на паверхні (якая складаецца пераважна з гелію) і разагрэву да тэмператур рэакцыі сінтэзу гелію, што, у выпадку развіцця цеплавой няўстойлівасці, прыводзіць да выбуху, які назіраецца як успышка новай зоркі.
• Досыць працяглая і інтэнсіўная акрэцыя на масіўны белы карлік прыводзіць да перавышэння яго масай мяжы Чандрасекара і гравітацыйнага калапсу, што назіраецца як успышка звышновай тыпу Ia (гл. мал. 11).

Зноскі

1. Я. Б. Зельдович, С. И. Блинников, Н. И. Шакура. Физические основы строения и эволюции звёзд. — М.: МГУ, 1981.
2. Белые карлики // Физика космоса: Маленькая энциклопедия. с. 141.
3. Sinuosités observées dans le mouvement propre de Sirius, Fig. 320, Flammarion C., Les étoiles et les curiosités du ciel, supplément de «l’Astronomie populaire», Marpon et Flammarion, 1882
4. On the proper motions of Procyon and Sirius (англ.). Monthly Notices of the Royal Astronomical Society (12/1844). Архівавана з першакрыніцы 22 жніўня 2011. Праверана 22 ліпеня 2009.
5. Flammarion C. (1877). "The Companion of Sirius". Astronomical register(англ.). 15: 186–189. Праверана 2010-01-05.
6. van Maanen A.. Two Faint Stars with Large Proper Motion (нявызн.). Publications of the Astronomical Society of the Pacific (12/1917). — Vol. 29, No. 172, pp. 258—259. Архівавана з першакрыніцы 22 жніўня 2011. Праверана 18 кастрычніка 2013.
7. В. В. Иванов.. Белые карлики (нявызн.). Астронет (17 верасня 2002). Архівавана з першакрыніцы 22 жніўня 2011. Праверана 6 мая 2009.
8. Fowler R. H.. On dense matter (англ.). Monthly Notices of the Royal Astronomical Society (12/1926). Архівавана з першакрыніцы 22 жніўня 2011. Праверана 22 ліпеня 2009.
9. Chandrasekhar S.. The Maximum Mass of Ideal White Dwarfs (англ.)(недаступная спасылка). Astrophysical Journal (07/1931). Архівавана з першакрыніцы 18 студзеня 2008. Праверана 22 ліпеня 2009.
10. Эпик Эрнст Юлиус (нявызн.).(недаступная спасылка)
11. Происхождение и развитие небесных тел по современным данным (нявызн.).
12. Мартынов Д. Я. Курс общей астрофизики. с. 224
13. Шкловский И. С. О природе планетарных туманностей и их ядер // Астрономический журнал. — 1956. — Т. 33. — № 3. — С. 315—329.
14. Шкловский И. С. Звёзды: их рождение, жизнь и смерть. — М.: Наука, 1984. Архівавана 10 снежня 2005.
15. Э. А. Дибай, С. А. Каплан. Размерности и подобие астрофизических величин. §3.3 Белые карлики, нейтронные звезды и "черные дыры". с. 95.
16. http://books.google.com.ua/books?id=4fNhk7m2MGYC&redir_esc=y Stars and Their Spectra: An Introduction to the Spectral Sequence
17. A proposed new white dwarf spectral classification system, E. M. Sion, J. L. Greenstein, J. D. Landstreet, J. Liebert, H. L. Shipman, and G. A. Wegner, The Astrophysical Journal 269, #1 (June 1, 1983), pp. 253—257.
18. Leahy, D. A.; C. Y. Zhang; Sun Kwok (1994). "Two-temperature X-ray emission from the planetary nebula NGC 7293". The Astrophysical Journal. 422: 205–207. Праверана 2010-07-05.
19. http://www.svoboda.org/content/article/423884.html Открыты белые карлики с углеродной атмосферой
20. Iben Jr, I. (1984). "On the frequency of planetary nebula nuclei powered by helium burning and on the frequency of white dwarfs with hydrogen-deficient atmospheres". The Astrophysical Journal. 277: 333–354. ISSN 0004-637X.
21. София Нескучная. Карлик дышит кислородом (руск.). газета.ru (13.11.09 10:35). Архівавана з першакрыніцы 22 жніўня 2011. Праверана 23 мая 2011.
22. Sirius A and B: A Double Star System In The Constellation Canis Major // Photo Album of Chandra X-Ray Observatory
23. Иванов В. В.. Белые карлики (нявызн.)(недаступная спасылка). Астрономический институт им. В. В. Соболева. Архівавана з першакрыніцы 22 жніўня 2011. Праверана 06.01.2010.

Літаратура

• Deborah Jean Warner. Alvan Clark and Sons: Artists in Optics. — Smithsonian Press, 1968.
• Я. Б. Зельдович, С. И. Блинников, Н. И. Шакура. Физические основы строения и эволюции звёзд. — М., 1981.
• Шкловский И. С. Звёзды: их рождение, жизнь и смерть. — М.: Наука, 1984.
• Steven D. Kawaler, Igorʹ Dmitrievich Novikov, Ganesan Srinivasan, G. Meynet, Daniel Schaerer. Stellar remnants. — Springer, 1997. — ISBN 3540615202, 9783540615200.
• Кіпенхан Р.  (англ.). 100 миллиардов солнц: Рождение, жизнь и смерть звезд = 100 Milliarden Sonnen / Пер. с нем. А. С. Доброславский, Б. Б. Страумал, под ред. И. М. Халатникова, А. В. Тутукова. — Мир. — М., 1990. — 293 с. — 88 000 экз. — ISBN 5-03-001195-1.
• Белые карлики // Физика космоса: Маленькая энциклопедия. — М.: Советская энциклопедия, 1986. — С. 141-142.
• Мартынов Д. Я. Курс общей астрофизики. — М.: Наука, 1971. — 616 с.
• Дибай Э. А., Каплан С. А. Размерности и подобие астрофизических величин. — М.: Наука, 1976. — 400 с.

Гл. таксама

• Акрэцыя
• Чорны карлік
• Выраджаны газ
• Мяжа Чандрасекара
• Нуклеасінтэз
• Планетарная туманнасць
• Звышновая зорка

Спасылкі

• Adler Planetarium Astronomy Museum: The Dearborn Telescope Архівавана 26 ліпеня 2009.